5. Вращательные спектры ядер

    Несферические ядра, помимо колебательных уровней в спектре возбуждения и уровней, связанных с переходами нуклонов ядра на более высокие оболочки, имеют также уровни в спектрах возбуждения, которые имеют вращательную природу. Уровни спектров возбуждения, возникающие вследствие вращения несферических ядер, имеют ряд характерных особенностей; последовательность таких уровней часто называют вращательной полосой. Пример вращательной полосы для четно- четного ядра ¹⁷⁰Hf показан на рис. 7.5.

Рис. 7.5. Вращательная полоса ядра 170Hf .

    Энергии уровней вращательной полосы можно получить в результате решения уравнения Шредингера с гамильтонианом, отражающим вращательные степени свободы ядра.
    Следует подчеркнуть, что, согласно квантовой теории, вращательные степени свободы присущи исключительно несферическим объектам.

При обсуждении квадрупольных моментов ядер было показано, что вытянутые ядра имеют положительный квадрупольный момент, а сплюснутые – отрицательный. Прямое измерение электрических квадрупольных моментов возможно лишь для ядер, у которых спин больше или равен 1. Однако многие четно-четные ядра, имеющие спин и четность 0⁺, являются деформированными, и их деформация проявляется в спектрах их возбужденных состояний в виде вращательных полос. Вид вращательного гамильтониана легко получить из принципа соответствия классических и квантовых величин. В классической физике энергия тела с моментом инерции Θ и моментом количества движения J равна Erot = J²/2Θ. В квантовой физике величине J² соответствует оператор квадрата момента, действующий на волновую функцию ядра. Поскольку в принятой системе обозначений спин ядра и частиц измеряется в единицах ћ,

2Ψ = ћ2J(J+1)Ψ;

(7.5)

    Формула, связывающая энергию вращательного уровня и спина состояния, приближенно описывает ход уровней во вращательной полосе.

В таблице даны также интервалы энергий ΔЕ между данным уровнем и низшим по энергии. Соотношение для интервалов энергий уровней вращательной полосы, спинов уровней и соответствующих этим состояниям моментов инерции ядра может быть получено из (7.5):

(7.6)

    Обычно в физике ядра рассчитывают не момент инерции ядра в том или ином состоянии, а величину = 2Θ/ћ² в единицах МэВ^–1. Результаты расчета этой величины для пяти возбужденных состояний ядра ¹⁷⁰Hf приведены в четвертой строке таблицы.
    Расчет показывает, что момент инерции ядра растет с увеличением момента количества движения и, соответственно, угловой частоты вращения. Этот результат хорошо понятен на основе капельной модели ядра: момент инерции капли растет с увеличением углового момента вращения – происходит изменение формы. Важным и интересным фактом, который можно легко продемонстрировать на этом примере, является то, что полученные в расчете моменты инерции как минимум вдвое меньше, чем момент инерции твердотельного ротатора с такой же массой.
    Нижний предел величины , пропорциональной моменту инерции, можно получить по формуле момента инерции сферы радиуса R (в расчете удобно использовать константу конверсии):

Рис. 7.6. Вращательные полосы и зависимость момента инерции от частоты вращения для четно-четного ядра 164Er.

    Таким образом, проведенный расчет доказывает, что ядро в низших возбужденных состояниях имеет значения момента инерции, составляющие менее 50% момента инерции твердого ротатора с той же массой. Часть нуклонов ядра оказывается не участвующей во вращательном движении вследствие эффекта спаривания нуклонов, приводящего к сверхтекучим свойствам ядер в основном и низших возбужденных состояниях. Разрыв нуклонных пар, происходящий при очень высоких моментах вращения ядер, проявляется в скачкообразном росте момента инерции ядра до величин близких к полученной выше твердотельной оценке (cм. рис.7.6).
    Этот эффект (т.н. бекбендинг (backbending)) хорошо изучен в последние 20 лет на ускорителях тяжелых ионов. Исследование спектров возбуждения ядер проводится, главным образом, путем измерения энергий гамма-квантов, испускаемых ядром при переходе с более высокого уровня на более низкий по энергии.