Модные тенденции и тренды. Аксессуары, обувь, красота, прически

Энергия связи и масса ядра . Энергией связи ядра наз. энергия, к-рую необходимо затратить, чтобы расщепить ядро на отд. нуклоны. Она равна умноженной на с 2 разности суммарной массы всех нуклонов, входящих в состав ядра, и массы М самого ядра:

Здесь т р, т n - массы протона и нейтрона. Энергия связи ядра примерно пропорц. числу нуклонов в ядре, а уд. энергия связи /А почти постоянна (для большинства ядер /A~ 6-8 МэВ). Это свойство, называемое н а с ыщ е н и е м я д е р н ы х с и л, означает, что нуклон в ядре эффективно взаимодействует не со всеми нуклонами ядра, а только с нек-рым ограниченным их числом (в противном случае уд. энергия связи была бы пропорц. А) .

Постоянство плотности и уд. энергии связи ядра сближает свойства ядра со свойствами жидкости. Это сходство легло в основу модели ядра как жидкой капли (капельная модель ядра ),исходя из к-рой К. Ф. фон Вайцзеккер (С. F. von Weizsacker) в 1935 предложил полуэмпирич. ф-лу (Вайцзеккера формула )для энергии связи ядра:

Здесь первый член описывает объёмную энергию "капли", второй - характеризует ослабление связи для нуклонов, находящихся на поверхности ядра, третий член описывает вклад кулоновской энергии капли радиусом R~A 1/3 и с зарядом Z . Четвёртый член (т. н. э н е р г и я с и м м е т р и и) не имеет классич. аналога и отражает тот факт, что притяжение между нуклонами разного сорта в ср. сильнее, чем для одинаковых нуклонов. Это вместе с Паули принципом делает энергетически невыгодным значит. отклонение N от Z . Пятый член наз. э н е р г и е й с п а р и в а н и я:

Он воспроизводит опытный факт, что четно-чётные ядра (Z и N чётные) связаны сильнее, чем соседние четно-нечётные, а последние, в свою очередь, более устойчивы, чем нечётно-нечётные ядра.

Совр. значения параметров ф-лы Вайцзеккера: b 1 = 15,75 МэВ, b 2 = 17,8 МэВ, b 3 = 0,71 МэВ, b 4 = 23,7 МэВ. Ф-ла (4) в ср. хорошо описывает энергии связи ядер, ограничивает значением Z 2 /A ~ 46 область существования ядер, устойчивых по отношению к делению. Однако она не учитывает индивидуальных особенностей оболочечной структуры ядра. Эти эффекты можно учесть методом оболочечной поправки Струтинского, предсказывающим возможность существования т. н. о с т р о в о в с т а б и л ьн о с т и сверхтяжёлых ядер при Z ~114 (см. Трансурановые элементы ).

Квантовые характеристики ядерных уровней . Я. а. при энергиях ниже порога распада (с испусканием нуклона, a-частицы и т. п.) может находиться только в дискретных состояниях с определ. энергией, характеризующихся набором квантовых чисел, задающих значения сохраняющихся величин (интегралов движения) в этих состояниях. Выше порога распада ядра дискретные состояния становятся нестационарными и проявляются в ядерных реакциях как резонансы конечной ширины.

Наиб. важными характеристиками ядерных состояний являются спин ядра (или момент кол-ва движения, называемый также у г л о в ы м м о м е н т о м я д р а) I и чётность p = + 1. Спин / измеряется в единицах и принимает полуцелые значения (I = 1 / 2 , 3 / 2 , ...) У нечётных ядер и целочисленные значения (I =0, 1, 2, ....) у чётных ядер. Чётность p указывает на симметрию волновой ф-ции y ядерного состояния относительно зеркального отражения пространства Р (см. Пространственная инверсия): Р y = py. В связи с этим для ядерных состояний указывают объединённую характеристику I p . Эмпирически установлено, что осн. состояния четно-чётных ядер имеют характеристику 0 + . Спины и чётности нечётных ядер, как правило, объясняются моделью оболочек (см. ниже). Строго говоря, чётность не является точным квантовым числом, поскольку она не сохраняется при слабом взаимодействии . За счёт сил электрослабого взаимодействия между нуклонами происходит смешивание состояний с одним и тем же спином I и противоположными чётностями. Однако вследствие малости сил, нарушающих чётность, указанное смешивание мало и им можно пренебречь при рассмотрении спектров ядерных уровней, разнообразных ядерных реакций и переходов, за исключением процессов, направленных специально на изучение явления несохранения чётности в ядрах .

Ещё одной важной, хотя и приближённой ядерной характеристикой является изотопический спин (или изобарический спин) Т , к-рый складывается из изоспинов отд. нуклонов по тем же правилам, что и обычный спин. Сохранение этой величины связано с изотопической инвариантностью ядерных сил, к-рая состоит в том, что ядерные взаимодействия между двумя нуклонами в одинаковых пространств. и спиновых состояниях не зависят от сорта нуклонов, т. е. одинаковы в парах рр, рп и пп. Изотопич. спин (изоспин) может принимать значения T>=(N-Z)/ 2, целые для чётных ядер и полуцелые для нечётных. Подобно обычному спину, он имеет также фиксированную проекцию на одну из осей формального изоспинов. пространства T Z = (A - 2Z )/2. Она связана с зарядом ядра и поэтому является строго сохраняющейся величиной во всех ядерных состояниях. В отличие от этого, изоспин Т является приближённым квантовым числом. Нарушение изоспина (т. е. смешивание компонент с разл. значениями Т в волновой ф-ции ядерного состояния) обусловлено различием масс протона и нейтрона, а также кулоновским взаимодействием между протонами. В лёгких ядрах с Z<=20 эти эффекты малы и изоспин Т является достаточно точным квантовым числом. В результате ядерные состояния можно характеризовать квантовыми числами Т и T Z , a состояния с одинаковыми значениями I p , Т в соседних ядрах-изобарах объединить в и з о т о п и ч. м у л ь т и п л е т ы. Поскольку проекция изоепина принимает значения T Z =T, Т -1, ...., - T , то в изотопич. мульти-плет входит 2Т+ 1 уровней.

Опытным путём установлено, что энергия возбуждения ядерного состояния тем выше, чем больше изоспин. Поэтому в осн. состоянии ядра Т= T Z и у четно-чётных ядер с Z=N T= 0. Ядра с T= 1 / 2 и T Z = b 1 / 2 образуют изодуб-лет (напр., 3 Н - 3 Не). Примером изотриплета могут служить осн. состояние 0 + (Т =1, Т Z = 1) ядра 6 Не, возбуждённое состояние 0 + (Т= 1, T Z = 0 )ядра 6 Li (энергия возбуждения 3,56 МэВ) и осн. состояние ядра 6 Ве (Т= 1, T Z = -1) . В ядерной физике принято приписывать нуклону изоспин Т= 1 / 2 и значения Т Z = 1 / 2 нейтрону, T Z = - 1 / 2 протону, в отличие от физики элементарных частиц, где используются противоположные знаки проекций изоспина нуклона. Это сделано из соображений удобства, чтобы значения T Z были положительны для стабильных ядер, у к-рых N> Z .

Состояния ядер, входящих в состав одного изотопич. мультиплета, наз. аналоговыми состояниями . Вследствие изотопич, инвариантности ядерных сил структура (чисто ядерная) этих состояний одинакова, а все отличия в их свойствах обусловлены эл--магн. взаимодействием. Напр., энергии связи аналоговых состояний одинаковы с точностью до различия кулоновских энергий в ядрах данного мультиплета. С увеличением Z возрастает роль кулонов-ского взаимодействия. Поэтому в тяжёлых ядрах точность изоепина как квантового числа уменьшается. Тем не менее следы изоспиновой симметрии проявляются в том, что в разл. ядерных реакциях наблюдаются открытые в 1961 состояния, нестабильные по отношению к испусканию нуклона, к-рые являются аналогами основного или низших стабильных возбуждённых состояний соседнего ядра с меньшим Z (а н а л о г о в ы е р е з о н а н с ы). Напр., при рассеянии протонов на стабильном ядре А с числами нейтронов и протонов N и Z (T 0 = T Z = (N-Z)/ 2 )наблюдаются резонансы, отвечающие образованию составного ядра А+ 1 (Z+l, N )в возбуждённом состоянии с квантовыми числами T=T 0 + 1 / 2 , T Z =T 0 - 1 / 2 , входящем в тот же изотопич. мультиплет, что и осн. состояние соседнего ядра А + 1(N+ 1, Z), T=T Z =T 0 + 1 / 2 . Однако эксперименты показали, что аналоговые резонансы имеют тонкую структуру, к-рая свидетельствует о том, что имеет место смешивание аналогового состояния, характеризуемого изоспином T 0 + 1 / 2 c др. возбуждёнными состояниями составного ядра, отвечающими изоспину Т=Т 0 - 1 / 2 .

Электрические и магнитные моменты ядер . В каждом из возможных состояний Я. а. имеет определ. значения магн. дипольного момента и квадрупольного электрического момента (см. Квадрупольный момент ядра) . Статич. магн. момент может быть отличен от 0 только в том случае, когда спин ядерного состояния I 0, а статич. квадруполь-ный момент может иметь ненулевое значение лишь при I > 1 / 2 . Ядерное состояние с определ. чётностью не может иметь отличного от нуля электрич. дипольного момента (Е 1) , а также др. электрич. моментов E l нечётной муль-типольности l и статич. магн. моментов M l чётной муль-типольности l. Существование ненулевого электрич. дипольного момента E 1 запрещено также инвариантностью относительно обращения времени (T -инвариантность). Поскольку эффекты несохранения чётности и нарушения T -инвариантности очень малы, то дипольные электрич. моменты ядер или равны 0, или очень малы и пока недоступны для измерения.

Магн. моменты ядер (M 1) имеют порядок величины ядерного магнетона .Электрич. квадрупольные моменты eQ изменяются от е 10 -27 см 2 в нек-рых лёгких ядрах до е 10 -24 см 2 в тяжёлых деформированных ядрах. Систематическая информация о магн. и квадрупольных моментах имеется только для осн. состояний ядер. Они могут быть измерены радиоспектроскопич. методами (см. Ядерный магнитный резонанс ).Спец. методами (м е т о д в о з м ущ ё н н ы х у г л о в ы х к о р р е л я ц и й) можно измерять также статич. магн. и квадрупольные моменты возбуждённых состояний ядер. Данные по магн. и квадруполь-ным моментам ядер содержат важную информацию о структуре и форме ядер и используются для построения и проверки ядерных моделей. Есть нек-рые данные о высших мультипольных моментах ядер (напр., гексадека-польных - Е 4) .

Структура и модели ядер

Я. а. представляет собою квантовую систему мн. тел, сильно взаимодействующих друг с другом. Теоретич. описание свойств такой системы (спектров энергетич. уровней, распадов, ядерных реакций и квантовых переходов) является трудной задачей. Число нуклонов А в ядре не столь велико, чтобы можно было без оговорок использовать методы статистич. механики (см. Гиббса распределения ),успешно применяемой в физике конденсир. сред (жидкости, твёрдые тела). В то же время точное решение в квантовой механике возможно лишь для задачи двух тел (дейтрон ).Успехи, достигнутые в решении задачи 3-4 тел гл. обр. с помощью ур-ний Фаддеева и Фаддеева-Якубовского, позволяют получать строгие количеств. результаты лишь для самых лёгких ядер 3 Н, 3 Не, 4 Не. Ситуация осложняется недостаточной определённостью наших знаний о ядерных силах. Наконец, установление составной природы нуклонов превращает систему А нуклонов в систему, по крайней мере, 3А кварков, что ещё более усложняет задачу описания структуры и свойств ядер. Последовательное решение этой задачи может быть достигнуто только в рамках (непертурбативной) квантовой хромодинамики , но она ещё далека от разрешения.

Понимание структуры ядра основано на использовании разл. ядерных моделей , каждая из к-рых имеет целью описание определ. совокупности ядерных свойств и характеристик. Нек-рые модели, на первый взгляд, являются взаимоисключающими. Поэтому важными являются микро-скопич. подходы в теории ядра, позволяющие установить пределы применимости разл. моделей, степень их совместимости друг с другом, а также оценить или вычислить, исходя из первых принципов, значения параметров, к-рые используются в моделях как феноменологические и извлекаются из данных эксперимента.

Оболочечная модель ядра предполагает, что в результате взаимодействия нуклонов друг с другом в ядре формируется общее среднее (самосогласованное) поле, описываемое оболочечным потенциалом V o6 (r ), в к-ром нуклоны движутся как независимые (в первом приближении) частицы. Каждый из нуклонов заполняет одну из орбит, характеризуемую орбитальным моментом l (в случае сферически симметричного ср. поля), полным угл. моментом j =l + 1 / 2 и чётностью p = (- 1) l . Энергия нуклона на орбите lj не зависит от проекции т полного момента нуклона j (-j<=m<=j) . Поэтому в соответствии с принципом Паули на каждом уровне с энергией(nlj )может находиться 2j +1 нуклонов одного сорта, образующих протонную (или нейтронную) подоболочку (nlj) , где п= 1, 2,...- гл. квантовое число (радиальное).

Неск. близких по энергии подоболочек группируются в оболочки, отделённые друг от друга большими энерге-тич. интервалами. Полный момент I для k нуклонов в оболочке получается путём сложения моментов j отд. нуклонов. В заполненной оболочке моменты всех нуклонов компенсируют друг друга и допустимо только одно значение полного момента I = 0. Подобно атомам благородных газов, обладающих заполненными электронными оболочками, ядра, состоящие из заполненных нуклонных оболочек, также характеризуются особой устойчивостью (большой уд. энергией связи). В основном и низколежащих возбуждённых состояниях ядер низшие одночастичные орбиты заполнены и образуют "инертный" остов ядра, сверх к-рого есть нек-рое число нуклонов в ближайшей незаполненной оболочке. Подобно тому как валентные электроны определяют хим. свойства атомов, спектры низших уровней и их свойства в большинстве ядер определяются "валентными" нуклонами из незаполненных оболочек.

Простейший вариант модели оболочек (одночастичная модель) представляет нечётное ядро как совокупность четно-чётного остова в состоянии 0 + и нечётного нуклона на орбите nlj . Тогда спин нечётного ядра в осн. состоянии равен j , а чётность p = (- 1) l . Систематика спинов и чёт-ностей нечётных ядер позволяет определить последовательность заполнения орбит в ядрах, а также энергии этих орбит. Это дало возможность установить осн. характеристики и форму оболочечного потенциала V o6 (r ). В частности, М. Гёпперт-Майер (М. Goeppert-Mayer, США) и И. X. Йенсеном (J. H. Jensen, ФРГ) в 1949-50 была установлена необходимость включения в оболочечный потенциал спин-орбитального взаимодействия V co (r) (ls) . Только при учёте сильного спин-орбитального расщепления одночастичных состояний удаётся объяснить систематику спинов ядер и последовательность заполнения орбит, а также магич. числа протонов или нейтронов, отвечающие заполненным оболочкам (см. Магические ядра ).Магич. числа (2, 8, 20, 28, 50, 82, 126) соответствуют после-доват. заполнению нуклонами одного сорта оболочек:

В скобках указана совокупность близких по энергии одно-частичных состояний, образующих одну оболочку. Оболочки отделены друг от друга энергетич. щелью, значительно превышающей расстояние между уровнями в пределах одной оболочки (рис. 1).

Центр. часть оболочечного потенциала представляет собою потенц. яму конечной глубины, форма к-рой повторяет распределение ядерной плотности. Чаще всего в качестве оболочечного потенциала используют т. н. потенциал Саксона - Вудса:

с V 0 50 МэВ. При описании связанных состояний нуклонов его можно приближённо заменить потенциалом гар-монич. осциллятора или прямоуг. ямой и использовать при описании свойств ядерных состояний волновые ф-ции нуклонов для этих простых оболочечных потенциалов.

Рис. 1. Схема заполнения ядерных оболочек протонами (слева) и нейтронами (справа). Справа от уровней указаны полные угловые моменты ядра; слева - спектроскопические символы: буква отвечает определённому значению l [l =0 (s) , 1(p) , 2(d ), 3(f ), 4(g ), 5(h ), 6(i )]; цифра-главное квантовое число. Пунктиром отмечены магические числа заполнения оболочек .

Модель оболочек удовлетворительно описывает магн. моменты нечётных ядер, к-рые, согласно опытным данным, лежат между т. н. линиями Шмидта. Линиями Шмидта наз. зависимости магн. дипольных моментов нуклонов М от угл. момента j при данном l=jb 1 / 2 (рис. 2). Несколько хуже описываются электрич. квадрупольные моменты ядерных состояний. Последнее связано с тем, что потенциал V o6 (r ) предполагался первоначально сферически симметричным.

Рис. 2. Линии Шмидта для ядер с нечётным числом протонов Z .

Несферичность ядер. Ротационная модель . Особенно велики квадрупольные моменты Q ядер с I> 1 / 2 в области редких земель (150<A <190) и актинидов (А> 200 ). Они превышают значения, предсказываемые моделью оболочек со сферич. потенциалом V об, в 10-100 раз. Энергии низших уровней этих ядер удовлетворяют "вращательному закону":

к-рый описывает спектр вращат. уровней жёсткого симметричного волчка с моментом инерции J (см. Вращательное движение ядра ).Состояния такого волчка с угл. моментами I=K, K+ 1, К+ 2, ... образуют вращат. полосу, характеризуемую определ. значением проекции угл. момента на ось симметрии волчка I 3 = К . Исключение составляют полосы с К= 0, для к-рых допустимы только чётные или только нечётные значения угл. момента I . В частности, на осн. состояниях четно-чётных ядер базируются вращат. полосы с К= 0 и значениями I p = 0 + , 2 + , 4 + , ... Между соседними уровнями вращат. полос имеют местo сильные электрич. квадрупольные (Е 2 )g-переходы.

Эти факты послужили основой для построения коллективной модели ядра, предложенной в 50-х гг. Дж. Рейнуотером, О. Бором и Б. Моттельсоном (J. Rainwater, A. Bohr, В. R. Mottelson). Согласно этой модели, ядра в указанных выше областях имеют форму эллипсоида вращения с полуосями

где параметр деформации Р характеризует степень несферичности ядра. Он определяет значения статических ква-друпольных моментов ядер, вероятности эл--магн. E 2-пе-реходов между вращат. уровнями и значения момента инерции ядра (см. Деформированные ядра) . Согласно данным эксперимента, величина b у большинства деформированных ядер находится в пределах 0,1-0,3 (нормальная деформация). С помощью ядерных реакций с тяжёлыми ионами обнаружены возбуждённые вращат. состояния у нек-рых ядер (152 Dy) с большими угл. моментами I ~40-60 (высокоспиновые состояния ядер) , к-рые характеризуются чрезвычайно большой деформацией, когда отношение полуосей ядра а 1 : а 2 = 2:1 или 3:2 (супердефор-мир. полосы). Нек-рые деформир. ядра (изотопы Os, Pt) не имеют осевой симметрии. Их низшие уровни представляют собою вращат. состояния асимметричного волчка (модель неаксиального ротатора Давыдова-Филиппова). Масштаб вращат. энергий ( 2 / 2J~= 100 кэВ) в тяжёлых деформир. ядрах таков, что момент инерции ядра в состояниях с нормальной деформацией J ~10 -27 г. см 2 . Он в 2- 3 раза меньше момента инерции твёрдого эллипсоида соответствующей формы. Это означает, что не вся масса ядра участвует во вращат. движении. В супердеформир. полосах момент инерции близок к твердотельному.

Внутр. структура деформир. ядер описывается моделью оболочек с деформир. потенциалом V oб (r )(модель Нильс-сона). Изучение зависимости энергии одночастичных орбит нуклонов от деформации в этой модели показывает, что в нек-рых областях периодич. системы элементов ядрам энергетически выгодно быть не сферическими, а деформированными. Величина деформации, предсказываемая теорией, в целом согласуется с экспериментом. На базе колебательных возбуждений деформир. ядра (см. Колебательные возбуждения ядер )возникают новые вращат. полосы (b-полоса с К= 0 и g-полоса с К= 2) . Перестройка заполнения одночастичных орбит в деформир. потенциале порождает возбуждённые вращат. полосы. В результате в спектрах ряда ядер можно выделить значит. число вращат. полос (до 9 в ядре 235 U). Отд. полосы прослежены до весьма высоких значений угл. момента I~ 25-30. Значит. деформацию, а также вращат. спектры имеют нек-рые относительно лёгкие ядра (напр., 20 Ne, 4 Mg). При изменении параметра деформации ядра b меняется структура оболочек. При больших b (a 1 :a 2 = 2:1 )одночастичные орбиты группируются в оболочки иначе, чем при нормальных деформациях, появляются новые магич. числа. Ядра, близкие к магическим (напр., 152 Dy), с такой деформацией относительно устойчивы и могут порождать вращат. полосы. Они были обнаружены экспериментально в виде супердеформир. полос.

Структура вращат. спектров реальных ядер отклоняется от идеального вращат. закона ( 5 )за счёт центробежных эффектов (увеличение момента инерции ядра при возрастании вращат. момента), а также за счёт Кориолиса сил и др. неадиабатич. поправок. Связь движения отд. нуклонов с вращением ядра как целого сказывается на структуре вращат. состояний нечётных ядер уже при небольших значениях b и К , приводя к тому, что их энергии вместо (5) описываются ф-лой

Здесь d K ,1/2 =0 при К 1 / 2 и d К, 1/2 =1 при К= 1 / 2 , константа а -эмпирически подбираемый "параметр развязывания", характеризующий связь угл. момента нуклона и вращат. момента ядра.

Сверхтекучая модель ядра . Парные корреляции сверх-проводящего типа возникают в ядре за счёт т.н. о с т ат о ч н о г о в з а и м о д е й с т в и я между нуклонами, той части реального нуклон-нуклонного взаимодействия, к-рая не включена в самосогласованный потенциал ср. поля V об (r ). Эмпирически отмечалась энергетич. выгодность двум нуклонам на орбите nlj образовать пару со скомпен-сир. спинами, т.е. с полным моментом I= 0. Такая пара подобна куперовской паре электронов с противоположными импульсами в сверхпроводнике . Притяжение между нуклонами в указанных состояниях вблизи поверхности Ферми обусловливает сверхтекучесть атомных ядер .

Детально сверхтекучая модель ядра разработана независимо С. Т. Беляевым и В. Г. Соловьёвым с помощью методов, аналогичных методам теории сверхпроводимости. Одним из проявлений сверхтекучести ядерного вещества может служить наличие энергетич. щели D между сверхтекучим и нормальным состоянием ядерного вещества. Она определяется энергией разрушения куперовской пары и составляет в тяжёлых ядрах ~ 1 МэВ. Со сверхтекучестью ядерного вещества связано также и отличие моментов инерции ядер от твердотельных значений. Сверхтекучая модель ядра удовлетворительно описывает моменты инерции ядер, изменение параметра деформации ядра b по мере заполнения валентной оболочки нуклонами. Сверхтекучесть ядерного вещества, приводящая к размытию ферми-поверхности, существенным образом сказывается на эл--магн. переходах, вероятностях реакций однонуклон-ной (срыв, подхват) и двухнуклонной передачи (см. Прямые ядерные реакции ).

Сверхтекучая модель предсказывает разрушение парных корреляций в ядре при достаточно больших спинах (I >>1). Это явление, аналогичное разрушению сверхпроводимости сильным магн. полем, проявляется в скачкообразном возрастании момента инерции J в данной вращат. полосе при нек-ром критич. значении спина I кр ~60. Отчётливо это пока не обнаружено, однако при изучении высокоспиновых состояний ядер (I <=20-30), возбуждаемых в реакциях с тяжёлыми ионами, наблюдалось немонотонное изменение J при возрастании I (о б р а т н ы й з а г и б). В районе значений спина I B (~12-16) увеличение угл. момента I приводит не к увеличению угл. скорости вращения w, а к её уменьшению вследствие того, что резко увеличивается момент инерции ядра J . Это изменение связано с тем, что вблизи точки I B происходит пересечение основной вращат. полосы ядра (К= 0 + )с возбуждённой полосой, построенной на внутр. состоянии ядра, в к-ром одна из куперовских пар на нейтронной орбите h 11/2 разрушается и спины этих двух нуклонов уже не компенсируют друг друга, а оба выстраиваются параллельно вращат. моменту. При этом меняется деформация ядра, увеличивается момент инерции, изменяются магн. характеристики ядра.

Разрушение пары обусловлено силами Кориолиса, эффект к-рых максимален для нуклонов в оболочках с большими моментами нуклонов j . Обнаружено выстраивание протонов на орбите h 11/2 и нейтронов на орбите i 13/2 . Выстраивание двух пар нуклонов приводит ко второму обратному загибу и т. д. Вопрос о характере сверхтекучести ядерного вещества в супердеформир. состояниях находится в стадии исследования.

Другие модели ядра . Наряду с осн. моделями ядра используются более специализир. модели. К л а с т е р н а я м о д е л ь трактует структуру нек-рых ядер как своего рода молекулу, состоящую из a-частиц, дейтронов (d), тритонов (t) и др. Напр., l2 C = 3a, 16 O = 4a, 6 Li = a+d, 7 Li = a + t и т.д. (см. Нуклонных ассоциаций модель). Статистическая модель ядра описывает свойства и характеристики высоковозбуждённых состояний ядер, такие, как плотность уровней, темп-ра и т. п.

В м о д е л и в з а и м о д е й с т в у ю щ и х б о з о н о в предполагается, что в низших состояниях четно-чётного ядра нуклоны объединяются в S - и D -пары (с моментами 0 и 2), к-рые приближённо можно трактовать как идеальные s - и d -бозоны. Число этих бозонов равно половине числа валентных нуклонов. В этой модели спектр низших коллективных состояний ядра формируется в результате взаимодействия между бозонами. Более рафинированные варианты данной модели включают в себя s-, d-, g- ,... бозоны, а также сопоставляют разные бозоны протонным и нейтронным парам. Модель взаимодействующих бозонов позволяет описывать наряду с вращат. и колебат. спектрами также спектры более сложной структуры, характерные для ядер, переходных от сферических ядер к деформированным. Обоснование ядерных моделей и более детальные расчёты свойств ядер производятся с помощью т. н. мик-роскопич. методов (Х а р т р и - Ф о к а м е т о д, метод случайной фазы, теория конечных ферми-систем и т. д.).

Лит.: Давыдов А. С., Теория атомного ядра, М., 1958; Му-хин К. Н., Экспериментальная ядерная физика, 5 изд., кн. 1-2, М., 1993; Мигдал А. Б., Теория конечных ферми-систем и свойства атомных ядер, 2 изд., М., 1983; Бор О., Моттельсон Б., Структура атомного ядра, пер. с англ., т. 1-2, М., 1971-77; Ситенко А. Г., Тартаковский В. К., Лекции по теории ядра, М., 1972; Широков Ю. М., Юдин Н. П., Ядерная физика, 2 изд., М., 1980; Айзенберг И., Грайнер В., Модели ядер, коллективные и одночастичные явления, пер. с англ., М., 1975; их же, Микроскопическая теория ядра, пер. с англ., М., 1976; Рейн-уотер Дж., Как возникла модель сфероидальных ядер, пер. с англ., "УФН", 1976, т. 120, в. 4, с. 529; Бор О., Вращательное движение в ядрах, пер. с англ., там же, с. 543; Моттельсон Б., Элементарные виды возбуждения в ядрах, пер. с англ., там же, с. 563; Соловьев В. Г., Теория атомного ядра. Ядерные модели, М., 1981; Михайлов В. М., Крафт О. Е., Ядерная физика, Л., 1988; Немец О. Ф. и др., Нуклонные ассоциации в атомных ядрах и ядерные реакции многонуклонных передач, К., 1988.

Ю. Ф. Смирнов .