Файл: Радиационные процессы в атомных ядрах..pdf

л у ч ш е, чем трехчленная формула Бора—Моттельсона,

и откло­

нения экспериментальных

отношений Gs от

прямой,

описывае­

мой формулой (5), меньше

погрешностей

эксперимента. Д л я

сравнения представлены

также

результаты

расчетов,

выполнен­

тельсона. Как и следовало ожидать, формула

Эйджири

удовлет­

ворительно согласуется с экспериментом лишь

для ядер с G 6 <

1,6, а

формула Бора—Моттельсона — при G 6 >

2,5.

По

результатам, приведенным на рисунке,

можно

проверить

падению

расчетов по формуле (1) в большинстве случаев

можно

выявить

ядра, в которых энергии уровней

определены

неточно,

так как

даже небольшая ошибка в экспериментальной

энергии

какого-либо уровня приводит к значительному

изменению

вели­

чины Gs

(см. рис.

1). Таким

образом,

в ядрах, для которых ве­

личина

Gs

отклоняется

от

прямой

на

рис.

1 на

величину,

боль­

шую экспериментальной

ошибки,

необходимо

изменить

энергию

уровня

8 +

основной вращательной

полосы

так,

чтобы

зависи­

мость

Ga

от G 6

следовала

бы

формуле

(5).

Для

этого

мы

срав­

нивали

данные

об

энергиях

8 +

в

конкретном ядре

по всем

экс­

периментальным

работам,

и на

схеме

указывали

те

значения

энергий

уровня

8 +

основной

вращательной

полосы,

которые

обеспечивают

наилучшее

выполнение

соотношения

(5).

Лишь

для

ядер

S m 1 5 6

и

W 1

8 4

мы

не

смогли

уточнить

экспе­

риментальные

значения

энергий

уровней

6 +

и

8 +

основной

вра­

щательной

полосы,

так

как

величины

Ев+

и

Es+

определялись

и л и £ 8 + определена

не

точно.

В случае Sm 1 5 6

можно

с

уверен ­

ностью

утверждать, что

основная

ошибка

содержится

в

энергии

уровня

6^.,

так как

С?6

>

3,5,

в то

время

как

для

всех

других

ядер (?6 < 3 (рис. 1). Кроме того, рассматривая

зависимость от­

ношения

энергий

E6g/E2g

от

массового

числа

А

для

изотопов

тов в начале и середине

области

деформации

величина

Eeg/E2g

более или менее плавно увеличивается с ростом

А.

Предполагая,

что

значение энергии

уровня

8+g

в Sm 1 5 6

определено

правиль­

но,

для

соответствия

зависимости

G 8

от

Gs

соотношению

(5)

необходимо

принять энергию

уровня

6+g

равной

Ъ\5±Акэв.

В ядре

W 1 8 4 ,

по

нашему

мнению,

неправильно

определена

энергия

состояния

8+.

Во

всех

рассмотренных

ядрах F,

(см.

(4))

монотонно

убывает с

ростом

/,

в то

время как для

W 1

8 4 вели­

г д е Ze — заряд

ядра,

R0

=

1,2 - А ь #> .

в ядре

Если предположим, что форма распределения заряда

•соответствует эллипсоиду

с

резким

краем,

то для внутреннего

.квадрупольного

момента

вытянутого ядра

получим

Q 2 0

= j ^ . R l p 2 o ( l + 0 , 3 6 P 2 0 ) ,

(11)

откуда

p2„ = l , 3 8 ( | / 1 +

! f « ; f - l ) .

(.2,

Q20=

f!20

(cos т +

|

/

l 7 ?

, cos

2 7

) .

(13)

Как

показано в (9)

на

примере

Wls2,

значения

fl2 0 ,

опреде -

.ленные

из формул (10)

и (13),

различаются

примерно

на

3%,

поэтому для определения

параметра р 2 0 можно

пользоваться фор ­

мулой

(10).

Данные о внутренних квадрупольных моментах Q2 0 , получен­

ные из времен жизни и кулоновских

измерений

для

ядер

ред ­

коземельной

области,

приведены

в [11, 12], где показано,

что в

•четно-четных

ядрах

значения Q 2 0

п 0

временным и

кулоновским

данным совпадают в пределах экспериментальных

погрешностей.

Поэтому для ядер

с

1 5 0 < А < 1 9 0

мы

приводим

средневзвешен­

ные значения Q 2 0

по кулоновским

и

временным

измерениям из

[ И ] .

Новые

данные,

появившиеся

в

литературе

после

1966 г.,

нами

не

усредняются

и приводятся так, как они

даны

в экспе­

риментальных работах. Параметры

деформации р 2 0

рассчитаны из

этих значений Q 2 0 по формуле (9).

Экспериментальных

данных

о

квадрупольных

моментах

воз­

бужденных

состояний

четных

ядер

в настоящее

время

очень

мало,

и они относятся

лишь к первому

возбужденному

состоя­

нию 2 +

основной вращательной

полосы.

Д л я

некоторых ядер в экспериментах

по

кулоновскому

воз­

буждению измерены

вероятности

возбуждения

состояния 4 + ос­

новной

вращательной

полосы B(E4,0g-^4g),

которые

приводятся

в таблицах в единицах еъ-барнк

(для

некоторых

ядер

указаны

матричные э л е м е н т ы < 0 ^ II М[ЕА)

\\ 4g>B е д и н и ц а х е - б а р н 2 ) .

Поль­

зуясь

этими

величинами,

можно

определить

гексадекапольные

моменты в основном

состоянии

Q 4 0

с помощью

соотношения

B(E^0g^Ag)

= - ^ r Q l 0 .

(14)

параметров

квадрупольной и гексадекапольной

деформаций ядра

в основном

состоянии. Эти параметры зависят

от распределения

заряда

в ядре. Например,

в случае

однородного

распределения

заряда

связь между QlQ,

Q 2 0

и р2 0 , Р4 0 определяется

следующими

соотношениями

[13]:

Q 2

0 = ^ l

р2 0

( l +0,360 р а о +0,967 р1 0 + 0 , 3 2 8 - | | ) ,

(15)

ZeR0

О

(л

I

А П О О О

I О 7 П с

^20

Qu=y=-

Ц

1 +0,983 р 2 0 +

0 , 7 2 5 ^ + 0 , 4 1 1 р 4

0 ) .

(16)

В таблицы включены

также

величины р0 0 ,

которые

даны

в не­

которых

работах.

Выше уж е отмечалось,

что магнитный дипольный

момент ос­

новных

состояний четно-четных ядер равен нулю.

Однако

маг­

нитный

момент

появляется при вращении

ядра.

В

классической

физике,

отношение

магнитного момента ц. к механическому

/

_

р. (яд. магн.)

, 1 7 .

g

-_A_N

В работе [10] приводятся уточненные

авторами

величины ги­

ромагнитных

отношений,

поскольку

сведения о

значениях

т

(среднее время

жизни

возбужденного

состояния) и р (коэффи­

циент

парамагнитного

усиления внешнего

магнитного поля

в

месте

расположения

ядра)

в последние

годы

стали полнее. В на­

стоящей работе, приводя значения, взятые

из [10], мы указываем

две ссылки: на оригинальную работу и

книгу

[10].

3.

Вероятности

электромагнитных

переходов .

Вероятности

ных ядер. Поэтому в настоящей работе отношениям

приведенных

вероятностей Е2- и Е\-переходов,

которые служат

тестом для

торых ядер известны

отношения приведенных вероятностей £ 3 - ,

Ml- и М2 - переходов,

которые также приведены в таблицах.