Общая структура ядерных сил
Модели атомных ядер, в которых понятие потенциала применяется и нет. Экспериментальные факты, подтверждающие зависимость ядерных сил от расстояния, спинов, относительного орбитального момента нуклонов. Различные классификации ядерных потенциалов.
| Рубрика | Физика и энергетика |
| Вид | дипломная работа |
| Язык | русский |
| Дата добавления | 16.08.2011 |
| Размер файла | 133,1 K |
Отправить свою хорошую работу в базу знаний просто. Используйте форму, расположенную ниже
Студенты, аспиранты, молодые ученые, использующие базу знаний в своей учебе и работе, будут вам очень благодарны.
Размещено на http://www.allbest.ru/
МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ РЕСПУБЛИКИ БЕЛАРУСЬ
УЧРЕЖДЕНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ
«БРЕСТСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени А.С. Пушкина»
Дипломная работа
по специализации «Теоретическая физика»
«Общая структура ядерных сил»
СОДЕРЖАНИЕ
- Введение
- I.1.1 Модели атомных ядер, в которых понятие потенциала не применяется
- 1.2 Модели атомных ядер, в которых понятие потенциала применяется
- 1.2.1 Оболочечная модель ядра
- 1.2.2 Оптическая модель ядра
- 1.2.3 Обобщенная модель ядра. Несферичность ядер. Ротационная модель
- II. Экспериментальные факты по ядерным силам
- 2.1 Экспериментальные факты, подтверждающие зависимость ядерных сил от расстояния
- 2.2 Экспериментальные факты, подтверждающие зависимость ядерных сил от спинов
- 2.3 Экспериментальные факты, подтверждающие зависимость ядерных сил от относительного орбитального момента нуклонов
- 2.4 Экспериментальные факты, подтверждающие зарядовую независимость (изотопическую инвариантность) ядерных сил
- 2.5 Экспериментальные факты, подтверждающие существование как необменных (вигнеровских), так и обменных (Майораны, Гейзенберга, Бартлетта) ядерных сил
- III. Различные классификации ядерных потенциалов
- 3.1 Классификация ядерных потенциалов с точки зрения числа частиц
- 3.2 По наличию либо отсутствию зависимости от расстояния
- 3.3 По наличию или отсутствие учета отталкивания нуклонов на очень малых расстояниях
- 3.4 По наличию или отсутствию тензорной части
- 3.5 Вещественные или комплексные потенциалы
- 3.6 Наличие или отсутствие обменных слагаемых
- 3.7 Наличие или отсутствие спин-орбитальной части
- 3.8 Наличие или отсутствие зависимости от плотности нуклонной среды
- 3.9 Представление нуклон-нуклонного потенциала в общем виде
- Заключение
ВВЕДЕНИЕ
Атомное ядро - система многих частиц (тел), взаимодействием между которыми нельзя пренебрегать. Простейшая задача в механике - задача 2 тел. Простейшая задача в электростатике - взаимодействие 2 точечных зарядов. Простейшая задача в ядерной физике - взаимодействие 2 нуклонов.
Более сложные ситуации в механике - задача 3 и многих тел, в электростатике - система зарядов (исследуется с помощью теоремы Остроградского-Гаусса, методами электрических изображений и др. [1, c. 33]), в ядерной физике - учет межнуклонных корреляций (подходы Бракнера и Ястрова [2, c. 656]).
При переходе к системе многих тел (зарядов) происходит либо отказ от применения потенциала, либо его усложнение. Цель нашей работы - проследить, как осуществляется 2-я стратегия.
1.1 Модели атомных ядер, в которых понятие потенциала не применяется
1) Простейшей и исторически одной из самых ранних моделей является капельная модель ядра. Она была предложена в 1936 г. Нильсом Бором и независимо от него Я.И.Френкелем (1894-1952). В капельной модели принимаетс, что ядро ведет себя подобно капле несжимаемой заряженной жидкости . Определим некоторые параметры “ядерной жидкости”.Для концентрации нуклонов в ядре получаем
=3/4рr03 =0.87·1038?1038см-3, (1.1.1)
p=nm?1.45·1014 г/см3 (1.1.2)
где m-масса нуклона, а в качестве r0 взято r0=1,10-13 см.
Среднее расстояние между нуклонами равно
д==r0?2,3·10-13см. (1.1.3)
Таким образом, если исключить из рассмотрения самые легкие ядра, то концентрация нуклонов, плотность вещества в ядре, а также среднее расстояние между нуклонами практически одинаковы во всех ядрах. Это и позволяет в капельной модели считать ядро несжимаемым.
Несжимаемость «ядерной жидкости» и отражает тот факт, что между нуклонами ядра существует очень сильное взаимодействие, а потому капельная модель и относится к числу коллективных. Она простейшим образом выясняет физический смысл первых трех членов в полуэмпирической формуле Вайцзеккера для энергии связи ядра
осв=CобACповA2/3-CкулZ2A1/3-Cсим(A-2Z)2A-1+CспарA-3/4д. (1.1.4)
Остальные два члена в этой формуле-- энергия симметрии и энергия спаривания--уже не могут быть интерпретированы на основе чисто капельной модели. Энергия симметрии обычно связывается с принципом Паули. Наличие энергии спаривания свидетельствует о зависимости сил взаимодействия между нуклонами от относительной ориентации их спинов. С учетом этих двух дополнительных членов капельная модель неплохо описывает зависимость усредненной энергии связи, но другие индивидуальные свойства атомных ядер в капельной модели остаются необъясненными. В этом один из недостатков этой модели.
2) В модели ядерного ферми-газа взаимодействие между нуклонами тоже не учитывается, но все нуклоны (каждый сорт в отдельности) помещаются в потенциальную яму, глубина которой подбирается так, чтобы расстояние до ее края от уровня энергии последнего нуклона была равна энергии, которую нужно затратить на то, чтобы реально «выбить» нуклон из ядра.
3) Подобно тому, как электромагнитное взаимодействие бывает не только статическим, но может зависеть и от относительных скоростей частиц, так и в ядерной материи большие плотности требуют учитывать скорости нуклонов. Описание ядерного взаимодействия с помощью потенциала всегда статическое. Учет влияния относительных скоростей нуклонов на ядерное взаимодействие между ними приводит к динамической теории ядерной материи.
1.2 Модели атомных ядер, в которых понятие потенциала применяется
1.2.1 Оболочечная модель ядра
Её прообразом является многоэлектронный атом. Согласно этой модели, каждый нуклон находится в ядре в определённом индивидуальном квантовом состоянии, характеризуемом энергией, моментом количества движения j его проекцией m на одну из координатных осей и орбитальным моментом вращения l = j± 1/2 [чётность состояния нуклона P = (--1)l]. Энергия уровня не зависит от проекции момента вращения на заданную ось. Поэтому в соответствии с принципом Паули на каждом энергетическом уровне с моментами j, l может находиться (2j + 1) тождественных нуклонов (протонов и нейтронов), образующих «оболочку» (j,1).
Полный момент вращения заполненной оболочки равен нулю. Поэтому если ядро составлено только из заполненных протонных и нейтронных оболочек, то его спин будет также равен нулю. Всякий раз, когда количество протонов или нейтронов достигает магического числа, отвечающего заполнению очередной оболочки, возникает возможность скачкообразного изменения некоторых характеризующих ядро величин (в частности, энергии связи).
Это создаёт подобие периодичности в свойствах ядер в зависимости от A и Z, аналогичной периодическому закону для атомов. В обоих случаях физической причиной периодичности является принцип Паули, запрещающий двум тождественным фермионам (частицам с полуцелыми спинами) находиться в одном и том же состоянии. Однако оболочечная структура у ядер проявляется значительно слабее, чем в атомах.
Происходит это главным образом потому, что в ядрах индивидуальные квантовые состояния частиц («орбиты») возмущаются взаимодействием («столкновениями») их друг с другом гораздо сильнее, чем в атомах. Более того, известно, что большое число ядерных состояний совсем не похоже на совокупность движущихся в ядре независимо друг от друга нуклонов, т. е. не может быть объяснено в рамках оболочечной модели. Наличие таких коллективных состояний указывает на то, что представления об индивидуальных нуклонных орбитах являются скорее методическим базисом теории, удобным для описания некоторых состояний ядра, чем физической реальностью. В этой связи в оболочечную модель вводится понятие квазичастиц -- элементарных возбуждений среды, эффективно ведущих себя во многих отношениях подобно частицам.
При этом ядро атома рассматривается как квантовая жидкость, точнее как ферми-жидкость конечных размеров. Ядро в основном состоянии рассматривается как вырожденный ферми-газ квазичастиц, которые эффективно не взаимодействуют друг с другом, поскольку всякий акт столкновения, изменяющий индивидуальные состояния квазичастиц, запрещен принципом Паули. В возбуждённом состоянии ядра, когда 1 или 2 квазичастицы находятся на более высоких индивидуальных энергетических уровнях, эти частицы, освободив орбиты, занимавшиеся ими ранее внутри ферми-сферы, могут взаимодействовать как друг с другом, так и с образовавшейся дыркой в нижней оболочке.
В результате взаимодействия с внешней квазичастицей может происходить переход квазичастиц из заполненных состояний в незаполненное, вследствие чего старая дырка исчезает, а новая появляется; это эквивалентно переходу дырки из одного состояния в другое. Т. о., согласно оболочечной модели, основывающейся на теории квантовой ферми-жидкости, спектр нижних возбуждённых состояний ядер определяется движением 1--2 квазичастиц вне ферми-сферы и взаимодействием их друг с другом и с дырками внутри ферми- сферы. Этим самым объяснение структуры многонуклонного ядра при небольших энергиях возбуждения фактически сводится к квантовой проблеме 2--4 взаимодействующих тел (квазичастица -- дырка или 2 квазичастицы -- 2 дырки).
Применение теории ферми-жидкости к Ядро атома было развито А. Б. Мигдалом (1965). Трудность теории состоит, однако, в том, что взаимодействие квазичастиц и дырок не мало и потому нет уверенности в невозможности появления низкоэнергетического возбуждённого состояния, обусловленного большим числом квазичастиц вне ферми-сферы.
Основные теоретические разновидности модели оболочек модифицируются иногда введением различного рода дополнит, взаимодействий (например, взаимодействия квазичастиц с колебаниями поверхности ядра) для достижения лучшего согласия теории с экспериментом.
Таким образом, современная оболочечная модель ядра фактически является полуэмпирической схемой, позволяющей понять некоторые закономерности в структуре ядер, но не способной последовательно количественно описать свойства ядра. В частности, ввиду перечисленных трудностей непросто выяснить теоретически порядок заполнения оболочек, а следовательно, и «магические числа», которые служили бы аналогами периодов таблицы Менделеева для атомов. Порядок заполнения оболочек зависит, во-первых, от характера силового поля, которое определяет индивидуальные состояния квазичастиц, и, во-вторых, от смешивания конфигураций. Последнее обычно принимается во внимание лишь для незаполненных оболочек. Наблюдаемые на опыте магические числа нейтронов (2, 8, 20, 28, 40, 50, 82, 126) и протонов (2, 8, 20, 28, 50, 82) отвечают квантовым состояниям квазичастиц, движущихся в прямоугольной или осцилляторной потенциальной яме со спин-орбитальным взаимодействием (именно благодаря ему возникают числа 28, 40, 82 и 126).
Объяснение самог факта существования магических чисел было крупным успехом модели оболочек, впервые предложенной М. Гёпперт-Майер и Х.Д. Йенсеном в 1949--1950 гг. В оболочечной модели ядра используется потенциал Вудса-Саксона (см. ниже).
атомный ядро спин нуклон потенциал
1.2.2 Оптическая модель ядра
Оптическая модель ядра--полуфеноменологический метод описания упругого рассеяния адронных объектов на ядрах. Налетающей на ядро частицей может быть адрон (нуклон,р-или К-мезоны и т.д.), лёгкое ядро(дейтрон, б-частица) или тяжелый ион. Исторически оптическая модель ядра возникла как теория, описывающая рассеяние нуклонов на ядрах. Согласно оптической модели ядра, нуклон рассеивается ядром, как потенциальной ямой, описываемой выражением, содержащим мнимую часть, соответствующую поглощению нуклона. Комплексный ядерный потенциал, действующий на нуклон, называется оптическим потенциалом (ОП).Распространение нуклона в поле с таким потенциалом аналогично прохождению света через полупрозрачную среду с комплексным показателем преломления.
Действительная часть ОП V(r) определяет коэффициент преломления среды, а мнимая--коэффициент поглощения.
Оптической модели ядра предшествовала модель, предложенная в 1935 г. Э.Ферми и Х.Бете независимо, по которой действие ядра на падающую частицу заменялось обычной потенциальной ямой. Согласно на ядре должно плавно зависеть от энергии нуклона о и массового числа ядра A.Однако в экспериментах по рассеиванию медленных нейтронов обнаруживались густые и узкие резонансы . В последствии всё же оказалось, что усреднённые сечения рассеяния, если добавить к потенциальной яме V(r) мнимую часть iW(r), которая учитывает (в среднем) вклад неупругих процессов в упругое рассеяние.
В рамках этой модели ОП нуклона содержит также спин-орбитальный член VSL(r)уl (уi-Паули матрицы,li-операторы орбитального углового момента). Потенциал ,действующий на нуклон, зависит от ориентации его спина S относительно плоскости рассеяния (угол и).
В результате спин-орбитального взаимодействия неполяризованный пучок в процессе рассеяния нуклона на ядре находятся решением уравнения Шрёдингера:
ш(r) = уlош(r). (1.2.1)
Отрицательное значение V определяется притягивающим характером ядерных сил, а положительное W --условием поглощения нуклона ядром.
Действительная часть ОП обычно выбирают в виде т.н. потенциала Вудса-Саксона
V(r)=-V0(N,Z,о)t(r), (1.2.2)
где V0(N,Z,о) называется глубиной ОП,f(r) определяется выражением
f(r)=-1, R=r0A1/3, (1.2.3)
В формулах (1.2.2) и (1.2.3) --число нейтронов, Z--число протонов в ядре, r0,a----параметры оптической модели ядра в случае протонов ОП содержит также кулоновский потенциал, который обычно берётся в таком же виде, что и в модели оболочек для протонов. Мнимую часть W(r) иногда выбирают также пропорциональной f(r) (объёмное поглощение), но чаще--в поверхностной форме:
W(r) =W0(N,Z,о)r0df/dr. (1.2.4)
Точное описание экспериментальных данных по рассеянию нуклонов на ядрах требует подбора параметров r0, а для каждого ядра и для каждой энергии нуклона. Однако приближённо эти параметры можно считать одинаковыми для всех ядер, за исключением самых лёгких , и не зависящими от энергии . Так называемый параметр диффузности a(?0.6 Фм) близок к соответствующей величине для зарядовой плотности , r0 (?1,25 Фм) несколько больше, чем соответствующий параметр для плотности нуклонов в ядре,что связано с конечным радиусом ядерных сил. Слабо зависят от числа нуклонов величины W(r),VSL, а зависимость глубины ОП от N и Z аппроксимируется выражением
V0(Z,V.о)=V1(о)+Vд(о)(N-Z)/A (1.2.5)
Оптическая модель ядра позволяет вычислить сечение упругого рассеяния различных адронов и ядер на атомных ядрах и широком диапазоне энергий и массовых чисел, а также определять поляризацию рассеянных нуклонов и её зависимость от угла рассеяния и. С оптической моделью ядра связаны другие методы, используемые в теории прямых ядерных реакций. Например, в методе искаженных волн, применяемом для описания неупругого рассеяния частиц на ядрах, искажение падающей и рассеянной волн рассчитывается решением уравнения Шрёдингера с оптическим потенциалом. Теория ядерного псевдомагнетизма также базируется на оптической модели ядра.
1.2.3 Обобщенная модель ядра. Несферичность ядер. Ротационная модель
Согласно экспериментальным данным в области массовых чисел 150 < A < 190 и А > 200, квадрупольные моменты Q ядер c I>1/2 чрезвычайно велики, они отличаются от значений, предсказываемых оболочечной моделью, в 10--100 раз. В этой же области значений А зависимость энергии нижних возбуждённых состояний ядер от спина ядра оказывается поразительно похожей на зависимость энергии вращающегося волчка от его момента вращения. Особенно четко это выражено у ядер с чётными А и Z. Спины возбуждённых состояний принимают, как показывает опыт, только чётные значения: 2, 4, 6,... (соответствует основному состоянию). Эти факты послужили основанием для ротационной модели несферического ядра, предложенной американским физиком Дж. Рейнуотором (1950 г.) и развитой в работах датского физика О. Бора и американского физика Б. Моттельсона. Согласно этой модели, ядро представляет собой эллипсоид вращения Его большая (a1) и малая (a2) полуоси выражаются через параметр деформации b ядра .Электрический квадрупольный момент Q несферического ядра выражается через b. Параметры b, определённые из данных по квадрупольным моментам (не только по статическим, но и динамическим -- т. е. по вероятности испускания возбужденным ядром электрического квадрупольного излучения), оказываются по порядку величины равными 0,1, но варьируются в довольно широких пределах, достигая у некоторых ядер редкоземельных элементов значений, близких к 0,5.
От параметра b зависит также момент инерции ядра. Как показывает сравнение опытных данных по энергии возбужденных состояний несферических ядер с формулой, наблюдаемые значения J значительно меньше моментов инерции твёрдого эллипсоида вращения относительно направления, перпендикулярного оси симметрии. Нет так же ротационных уровней, соответствующих вращению эллипсоида вокруг оси симметрии. Эти обстоятельства исключают возможность отождествить вращение несферического ядра с квантовым вращением твердотельного волчка в буквальном смысле слова.
Для ротационной модели несферических ядер принимается схема, аналогичная квантованию движения двухатомной молекулы с идентичными бесспиновыми ядрами: вращательный момент ядер такой молекулы относительно её центра тяжести всегда перпендикулярен оси симметрии (линии, соединяющей ядра).
Из-за свойств симметрии волновой функции относительно перестановки ядер допустимы только чётные значения момента вращения (0, 2, 4 и т. д.), что как раз соответствует значениям для ротационных состояний несферических ядер с чётными А и Z. Для ядер с небольшими значениями параметров деформации b, наблюдаемые значения близки к моменту инерции той части эллипсоида вращения, которая находится вне вписанного в эллипсоид шара. Такой момент инерции мог бы иметь идеальный газ, помещенный в сосуд в форме эллипсоида вращения, или, что то же самое, частицы, движущиеся независимо друг от друга в несферической эллипсоидальной потенциальной яме.
С ростом b момент инерции ядра в такой модели растет довольно быстро, достигая твердотельного значения. Это противоречит опытным данным, согласно которым рост l с увеличением Р происходит значительно медленнее, так что для реальных ядер I принимают значения, лежащие между моментами инерции части эллипсоида, находящейся вне вписанного в него шара и твёрдого эллипсоида вращения. Это противоречие устраняется учётом взаимодействия между частицами, движущимися в потенциальной яме. При этом, как оказывается, главную роль играют парные корреляции «сверхтекучего типа».
Описанная картина структуры несферического ядра отвечает обобщению оболочечной модели на случай движения квазичастиц в сферически- несимметричном потенциальном поле (обобщённая модель). При этом несколько изменяются и схема энергетических уровней и квантовые числа, характеризующие индивидуальные орбиты частиц.
В связи с появлением физически выделенного направления-- оси симметрии эллипсоида, сохраняется проекция момента вращения каждой из частиц на эту ось. Момент вращения частицы при этом перестаёт быть определённым квантовым числом. Для нечетных ядер спин ядра I получается векторным сложением ротационного момента всего ядра как целого и момента вращения «последнего» нечётного нуклона.
При этом энергия ротационного уровня зависит не только от I, но и от проекции момента вращения К нечётного нуклона на ось симметрии ядра. Разным значениям К отвечают разные «ротационные полосы. Моменты инерции для чётных и нечётных по А несферических ядер по порядку величины одинаковы и таковы, что энергия возбуждения первого ротационного уровня у ядер редкоземельных элементов около 100 КэВ (это отвечает значениям J ~ 10-47 г·см2).
Существенная черта ротационной модели несферических ядер -- сочетание вращения всего ядра, как целого, с движением отдельных нуклонов в несферическом потенциальном поле. При этом предполагается, что вращение всего ядра (т. е. несферической потенциальной ямы) происходит достаточно медленно сравнительно со скоростью движения нуклонов (адиабатическое приближение). Более точно последнее означает, что расстояние между соседними ротационными уровнями должно быть мало сравнительно с расстояниями между энергетическими уровнями нуклонов в потенциальной яме. Адиабатическое приближение для описания энергетического спектра некоторых несферических ядер оказывается недостаточным. В этом случае вводятся неадиабатические поправки (например, на кориолисовы силы и др.), что приводит к увеличению числа параметров, определяемых из сравнения теории с опытом. Современные данные о ротационных спектрах несферических ядер обильны. У некоторых ядер известно несколько ротационных полос (например, у ядра 235U наблюдается 9 полос, причём отдельные ротационные полосы «прослежены» вплоть до спинов I = 25/2 и более). Несферические ядра в основном сосредоточены в области больших А. Есть попытки интерпретировать и некоторые лёгкие ядра как несферические (так в несферичности «подозревается» ядро 24Mg). Моменты инерции таких лёгких ядер оказываются примерно в 10 раз меньше, чем у тяжёлых.
Ротационная модель несферических ядер позволяет описать ряд существенных свойств большой группы ядер. Вместе с тем эта модель не является последовательной теорией, выведенной из «первых принципов». Её исходные положения постулированы в соответствии с эмпирическими данными о ядрах. В рамках этой модели необъяснённым остаётся сам факт возникновения ротационного спектра (т. е. факт вращения всего ядра, как целого). Попытки получить ядерные ротационные спектры на основе общей квантовомеханической теории системы многих тел пока остаются незавершёнными.
II. Экспериментальные факты по ядерным силам
2.1 Экспериментальные факты, подтверждающие зависимость ядерных сил от расстояния
Самый главный экспериментальный факт, подтверждающий зависимость ядерных сил от расстояния, - радиационный захват медленного нейтрона протоном: для того. чтобы произошел захват и образовалось связанное состояние (дейтрон), необходимо, чтобы нейтрон подошел к протону достаточно близко.
Ядерные силы--силы взаимодействия между нуклонами; обеспечивают большую величину энергии связи ядер по сравнению с другими системами. Я.с. являются наиболее важным и распространённым примером сильного взаимодействия . После открытия р-,p-и др. мезонов, гиперонов и др. адронов термин «сильное взаимодействие» стали применять в более широко смысле -- как взаимодействие адронов. В 1970-х гг. квантовая хромодинамика утвердилась как общепризнанная микроскопическая теория сил взаимодействия. Согласно этой теории, адроны являются составными частицами, состоящими из кварков и глюонов, а под сильным взаимодействием стали понимать взаимодействие этих фундаментальных частиц.
Основой ядерных сил является сильное взаимодействие нуклонов. Сильное взаимодействие нуклонов в ядрах отличается от взаимодействия свободных нуклонов, однако последнее - является фундаментом, на котором строится вся ядерная физика и теория Ядерных сил. Это взаимодействие обладает изотопической инвариантностью. Суть её в том, что взаимодействие между 2 нейтронами, 2 протонами или между протоном и нейтроном в одинаковых квантовых состояниях одинаково. Ядерные силы являются короткодействующими (радиус их действия~10-13см) и обладают свойством насыщения, которое заключается в том, что с увеличением числа нуклонов в ядре удельная энергия связи нуклонов остаётся примерно постоянной. Это приводит к возможности существования ядерной материи.
Поскольку нуклоны в ядре движутся, как правило, со сравнительно большими скоростями (в 3-4 раза меньше скорости света), то для построения модели сил взаимодействия нуклонов можно пользоваться нерелятивистской теорией и приближённо описывать его потенциалом, обратно пропорциональных расстоянию, потенциал ядерных сил зависит от r гораздо сложнее. Кроме того, потенциал ядерных сил зависит от спинов нуклонов и орбитального момента L относительного движения нуклонов.
Нерелятивистский потенциал ядерных сил содержит несколько компонентов: центральный VC, тензорный VT ,спин-орбитальный потенциал VLL. Наиболее важный из них --центральный -- является комбинацией сильного отталкивания на малых расстояниях (т.н. отталкивающий кор) и притяжения--на больших. Существуют модели сил взаимодействия нуклонов с бесконечным (жёстким) кором (например, потенциал Хамады--Джонстона), а так же более реалистичные модели с конечным (мягким) кором (например, потенциал Рейда). С конца 1950-х гг. было предпринято множество попыток построения потенциала ядерных сил на основе полевой теории мезон-нуклонного взаимодействия. Очевидные трудности такой теории связаны с большой силой взаимодействия и неприменимостью теории возмущений и основанных на ней методов. Весьма популярен полуфеноменологический потенциал «однобозонного обмена», основанный на представлениях мезон-нуклонной полевой теории, но использующий простейшую модель одномезонного обмена. При этом оказалось, что для описания притяжения на промежуточных расстояниях необходимо помимо известных мезонов р, с, щ,… вводить также обмен несуществующим у-мезоном, который интерпретируют как эффективный учёт обмена двумя р-мезонами.
Константы мезон-нуклонного взаимодействия рассматривались как феноменологические параметры, которые подбирались так, чтобы потенциал описывал экспериментальные фазы нуклонного рассеяния. За короткодействующее отталкивание оказались ответственными щ- и с-мезоны, а за дальнодействующее притяжение -- р-мезоны.
Член однопионного обмена вносит вклад в центральный и тензорный потенциалы:
VCр= fр2NN/hcmрc2 exp(-r/л)/r/л(у1у2) (2.1.1)
VTр = (fр 2NN/hc) mрc2(1+3/r/л+3/(r/л)2)(у1r) (у2r), (2.1.2)
где fрNN -- константа пион- нуклонного взаимодействия , mр --масса пиона, л=hc/mр=1,4 Фм -- комптоновская длина волны пиона, а у1, у2 -- спиновые матрицы Паули. Как видно из выражений (2.1.1), (2.1.2), потенциал однопионного обмена экспоненциально спадает на расстоянии порядка комптоновской длины пиона.
Другие составляющие потенциала однобозонного обмена имеют такого же типа экспоненциальные множители, которые в несколько раз меньше пионного. На таких расстояниях обмен несколькими пионами может быть столь же существенным, как и обмен одним тяжелым мезоном. Это объясняет, почему члены, отвечающие обмену тяжёлыми мезонами, воспринимаются как полуфеноменологические. В тоже время вид потенциала ядерные силы на больших расстояниях описывается выражениями (2.1.1), (2.1.2). В настоящее время также применяются так называемые парижский и боннский потенциалы, которые сочетают черты феноменологических потенциалов с мягким кором и потенциала однобозоного обмена.
2.2 Экспериментальные факты, подтверждающие зависимость ядерных сил от спинов
Ядерные силы имеют нецентральный характер. Центральными называются силы, которые действуют вдоль прямой, соединяющей взаимодействующие тела. Центральные силы могут зависеть от относительной ориентации спинов частиц, но не должны зависеть от ориентации спинов относительно линии, соединяющей частицы. Рассмотрим некоторые свойства простейшего ядра12H , которое имеет такое же значение в ядерной физике, как атом водорода - в атомной физике.
Спины нейтрона и протона в дейтроне параллельны, поэтому магнитный момент дейтрона должен определяться алгебраической сумме магнитных моментов протона и нейтрона, равной мd + мd= 2,79 - 1,91 = 0,88. Измеренное значение магнитного момента дейтрона мd= 0,86 немного отличается, хотя величина расхождения намного превышает точность измерений. Различие можно объяснить только наличием у протона орбитального момента.
Дейтон имеет квадрупольный момент +0,0028·10_24 см2 ,т.е. распределение плотности электрического заряда (а следовательно и ядерного вещества) отлично от сферически симметричного и вытянуто вдоль спина. Таким образом, система из протона и нейтрона имеет наибольшую энергию связи только тогда, когда спины обоих нуклонов направлены вдоль оси дейтрона. А если спины нейтрона и протона антипараллельны, то связанного состояния нет. Это свидетельствует о том, что ядерные силы в общем случае имеют нецентральный характер, так как они зависят не только от расстояния между нуклонами, но и от ориентации спинов относительно линии, соединяющей нуклоны.
Макроскопическим аналогом такого явления служит характер взаимодействия между двумя одинаково намагниченными шариками (хотя не следует забывать, что мы говорим не об электромагнитном взаимодействии между 2 нуклонами, а о ядерном.). При параллельных векторах магнитной индукции каждого из шариков между ними могут действовать как силы притяжения, так и отталкивания, в зависимости от ориентации векторов магнитной индукции относительно вектора, проходящего через центры инерции шариков.
2.3 Экспериментальные факты, подтверждающие зависимость ядерных сил от относительного орбитального момента нуклонов
Рассеяние нейтронов на протонах и протонов на протонах при малых энергиях совершенно нечувствительно к форме потенциала ядерного взаимодействия. Это связано с тем , что при малых энергиях длина волны частиц превосходит радиус действия ядерных сил и взаимодействие проявляется только в S-состоянии. Для обнаружения зависимости потенциала от расстояния между частицами необходимо, чтобы длина волны была меньше радиуса действия сил. В этом случае, однако, взаимодействие будет участвовать в рассеянии, тем более детальную информацию можно получить о радиальной зависимости потенциала.
Однако необходимо учитывать, что при достаточно высоких энергиях нуклонов помимо упругого рассеяния могут иметь место неупругие процессы. Так, если энергия падающего нуклона превосходит 500 МэВ, то необходимо учитывать процесс рассеяния с образованием р-мезонов. В дальнейшем будем рассматривать область энергий, в которой существенно только упругое рассеяние нуклонов.
Неупругое рассеяние нуклонов.
При столкновениях нуклонов с энергиями, большими 500 МэВ, существенную роль играет неупругое рассеяние, сопровождающееся рождением р-мезонов. Учёт этого эффекта приводит к росту полного сечения. Полное сечение взаимодействия двух протонов (сумма сечения упругого рассеяния, обусловлено ядерным взаимодействием, и сечения рождения р-мезонов) при энергии 800 МэВ примерно равно 50 Мбарн, и затем остается почти постоянным до упругого рассеяния практически не зависит от энергии и равно 25 Мбарн.
Таким образом, в интервале энергий от 500 до 3000 МэВ сечения упругого и неупругого рассеяния двух протонов оказываются практически равными друг другу и постоянными. Угловая зависимость сечения упругого рассеяния характеризуется резкой направленностью вперёд. Такими свойствами характеризуется дифракционное рассеяние частиц при наличии абсолютно поглощающей сферы. Сечение поглощения и сечение упругого рассеяния в этом случае равны рR2, где R-радиус сферы. Если с помощью такой дифракционной модели описать взаимодействие двух протонов , то, положив R равным сумме радиусов двух протонов, найдем величину радиуса протона RP:
RP=0,45·10-13 см
Отметим, что результаты опытов по рассеянию электронов протонами находятся в соответствии с этой оценкой.
2.4 Экспериментальные факты, подтверждающие зарядовую независимость (изотопическую инвариантность) ядерных сил
Несмотря на наличие электрического заряда у протона и отсутствие заряда у нейтрона, нейтроны и протоны обладают очень сходными физическими свойствами. Это сходство проявляется уже в близости масс нейтрона и протона; кроме того, нейтроны и протоны имеют одинаковый спин Ѕ , подчиняются одинаковой статистике(статистике Ферми-Дирака); нейтрон и протон могут превращаться друг в друга, поглощая мезон; нейтроны и протоны превращаются друг в друга при в-превращениях и т.д. Однако наиболее ярким проявлением физического сходства между нейтроном и протоном является зарядовая независимость их ядерного взаимодействия.
Зарядовая независимость, или, как её чаще называют, изотопическая инвариантность, проявляется в том, что ядерное взаимодействие между любой парой частиц--нейтронов или протонов--не зависит от природы частиц и определяется только состоянием, в котором находится система.
Здесь, однако, следует сделать важное замечание о влиянии принципа Паули на возможность существования связанных состояниях 2 нуклонов при орбитальном моменте относительного движения, равном нулю.
|
Система (L=0) |
np |
pp |
nn |
|
|
^^ S=1 |
И может образоваться дейтрон |
Такое состояние запрещено принципом Паули |
Такое состояние запрещено принципом Паули |
|
|
^v S=0 |
Притяжение есть, но его недостаточно для образования связанного состояния |
Притяжение есть, но его недостаточно для образования связанного состояния |
Притяжение есть, но его недостаточно для образования связанного состояния |
Сходство физических свойств нейтрона и протона позволяет рассматривать их как два различных состояния одной и той же частицы--нуклона. Нуклон кроме пространственных и спиновой координат характеризуется ещё дополнительной степенью свободы--зарядовой координатой. Так как зарядовая координата принимает всего лишь два значения, то ей удобно сопоставить в некотором фиктивном пространстве вектор t, по своим свойствам подобный вектору обычного спина Ѕ. Вектор t называют изотопическим спином, или изоспином.
Абсолютная величина вектора изотопического спина t для нуклона равна1/2, поэтому компоненты вектора t можно непосредственно выразить через матрицы Паули ф:
фx=, фy=, фz=, (2.4.1)
а именно
t=(1/2)ф
Проекция изотопического спина нуклона на ось zможет принимать только два значения: н=±1/2. Значение +1/2 условно приписывается протону, а значение -1/2--нейтрону. Обозначим зарядовую или изоспиновую функцию нуклона о(ф), где ф--зарядовая или изоспиновая координата. В качестве зарядовой координаты ф можно выбрать значение проекции изоспина на ось z. Волновые функции для состояний с определёнными значениями проекции изоспина в таком же представлении имеют диогональный вид он(ф)=днф. Обычно изоспиновые функции, отвечающие протонному и нейтронному состояниям, представляются в следующем виде:
о1/2=, о-1/2 =. (2.4.2)
Так как пространственные, спиновая и изоспиновая координаты независимы, то для свободного нуклона полную волновую функцию ш можно представить в виде произведения пространственной ц, спиновой ч и изоспиновой функции о:
Ш(r,у,ф) = ц(r)ч(у)о(ф). (2.4.3)
2.5 Экспериментальные факты, подтверждающие существование как необменных (вигнеровских), так и обменных (Майораны, Гейзенберга, Бартлетта) ядерных сил
Ядерные силы имеют обменный характер. Это означает, что они обусловлены (по крайней мере, частично) обменом третьей частицей, р-мезоном. Такую гипотезу высказали в 1934 г. И. Тамм и в 1935 г. Х. Юкава по аналогии с представлением о взаимодействии между электрическими зарядами, принятым в квантовой электродинамике. Взаимодействие между зарядами осуществляется через электромагнитное поле, которое может быть представлено как совокупность квантов энергии - фотонов. Каждый заряд создает вокруг себя поле, непрерывно испуская и поглощая фотоны. Процесс взаимодействия между двумя зарядами заключается в обмене виртуальными, а не реальными фотонами. В квантовой механике виртуальными называются частицы, которые не могут быть обнаружены за время их существования. Рассмотрим на примере покоящегося электрона процесс создания им в окружающем пространстве электрического поля:
e-<>e-+ћщ (2.5.1)
Превращение, описываемое уравнением (2.5.1) сопровождается нарушением закона сохранения энергии:
mec<mec2+е (2.5.2)
Где е - энергия виртуального фотона. Изменение энергии системы должно удовлетворять квантово-механическому соотношению неопределенностей:
ДEДt>=ћ (2.5.3)
Если до истечения времени виртуальный фотон будет поглощен этим же или другим электроном, то нарушение закона сохранения энергии не может быть обнаружено.
Дt=ћ/е (2.5.4)
Если же электрону сообщить дополнительную энергию (от электрического поля или при соударении с другим зарядом), то может быть испущен реальный фотон, время существования которого неограниченно.
За время Дt виртуальный фотон может передать взаимодействие между точками, разделенных расстоянием
r=сДt=сћ/е (2.5.5)
Так как энергия виртуального фотона может быть сколь угодно мала (если ), то радиус действия электромагнитных сил неограничен. Однако, если масса покоя (предполагая, что ее скорость V?C ) виртуальной частицей отлична от нуля, то радиус взаимодействия соответствующих сил будет ограничен величиной
r=cДt=cћ/еmin=cћ/m0 (2.5.6)
Полагая в (2.5.6) радиус действия ядерных сил равным 1,3·10-13см, получим, что кванты поля ядерных сил должны иметь массу покоя m0=270me(140 MэВ) Таким образом, для образования свободных (не виртуальных) квантов ядерного поля необходима энергия не менее 140 МэВ. Эти частицы были впоследствии открыты в составе космических лучей (1947 г., Оккиалини и Поуэлл) и были названы р-мезонами (пионами).
Существует три типа пионов - положительный (р+) пион с зарядом е, отрицательный (р-) с зарядом -е и нейтральный (р0). Все три частицы нестабильны. Заряженные пионы имеют одинаковую массу, равную 273mе(140 МэВ), и время жизни ф = 2,55·10-8с. Масса нейтрального пиона составляет 264mе (135 МэВ), а время жизни ф = 2,1·10-16с. Спин любого пиона равен нулю.
В результате аналогичных (2.5.1) виртуальных процессов
(2.5.7)
(2.5.8)
(2.5.9)
нуклон оказывается окруженным облаком виртуальных р-мезонов, которые образуют поле ядерных сил. Поглощение этих пионов другими нуклонами приводит к сильному взаимодействию между нуклонами и происходит по одной из следующих схем:
(2.5.10)
(2.5.11)
(2.5.12)
Процесс (2.5.10) находит экспериментальное подтверждение в рассеянии нейтронов на протонах. После прохождения пучка нейтронов через мишень, содержащую ядра 1H2 в пучке появляются протоны, которые имеют ту же энергию и направление движения, что и падающие нейтроны. Количество таких протонов на много превышает возможность образования протонов в результате упругого взаимодействия нейтронов с протонами мишени. Соответствующее количество нейтронов обнаруживается и в мишени. Остается признать, что часть нейтронов, пролетая вблизи ядер водорода, захватывает виртуальные р+-мезоны и превращается в протоны, либо отдает водороду свои виртуальные р--мезоны и тоже превращается в протоны.
Орбитальное движение р --мезонов в процессе (2.5.9) вызывает возникновение у нейтрона отрицательного магнитного момента, так как нейтрон часть времени проводит в виртуальном состоянии (p)+р- . Аномальный магнитный момент протона 2.79мБ ( вместо одного ядерного магнетона) можно также объяснить орбитальным движением р+-мезонов в течение того времени, когда протон находится в виртуальном состоянии (2.5.7).
Оценим время виртуального процесса как
Дt=R/н (2.5.13)
Где R=1.3·10-13см-- радиус действия ядерных сил, а v - скорость пиона. Полагая кинетическую энергию пиона равной средней энергии связи нуклона в ядре е=8 МэВ, получим :
Дt==1.3·10-13/3·10132·10-23 с (2.5.14)
Эту величину часто называют характерным временем ядерного взаимодействия.
Необменные силы, описываемые обычным центральным потенциалом, называются силами Вигнера. Обменные силы бывают 3 видов [3, c. 42]: силы Майорана (переставляют пространственные координаты 2 частиц), силы Бартлетта (переставляют спиновые координаты 2 частиц), силы Гейзенберга (переставляют местами и то, и другое одновременно).
В рамках обменной теории оказывается маловероятным одновременый обмен пионами между данным и двумя другими нуклонами, находящимися в пределе радиуса действия ядерных сил. Отсюда вытекает свойство насыщения ядерных сил со всеми вытекающими последствиями: постоянство удельной энергии связи, рост объема ядра пропорционально числу частиц нуклонов в ядре, независимость потенциала от координаты внутри ядра. Мезонная теория содержит в своей основе глубокое и правильное описание природы ядерных сил, но уравнения этой теории настолько сложны математически, что до настоящего времени не существует надежных способов решения этих уравнений. Это является одной из причин создания большого числа разнообразных моделей ядра в ядерной физике
III. Различные классификации ядерных потенциалов
Мы выяснили, что ядерные силы в общем случае зависят от множества факторов. Для решения тех или иных задач ядерной физики, как правило, учитывают только некоторые из них, которые имеют более-менее важное значение для той или ной задачи. Поэтому подавляющее большинство потенциалов ядерных сил не учитывает абсолютно всех нюансов ядерного взаимодействия. В связи с этим их можно классифицировать разными способами с учетом того, рассматривают они или не рассматривают те или иные особенности ядерного взаимодействия. Некоторые примеры можно рассмотреть в виде таблицы.
Таблица 3 - Примеры классификаций ядерных потенциалов. Условные сокращения: ППФ - псевдопотенциал Ферми ОПО - потенциал однопионного обмена; Ю - потенциал Юкавы; ХД - потенциал Хамада-Джонстона; ППЯ - прямоугольная потенциальная яма, ЯПМП - ядерное псевдоманитное поле.
|
Фундаментальные положения. |
примеры |
примеры потенциалов, которые это учитывают |
примеры потенциалов, которые это не учитывают |
|
|
I. Ядерные силы - короткодействующие |
если нейтрон и протон слишком далеко друг от друга, то не образуют связанного состояния |
пожалуй, все, т. к. все ядерные потенциалыбыстро убывают с расстоянием |
наверное, таких нет |
|
|
II. ядерные силы в области их действия более интенсивны по сравнению с другими фундаментальными силами |
протоны, согласно закону Кулона, отталкиваются, однако в ядре ядерные силы сильнее, поэтому протоны не разлетаются |
пожалуй, все |
наверное, таких нет |
|
|
III. ядерные силы зависят от взаимной ориентации спинов |
триплетный дейтрон существует, а синглетный - нет |
ППФ; ОПО |
Ю; Гаусса |
|
|
IV. ядерные силы являются центральными в области низких энергий |
рассеяние нейтронов на протонах при низких энергиях изотропно |
ППФ, ППЯ |
наверное, таких нет, т. к. все потенциалы в пределе низких энергий должны становиться центральными |
|
|
V. ядерные силы в области больших энергий зависят от относительного орбитального момента |
наблюдения по рассеянию нуклонов при больших энергиях это подтверждают |
ХД |
ОПО, ТЭР, ППЯ, ППФ, оболочечный, Ю, Гаусса |
|
|
VI. ядерные силы являются отталкивающими на очень малых расстояниях |
опыты по рассеянию нуклонов при больших энергиях это подтверждают |
ХД, Ястрова, Рейда |
почти все остальные |
|
|
VII. ядерные силы являются обменными (с участием как заряженных, так и нейтральных пионов) |
в парафиновую мишень влетают нейтроны, а из нее вылетают протоны |
ОПО |
Гаусса, ППФ, ППЯ |
|
|
VIII. ядерные силы являются тензорными |
наличие электрического квадрупольного момента у ядер |
ОПО, ХД |
Ю, Гаусса, ППФ, ППЯ |
|
|
IX. ядерные силы можно представить в виде эффективного поля (в случае множества нуклонов) |
прецессия спина нейтрона в ЯПМП |
ЯПМП, эффективное взаимодействие Скирма |
ППФ |
3.1 Классификация ядерных потенциалов с точки зрения числа частиц
С точки зрения числа частиц можем предложить следующую таблицу
Таблица 3.1.1 -
|
Число частиц |
Что означает расстояние r |
Примеры |
|
|
Одночастичные |
расстояние до общего силового центра |
в простейшей оболочечной модели |
|
|
Двухчастичные |
расстояние между 2 частицами |
потенциал Юкавы, Гаусса, Гаммеля - Талера, прямоугольная яма, псевдопотенциал Ферми |
|
|
Трехчастичные |
Учет влияния ближайшего 3-го нуклона |
Urbana IX |
3.2 По наличию либо отсутствию зависимости от расстояния
Существуют т. н. потенциалы нулевого радиуса, которые предполагают контактный характер взаимодействия между частицами (т. е. если частицы непосредственнос толкнулись. То тогда они взаимодействуют). Они содержат дельта-фукнцию. Примером служит псевдопотенциал ферми, хорошо описывающий рассеяния медленных нейтронов на протонах [3, c. 22]:
V(r) = (2рh2/м)aд(r), r = rnn-rp (3.2.1)
Другие потенциалы не содержат сингулярностей и выражают зависимость межнуклонного взаимодействия от расстояния (т. е. центральная часть является непрерывной функцией расстояния). Простейший пример - потенциал Юкавы:
V(r)=-gexp(-r/)/r (3.2.2)
3.3 По наличию или отсутствие учета отталкивания нуклонов на очень малых расстояниях
Ранние межнуклонные потенциалы не учитывали отталкивание нуклонов на малых расстояниях, т. к. тогда о кварках еще ничего не было известно. Такие потенциалы, как, например, потенциал Юкавы. Гаусса, прямоугольная потенциальная яма, не учитывают отталкивание на малых расстояниях. Но из этого следовало бы, что ядерная материя может неограниченно сжиматься, что не соответствует действительности. Бывают потенциалы с мягким (более реалистичные) и твердым кором.
Потенциал с твердой отталкивающей сердцевиной [3, c. 60]:
V(r) = (3.3.1)
[3, c. 65]
Потенциал Гаммеля--Талера включает центральное, тензорное и спин-орбитальное взаимодействия:
VG.T = VC(r) + VT(r)S12 + VLSKS (3.3.2)
Радиальная зависимость всех слагаемых в (3.2.4) выбирается в виде абсолютно непроницаемой сферы радиуса r0 и потенциала типа Юкавы:
(3.3.3)
3.4 По наличию или отсутствию тензорной части
Такие потенциалы, как, например, потенциал Юкавы, Гаусса, прямоугольная потенциальная яма, потенциал с твердой отталкивающей сердцевиной, псевдопотенциал Ферми, не содержат тензорной части. Ее содержат, например, потенциал Гаммеля-Талера, упоминавшийся ранее, потенциал Хамада-Джонстона (см. ниже) и потенциал однопионного обмена [4, с. 56]:
V(r) = [exp(- r/) - 4hc2(r)](12)(12) + (1 + 3/r + 3(/r)2)exp(- r/)S12(n)(12) (3.4.1)
Тензорная часть выражается через спиновые матрицы Паули 2 нуклонов следующим образом:
S12(n) = 3(1n)(2n) - 12 = 6(nS)2 - 2S2 (3.4.2)
3.5 Вещественные или комплексные потенциалы
Оптический потенциал - пример комплексного. Он был рассмотрен выше. Остальные потенциалы, рассматриваемые здесь, являются вещественными.
3.6 Наличие или отсутствие обменных слагаемых
Парадоксальность потенциала Юкавы заключается в том, что он был сконcтруирован в предположении обменного характера ядерных сил, но при этом сам он не содержит обменных операторов.
[3, c. 41]
Пусть ш(r1,у1, r2,у2)--волновая функция системы двух частиц, зависящая от пространственных и спиновых координат частиц r1,у1 и r2,у2. Очевидно, можно ввести три различных обменных оператора Pr, Pу и P rу, действие которых на волновую функцию сведется к перестановке пространственных и спиновых координат :
(3.6.1)
Оператор Pф, переставляющий пространственные координаты частиц, обычно называют обменным оператором Майорана; оператор Pу, переставляющий спиновые координаты частиц, называют обменным оператором Бартлетта и оператор Prу, переставляющий как пространственные, так и спиновые координаты частиц, называют обменным оператором Гейзенберга. Очевидно, что
Prу = PrPу (3.6.2)
Pr2 = Pу2 = Prу2 = 1 (3.6.3)
Такие потенциалы, как, например, потенциал Юкавы, Гаусса, прямоугольная потенциальная яма, потенциал с твердой отталкивающей сердцевиной, псевдопотенциал Ферми, потенциал Гаммеля-Талера, не содержат обменных операторов. Обменный оператор есть, например, в эффективном взаимодействии Скирма (см. ниже) и в потенциале Сербера [3, c. 43]:
Потенциал Сербера. Одним из простейших потенциалов, который часто используется в расчетах, является так называемый потенциал Сербера, включающий смесь сил Вигнера и Майорана с одинаковыми весами:
VS = VS(r)(1+Pr)/2 (3.6.4)
3.7 Наличие или отсутствие спин-орбитальной части
Наличие спин-орбитальной части означает учет зависимости ядерного взаимодействия от орбитального момента относительного движения 2 нуклонов. Большинство упоминаемых в работе потенциалов не содержит этой зависимости. Она присутствует в таких потенциалах, как, например, потенциал Гаммеля - Талера (см. выше) и потенциал Хамада-Джонсона [3, c. 66].
Потенциал Хамада-Джонсона учитывает кроме центрального, тензорного и спин-орбитального взаимодействия еще квадратичное спин-орбитальное взаимодействие:
VHЈ = VC(r) + VT(r)S12 + VLS(r)LS + VLL(r)L12 (3.7.1)
Подобные документы
Основные принципы распределения ядер по группам и квазиоболочкам. Особенности расположения нуклонов в ядрах. Радиоактивность и деление ядер. Синтез ядерных моделей. Сравнительная характеристика предложенной модели ядра с другими ядерными моделями.
книга [3,7 M], добавлен 12.11.2011Свойства ядерных изомерных состояний. Характеристики гамма-излучения возбужденных ядер. Механизм обходных переходов. Оценка итоговых выходов ядер в метастабильном состоянии, образующихся в процессе обходного возбуждения с помощью синхротронного излучения.
дипломная работа [934,0 K], добавлен 16.05.2017Рассмотрение понятия, классификации (сверхмалый, малый, средний, большой, сверхбольшой, высотный, воздушный, наземный, надводный, подводный, подземный) ядерного взрыва. Изучение реакций деления атомных ядер каскадного характера и термоядерного синтеза.
презентация [897,8 K], добавлен 09.04.2010Основные предпосылки быстрого роста ядерной энергетики. Устройство энергетических ядерных реакторов. Требования к конструкциям активной зоны и ее характеристики. Основные требования к безопасности атомных станций с реакторами ВВЭР нового поколения.
курсовая работа [909,2 K], добавлен 14.11.2019Понятие и сущность ядерных реакций. История выявления и виды радиоактивных превращений. Принципы и особенности деления тяжелых ядер. Общая характеристика некоторых радионуклидов и продуктов деления урана-235. Строение и свойства многоэлектpонных атомов.
контрольная работа [112,9 K], добавлен 28.09.2010Законы сохранения и энергетические соотношения в ядерных реакциях. Определение порога реакции в нерелятивистском и релятивистском приближениях. Механизмы протекания и основные типы ядерных реакций. Концепция образования составного ядра нейтроном.
контрольная работа [948,5 K], добавлен 08.09.2015Даты и события в мировой энергетической системе. Схема выработки электроэнергии. Изотопы естественного урана. Реакция деления ядер. Типы ядерных реакторов. Доступность энергетических ресурсов. Количество атомных блоков по странам. Атомные станции РФ.
презентация [3,4 M], добавлен 29.09.2014История развития атомной энергетики. Типы ядерных энергетических реакторов. Переработка и хранение ядерных отходов. Проблема эксплуатационной безопасности. Оценка состояния на сегодняшний день и перспективы её развития. Строительство АЭС в Беларуси.
курсовая работа [41,8 K], добавлен 12.10.2011Использование в ядерных реакторах, работающих на естественном уране, замедлителей нейтронов для повышения коэффициентов размножения нейтронов. Схема процессов в ядерном реакторе, его основные элементы. Построение и запуск первых ядерных реакторов.
презентация [559,1 K], добавлен 24.03.2011Особенности осуществления ядерных реакций, их сопровождение энергетическими превращениями. Термоядерные реакции в природных условиях. Строение ядерного реактора. Цепные ядерные реакции, схема их развития. Способы и области применения ядерных реакций.
презентация [774,1 K], добавлен 12.12.2014
