Если у вас возникли сложности с курсовой, контрольной, дипломной, рефератом, отчетом по практике, научно-исследовательской и любой другой работой - мы готовы помочь.
Предоплата всего
Подписываем
1.Атом ядросының құрамы,зарядтары,массасы. ядронын курамы туралы маселе 1932 жылы Чедвик нейтронды ашканга дейн шешусиз калды.чедвик,1930 жылы Боте мен Беккер ашкан,альфа болшектердин женил ядролармен соктыгысулары кезинде болинип шыгатын,зат аркылы оту кабилети жогары болшектердин массасын аныктады.Ол егер осы болшектин сутеги жане азот ядроларымен серпимди соктыгысуы кезинде импульс пен энергия сакталса,онын массасы кандай дегенге жауап издеди.есептеулер ол болшектин массасы протоннын массасына тен екенин корсетти. Ол болшек нейтрон д.а. Зат аркылы отимдилиги жогары болуы ушин онын электр заряды нолге тен б.к.Атом ядросы элементар болшектер протон мен нейтроннан турады.протон мен нейтроннын массасы озара жуык жане электроннын массасынан 2000есе артык.протон электр зарядталган,онын заряды он жане абсолют мани электроннын зарядына тен.нейтрон электр бейтарпа 1950-1980 жылдардагы зерттеулер протон мен нейтроннын жане т.б. коптеген элементар д.а. болшектердин шындыгында элементар емес озиндик курамы бар курдели болшектер екенин корсетти.бирак олар ушин элементар деген ат сакталган.Атом ядросынын электр заряды Ze онын атомдык номирине тен,протоннын Z санымен ан-ы.Электр заряды берилген элементтин барлык изотоптарынын (сутегинен баска) химиялык касиеттерин ан-ды.Ядролардын зарядтарын 1913ж Мозли дал олшнди.ол элементтердин сипаттык рентген нурларынын жиилиги мен онын Z атомдык номеринин арасында карапайым тауелдилиги бар екенин ан-ы.ядронын тикелей зарядын 1920ж Чедвик олшеди.электр заряды барлык асерлесулер(электромагниттик,ядролык,назик) асерлесулер кезинде сакталады.
2.Ядроның байланыс энергиясы.кез келген ядронын ) массасы оны кураушыларынын массаларынын косындысынан аз.Демек,ядроны дербес кураушыларга жиктеу ушин,оган осы массаларынын айырмасына сайкес энергия жумсау керек.Осы,ядроны дербес кураушыларга толык жиктеу ушин жасалатын жумыска тен. (1) энергия ядронын байланыс энергиясы д.а.Дал осындай энергия ядроны дербес протондар мен нейтрондардан курастырганда болинип шыгады.Ис жузинде кобинесе бейтарап атомдардын массалары бериледи.сондыктан ядронын байланыс энергиясын бейтарап атомдардын массалары аркылы (2) туринде орнектеген ынгайлы.(2) формуласы кезкелген бирликтер жуйесинде пайдалануга болатын амбебап орнек.бирак ол ядролык физикада пайдалануга ынгайсыз.ядр физикада массанын бирлиги ушин массанын атомдык бирлиги,энергия ушин мегаэлектронвольт колданылады.. Бул орнекке койылатын массалар массанын атомдык бирлигимен олшенген болуы керек.
3.Ядроның меншікті байланыс энергиясы.Байл энергиясы ядронын ныктыгын сип-тын негизги шамалардын бири.бирак ол курамдары ар турли ядролардын ныктыктарын салыстыруга жарамайды.мысалы,темир 56 ядросынын байл энергиясы 492,2МэВ,ал уран 234 ядросынын байл эн-сы 1778,6МэВ.Уран ядросынын юайл эн-сы темирдикине караганда 3,5 есе артык.Соган карамастан темир 56 ен берик,Жерде коп таралган изотоптардын бири,ал уран 234 альфа ыдырауга душар,жарт ыдырау периоды 2,5жыл ядро.Ядролардын ныктыгын далирек сип-тын колдануга ынгайлы шама менш байл энергиясы ядронын бир болшегине тиисти орташа байл энергиясы.Байл эн-нын аныктамасынан меншикти байл эн-нын еки тауелсиздик –ядронын электр жане бариондык зар-нын функциясы екени коринеди.егер барлык белили ядролар ушин меншикти байл эн-нын зарядтарга тауелдилигин сызсак,ол энергетикалык бет деп аталатын бет береди.ол беттин тури жота сиякты болады.жотанын кырында жататын нуктелер меншикти байл эн-сы ен улкен,ягни бета ыдырауга нык,ядроларга сайкес келеди.жотанын боктерлеринде жататын ядролар ыдырауга душар болады.жотанын кырынын (A,Z) жазыктыгына проекциясы,ягни -ыдырауга нык ядролар ушин олардын зарядтарынын озара тауелдилиги тендигимен бериледи.энергетикалык бет сипаттамаларын толык аныктау ушин онын артурли баска беттермен кимасын карастырады.
4.Энергиялық бет. Байл эн-нын аныктамасынан меншикти байл эн-нын еки тауелсиздик –ядронын электр жане бариондык зар-нын функциясы екени коринеди.егер барлык белили ядролар ушин меншикти байл эн-нын зарядтарга тауелдилигин сызсак,ол энергетикалык бет деп аталатын бет береди.ол беттин тури жота сиякты болады.жотанын кырында жататын нуктелер меншикти байл эн-сы ен улкен,ягни бета ыдырауга нык,ядроларга сайкес келеди.жотанын боктерлеринде жататын ядролар ыдырауга душар болады.жотанын кырынын (A,Z) жазыктыгына проекциясы,ягни -ыдырауга нык ядролар ушин олардын зарядтарынын озара тауелдилиги тендигимен бериледи.энергетикалык бет сипаттамаларын толык аныктау ушин онын артурли баска беттермен кимасын карастырады.
5. Энергиялық беттің қималары.энергетикалык беттин A=const жазыктыкпен киылысу сызыгы,берилген массалык санга сайкес келетин артурли эл-дин изотоптарынын-изобарлардын байланыс энергиясынын атомдык номирге тауелдилигин сип-ды.ол энергетикалык беттин курделилигин корсетеди.онын бир сызыктан,ал А-жуп изобарларга сайкес жазыктыкпен кимасы 2 сызыктан турады.сызыктар 2 жагдайда да парабола болады.биринши параболада так-жуп,немесе жуп-так ядролар жатады.Ал,екинши жагдайда жогаргы парабола жуп-жуп ядролардын,томенги парабола так-так ядролардын меншикти байл эн-нын атомдык номирге тауелдилигин береди.энергетикалык беттин Z=const бетпен киылысы берилген элементтин изотоптарынын меншикти байл эн-нын онын массалык санына тауелдилигин сип-ды.бул сызыктарда косак параболалар болады.сонымен,энергетикалык бет 3 кабаттан турады.биринши жогаргы кабат жуп-жуп ядролардын,ортангы кабат барлык А так ядролардын,ал томенги кабат так-так ядролардын меншикти байл энергияларына сайкес келеди.келтирилген кималар (A=const,Z=const,A-Z=const) бета-нык ядролар мен бета-активти ядролардын касиеттерин бирге салыстырып зерттеуге ынгайлы.
6.Киелі сандар. ?
Энергетикалық беттің А=const жазықтықпен қиылысу сызығы, берілген массалық санға сәйкес келетін әртүрлі элементтердің изотоптарының-изобаралардың байланыс энергиясының атомдық нөмірге тәуелділігін сипаттайды. Ол энергетикалық беттің күрделігін көрсетеді. Оның массалық санның тақ мәндеріне сәйкес жазықтықпен қимасы бір сызықтан, ал А-жұп изобарларға сәйкес жазықтықпен қимасы екі сызықтан тұрады.Сызықтар екі жағдайда да парабола болады. Бірінші параболада тақ- жұп (Z-тақ,(А-Z)-жұп) немесе жұп-тақ (Z-жұп,(А-Z)-тақ) ядролар жатады. Ал, екінші жағдайда жоғарғы парабола жұп-жұп ядролардың, төменгі парабола тақ-тақ ядролардың меншікті байланыс энергиясының атомдық нөмерге тәуелділігін береді. Энергетикалық беттің Z=const беттпен қиылысы (2.10-сурет)
дәлірек айтқанда, энергетикалық бет үш қабаттан тұрады деуге болады: бірінші жоғарғы қабат жұп-жұп ядролардың, ортанғы қабат барлық А-тақ ядролардың, ал төменгі қабат тақ-тақ ядро-лардың меншікті байланыс энергияларына сәйкес келеді.
Келтірілген қималар (А=const, Z=const, A-Z=const) -нық ядролар мен -активті ядролардың қасиеттерін бірге салыстырып зерттеуге ыңғайлы. Бірақ бұл қималардың әрқайсысына сәйкес келетін ядролардың саны аз (ең көп болғанда 25) және олар Z пен (А-Z)-тің өзгерісінің кешкене бөлігіне ғана сәйкес келеді. Сондықтан, олар ядролардың көпшілігіне тән, үлгілік, қасиеттер туралы мәліметтер алуға жеткіліксіз.Ондай мәліметті алу үшін, ядролардың көпшілік бөлігін қамтитын, -ыдырауға нық ядроларға сәйкес келетін қимасын жүргізу керек. Жұп-жұп ядролардың ішінде құрамындағы нуклондардың біреуінің (протонның немесе нейтронның) саны 2,8,20,50,82,126 сандарының біреуіне тең ядролар өздерінің аса беріктігімен (-бөлшектік ядроларға қарағанда да) ерекше қөзге түседі. Бұл сандар мен оған сәйкес ядролар киелі сандар, киелі ядролар деп аталады. Нуклондардың екеуінің саны да киелі санға тең ядро қос киелі деп аталады. Киелі ядролардың меншікті байланыс энергияларының мәндерінің ерекше үлкен болуының себептері, кейінірек, ядроның қабықтық моделін қарастырғанда түсіндіріледі. Айналық деп аталатын, біреуінен екіншісі протондарын түгел оның нейтрондарымен және керісінше ауыстыру арқылы алынатын, ядролардың байланыс энергияларының айырмасы, олардың протондарының электростатикалық тебілу энергияларының айырмасына тең. Мысалы,мұндағы ядросындағы екі протонның өзара тебілу энергиясы, -олардың ара қашықтығы.
7.Ядроның байл энергиясы үшін жартылай эмпирикалық Вейцзеккер формуласы.таза ядролык куш асер ететин нык ядрода нейтрондар мен протондардын сандары тен A-Z=Z A-2Z=0 болуы тиис.мундай ядронын меншикти байланыс энергиясын оте кишкентай (A-2Z)/A шамасынын улес косатын ен киши дарежесин ескерип,ядронын меншикти байл энергиясын туринде жазуга болады. Мундай байл энергиясы молшерлери шексиз,аса коп болшектерден туратын тутас ядроларга тан болар еди.бирак,шын ядролардын молшерлери шектелген,ядролык асерлесу кыска кашыктыктык.Осыган байл ядронын сырт бетине таяу жаткан нуклоннын асерлесу энергиясы,онын ортасындагы нуклоннын асерлесу энергиясынан аз болады.бул тагы да байл энергиясынын шексиз тутас ядронын байл эн-нан кем болуын тугызады.Бул,беттик энергия деп аталатын,байл эн-нын кемуинин молшери,ядронын сырт бетине коршилес жаткан нуклондардын санына,ягни ядронын сырт бетине пропорционал болады. .Бул орнек массалык сандары А так ядролардын байл эн-сын жеткиликти далдикпен аныктауга мумкиндик береди. . Бул сонгы 2 орнек массалык сандары так ядролардын гана байланыс энергиялары мен массаларын есептеуге жарайды.массалык сандары жуп ядролар ушин косактасу энергиясын ескеру керек. ,(1) коэффициенттерин есептелген байланыс энергиялары мен массаларды олардын тажирибелерден ан-ган мандермен салыстырып ан-ды.олардн есептеуден алнган мандери . (1) формуласын ядронын тамшылык моделине суйенип биринши рет Вейцзеккер корытып шыгарган.
8.Нуклонның ядроға байланыс энергиясы.Ядролык физикада кен колд-н байл эн-сы-ол нуклоннын байл эн-сы.оны меншикти байл эн-мен шатастырмау керек.нуклоннын байл эн-сы ол берилген нуклонды берилген ядродан аластату эн-сы.M(A,Z) ядродан нейтронды болу эн-сы . Бул ядродан нейтронды болип шыгару ушин жумсау керек жумыс.арине,дал сондай энергия ядрога нейтронды косып, ядросын кураганда болинип шыгады.сондыктан оны кейде нейтроннын ядрога жабысу эн-сы д.а.Протоннын ядрога байл эн-сы осыган уксас ан-ды.
ядролар нуклондык ыдырауга нык ядролар д.а.Нуклондык ядролар санына бета-радиоактивти ядролар да косылады.ал олардын саны бета –нык ядролардын санынан 3 еседен артык коп.бета-ыдырау назик асерлесу салдарынан отеди.бета ыдырайтын ядроларды да нык ядролар сиякты статистикалык касиеттеримен сипаттауга болады.
9.- бөлшектің ядроға байланыс энергиясы.Болинудин,ерекше оте ассиметриялы,урпак ядролардын биреуи (4,2)гелий ядросы,ал екиншиси (A-4,Z-2) ядро болатын тури альфа-ыдырау.(A,Z)(A-4,Z-2)+, альфа-ыдырау оту ушин M(A,Z)( A-4,Z-2)+M шарты орындалу керек.ал альфа ыдырау кезинде болинип шыгатын альфа ыдырау энергиясы тен.
Байланыс эн-сы козкарасынан тиимдилигине карамастан Жер жагдайында оздигинен альфа ыдырайтын ядролар санаулы гана,ал оздигинен болинетин ядро екеу-ак.олар уран-238 бен торий-238 ядролары.ал ядролык синтез Жер бети мен койнауында оздигинен мулдем журмейди.коп уакытка дейин Жер бетинде ядролык синтезди иске асырудын жалгыз мумкиндиги оте жогары температура болып келди.сондыктан ол термоядролык реакция д.а.
10.Ядроның спині.элементар болшек ушин спин онын ешкандай козгалыс куйине тауелсиз,онын тыныштык куйине тен,классикалык механикада баламасы жок,иргели сип-сы.спин элементар болшектин кенистиктеги багдарын ан-тын жалгыз шама.элементар болшек ушин спинди s арпимен,ал курдели болшек ушин J деп белгилейди.курдели болшек ушин онын спини,онын кураушыларынын толык импульс моменттеринин косындыларынан турады.ар кураушы элементар болшектин толык импульс моменти j векторы онын s спини мен онын тутас алгандагы козгалысынын I(вектор) импульс моментинин косындысына тен.. Спиннин шаршысы мен онын берилген багытка проекциялары,оларга тан операторлык тендеулерди канаг керек.Ядро протондар мен нейтрондардан туратын курдели жуйе.онын спини оны кураушылардын импульс моменттеринин косындысымен ан-ды.протоннын да нейтроннын да спини ½.ал орбиталы момент 0 не бутин сан болады.сондыктан барлык массалык саны А-жуп ядролардын спини 0 немесе бутин,ал массалык саны А-так ядролардын спини жартылай бутин болады.
11.Ядроның магнит моменті.Ядролық магнетон.Ядронын магниттик моменти,онын спини сиякты кураушы нуклондардын магнит моменттеринин косындысына тен болады.орбиталык моменти l нуклоннын толык спини мен магниттик моментин есептейик.ол ушин болшектин орбиталык козгалысы ушин гидромагниттик катынас ,ал спини ушин гидромагниттик катынас деп алайык.сонда бул болшектин толык спини , ал магнит моменти болады. пен озара параллель бомагандыктан j мен озарла параллель болмайды.2.17сурет.спин-орбиталык асерлесу натижесинде векторынын ушы j багытын айнала козгалыста болады.бул козгалыс прецессия д.а.кезкелген мезгил ушин -ди болшектин толык спинине параллель жане оган перпендикуляр кураушыларга жиктей аламыз.олшеулер кезинде биз магнит моментинин лездик манин емес,онын осы олшеу уакыты бойынша орташа манин табамыз.j-ди айналып турган перпендикуляр векторынын орташа мани нолге тен болады.ал мю параллель уакыт бойынша озгермиди.сойтип олшеу барысында биз кураушысы мю параллель-ди ан-мыз.осы спинге параллель мю= мю параллель векторын ядронын магнит моменти д.а.ол ушин мундагы -ядронын гидромагн катынасы.ядролык физикада магнит моментинин бирлиги , мундагы -протоннын массасы.бул бирлик магнетон д.а.протоннын тажирибелерден алынган магнит моменти нейтрон ушин бул корсеткиштер сайкес .
12.Ядроның спинін атомдық спектрінің нәзік түзілісінен анықтау. Ядроның спинін атомдық спектрінің нәзік түзілісінен анықтаудын 3 адиси белгили.назик тузилистин сызык санын санау,назик тузилистин сызык аралык кашыктыктарынын катынасын ан-у,олардын каркындарынын катынасын ан-у.магнит моменти ядронын атом электрондарынын ядро турган жерде тузетин орташа магнит орисимен асерлесу энергиясы мен онын атомнын спектрине асерин кар-к.ол энергия .егер атом электрондарынын толык моменти I болса,онда олардын тузетин орташа магнит орисинин индукциясын < туринде алуга болады.а-турактысы магнит орисинин индукциясынын сан манин ан-ды.сол сиякты ядронын магнит моментин де туринде жазуга болады.сонда атомдык электрондар мен ядронын асерлесу энергиясы шыгады.атом ушин арекеттесу энергиясы F шамасымен ан-ды.ал ол J,I вект-нын арасындагы бурышка тауелди,2I+1(егерI<Jболса)немесе 2J+1(I>J) ман кабылдайды.сонда осы катынаска сайкес 3 жагдай болуы мумкин.1) I>J ядронын спини электрондык кабыктын моментинен киши бул кезде назик тузилистин сызык саны болады.осыдан ядронын спини болады. 2)атомнын электрондык кабыгынын импульс моменти ядронын спининен киши не оган тен,бирак 1/2 –ден улкен.бул кезде аса назик тузилис сызык саны k=2I+1 болады.3)электрондык кабыктын моменти I=1/2 болса,назик тузилис сызык каркындарынын катынасын пайд-ды.бул жагдайда сызыктар саны екеу-ак.ал олардын каркындары онын магнит орисинде жиктелетин денгейлеринин санына пропорционал.мэссбауэр эффектин пайд-п ядролык денгейлердин назик тузилисин ан-га болады.демек,ядронын магнит моменти белгили болса,ядронын спектринин назик тузилисинен атомнын ишки магнит орисин ан-га болады.
13.Ядроның спині мен магнит моментін сыртқы тұрақты магнит өрісін пайд-п ан-у.Зееман эффекти мен Пашен-Бак эффекти.В сырткы туракты магнит ориси болсын.онда В сырткы магнит ориси мен ишки магнит орисинин ара катынасына карай 3 жагдай болуы мумкин.кушти магнит ориси,осал жане аралык.сырткы магнит ориси ядрога да,электрондык кабыкка да асер етеди.электрондык кабыктын магнит моменти ядронын магнит моментинен есеге жуык улкен.сондыктан,денгей аралык кашыктык,топ аралык кашыктыктан сонша еседей аз.сонда кушти магнит орисинде ар топтагы денгей саны 2J+1 ядронын спинимен,ал топ саны 2I+1атомнын спинимен ан-ды.сойтип,бирден атомнын спинин де,ядронын спинин де ан-га болады.бул кубылысты пашен-бак эффекти д.а.егер сырткы ористин атомдык электрондык кабыкпен асерлесу энергиясы электрондык кабыктын ядромен асерлесу энергиясынан алдекайда аз болса,онда сырткы магнит орисинин пармени электрондык кабык-ядро аралык асерлесуди жене алмайды.магнит орисинде атомнын толык моменти F=I+J багдарланады.2.18сурет.сызыктар саны Fшамасынын проекцияларынын санына тен болады.сонда ядронын спинин ан-у ушин атомнын электрондык кабыгынын I импульс моментин билу керек.бул эффект Зееман эффекти д.а.
14. Ядроның спині мен магнит моментін сыртқы айнымалы магнит өрісін пайд-п ан-у. Ядронын магнит моменти мен спинин ан-дын ерекше дал адиси-магниттик резонанстык не радиожииликтик адис.бул адистер туракты магнит орисиндеги ядролардын спиндери мен магнит моменттеринин багдарларын жогары жииликти электромагниттик ористин комегимен озгерту жане осы озгертуге сайкес келетин резонанстык жииликтен ядронын спинин есептеуге негизделген.арекеттесу энергиясы. Буган сайкес жиилик , мундагы -ядролык магнетон.бул жиилик атом физикасынан белгили спиннин В магнит орисиндеги онын багытын айнала прецессиясынын жиилигине (Лармор жиилигине) тен..резонанска сайкес жагдайды магнит орисин туракты устап,айнымалы ористин жиилигин немесе айнымалы ористин жиилигин туракты устап,магнит орисинин В индукциясын(ягни Лармор жиилигин) озгерту аркылы тугызуга болады.радиожииликтик адистердин бир-биринен айырмашылыгы осы резонанстык кошу жагдайынын туган кезин ан-у адистеринде жатыр.протоннын магнит моментинин дал мани 1-рет осы радиожиликтик резонанстык адиспен ан-ды.ол
15.Ядроның радиусы.ядронын сызыктык молшерин ан-у ушин онын радиусы деген угым енг-ди.ядронын радиусынын биринен бири озгеше бирнеше ан-сы бар.олардын ишиндеги ен коп таралганы жане физ-лык мани ен аныгы электрлик орташа шаршылык радиус .ол былай ан-ды.ядроны биркелки зарядталган орташа шаршы радиусы R сфера деп есептеп,ода кайсыбир электромагниттик иасерлесу салдарынан гана болатын процесс,мысалы электроннын шашыратылуы теориялык есептеледи. R= салыстырылады.салыстыру кезнде тажирибемен ен уйлесимди натиже беретин ядронын орташа шаршылык радиусы есебинде кабылданады.арине булай ан-ган радиус ядродагы протондардын гана таралу радиусы болады. ядронын электромагниттик жане ядролык асерлесуге суйенип ан-ган радиустарынын жакындыгынан ядрода протондар мен нейтрондар шамамен бирдей таралган деген корытынды шыгады.
16.Ядроның күшінің жұптылығы.Жұптылығының сақталу заңы.
Жұптылық іргелік ұғым. Ол ядролардың, элементар бөлшектердің, жалпы кезкелген физикалық жүйелердің айналық шағылуға немесе басқаша айтқанда кеңістіктік инверсияға қатысты симметриялық қасиеттерін сипаттайды. Инверсия кезінде жүйенің барлық координаттарының таңбалары қарсы таңбаға өзгертіледі, яғни координаттар өстерінің бағыттары қарсы бағытқа өзгертіледі. Мұндай түрлендіру жабық жүйенің гамильтонианын өзгеріссіз қалдырады. Бұл кеңістік айналық шағылу үшін симметриялы болады деген сөз. Классикалық механикада Гамильтон функциясының координаттар инверсиясына инварианттылығы ешқандай қосымша сақталу заңын бермейді. Кванттық механикада жағдай басқаша. кеңістіктік инверсия операторын енгізейік. Бұл оператордың толқындық функцияға әсерінен координаттардың таңбалары өзгереді (2.95) Егер бұл оператордың меншікті мәнін деп белгілесек және бұл оператордың меншікті функциясы болса, (2.96)
Егер толқындық функцияға осы оператормен тағы әсер етсек, толқындық функция алғашқы қалпына қайтып келеді. Яғни , немесе (2.97) Инверсия операциясы кезкелген ақиқат (яғни, полярлық) векторлардың таңбасын өзгертеді. ; Ал аксиал векторлар инверсия операторының әсерінен ешқандай өзгермейді. Мысалы, импульс моменті немесе спин. Импульс моменті . Инверсия кезінде радиус-вектор да, импульс та таңбаларын өзгертеді. Ал олардың көбейтіндісіне тең өзгермейді. Сол сияқты спин де, толық импульс моменті де инверсия кезінде ешқандай өзгермейді. Жұптылықтың сақталу заңы ядролық процестердің өтуіне шектеулер қояды, олардың сұрыптау ережелеріне бағынуын талап етеді. Одан ядролық жүйелердің жұптылығын анықтай алу қажеттігі туады. Көп жағдайларда күрделі жүйенің жұптылығын табу үшін, оны кішірек қарапайым жүйелерге жіктейді. Кіші жүйе бір-ақ бөлшектен туруы да мүмкін. Мысалы, өзара әсерлеспейтін А мен Б екі бөлшектен (кіші жүйеден) тұратын жүйені қарастырайық. Мұндай жүйенің толқындық функциясын төрт толқындық функцияның көбейтіндісі түрінде жазуға болады. Мұндағы бөлшектердің ішкі күйін (кіші жүйелердің құраушыларының оның инерция центріне қатысты қозғалысын) сипаттайтын функция, бөлшектердің салыстырмалы қозғалысын сипаттайтын функциялар. Инверсия операторы толқындық функциялардың әрқайсысына әсер етеді. Сонда, немесе (2.98)шығады.
Жұптылықтың сақталу заңы бойынша әсерлесуге дейінгі жүйе мен әсерлесуден кейінгі жүйелердің жұптылықтары тең болулары керек. Жұптылықтың сақталу заңының ерекшелігі-реакция барысында жұптылықтардың қосындысы емес көбейтіндісі сақталатындығы. Бұл заңның екінші ерекшелігі-оның барлық іргелік әсерлесулерге тән әмбебап заң еместігі. электромагниттік және ядролық әсерлесу үшін жұптылықтың сақталу заңы орындалады. Ал нәзік әсерлесу кезінде жұптылық сақталмайды.
17.Ядроның изотоптың спині.Изотоптық спин және заряд.Изотоптық спинның сақталуы.
нейтрон мен протонды бір бөлшек деп есептеп, ол бөлшектің протондық және нейтрондық күйлері бар деп қабылдауға болады. Сөйтіп, протон мен нейтронды, ортақ аты нуклон, бір бөлшектің екі күйі деп қарастырады. Егер жүйенің екі күйі болса, ол күйлерді айнытатын кванттық сан болуы керек. Ол кванттық санды изотоптық спин деп атайды. Изотоптық спинді қарастыру үшін қиял изотоптық кеңістік кіргізеді. Бұл кеңістікте бөлшектің импульсы немесе оның қозғалысының импульсы болуы мүмкін емес. Бұл кеңістік тек бөлшектің ішкі құбылыстарын ғана сипаттайды. Осы кеңістікте изотоптық спин айнала алады. Оның берілген бағытқа проекциясы бөлшектің зарядтық күйін анықтайды. Нуклонның протон мен нейтронға сәйкес келетін екі-ақ күйі бар. Олай болса изотоптық спиннің (оны бөлшек үшін -мен белгілейді) екі проекциясы бар. Демек, 2+12 1/2; Ал оның проекциялары протонға, ал нейтронға сәйкес келеді. Ядроның изотоптық спинінің проекциясы оның құраушыларының изотоптық спиндерінің проекцияларының қосындысына тең болады: (2.121). Ал оның изотоптық спині оның проекциясының сан мәнінен үлкен(немесе оған тең), бірақ А/2 үлкен емес болуы керек. (2.122) Берілген ядроның барлық күйлері үшін изотоптық спиннің проекциясы бірдей, ал изотоптық спин әр күй үшін әртүрлі болуы мүмкін. Изотоптық спиннің проекциясы бөлшектің зарядтық күйін анықтайды. Бөлшектің заряды мен оның изотоптық спиннің арасындағы тәуелділік сызықтық деп алайық (2.123) мұны протон мен нейтрон үшін жазып, а мен в-ны тапсақ. ае; ве/2 шығады. Сонда нуклонның заряды (2.124) шығады. Сонымен қатар ядро үшін . Ядро үшін А оның бариондық заряды. Сонда кезкелген барион үшін оның элементар зарядпен (е) өлшенген зарядын
(2.125) түрінде алуға болар еді. Зерттеулер (2.125)-тің тек кәдімгі бариондар үшін ғана дұрыс екенін, ал барлық элементар бөлшектерге тән формула (2.126) болу керек екенін көрсетеді. Мұндағы Y-гиперзаряд. Изотоптық спиндері бірдей, ал оның проекциялары әртүрлі бөлшектерді изотоптық мультиплеттер деп атайды. Мысалы, протон мен нейтрон изотоптық дуплет. Изотоптық мультиплеттің мүшелерінің изотоптық спиннің проекциясынан (және ол анықтайтын электр зарядынан) басқа кванттық сандары бірдей болуы керек.
18.Айнытылмайтын бөлшектер.Ядролардың статистикасы.19.Бозондар мен фермиондар.Паули принципі.Тектери бирдей болшектер топтарына ар уакытта симметриялык касиеттин биреуи гана тан болады.осы болшектердин толк ф-нын симметриялык касиетин ан-тын шаманы олардын статистикасы д.а.кезкелген 2 болшек орын ауыстырганда т.ф-сы озгермитин болшектер бозе-Эйнштейн статистикасына багынады,ал болшектер бозе-болшектер немес бозондар делинеди.олар ушин .ал т.ф-лары антисимметриялы болшектер Ферми-Дирак статистикасына багынады,ал болшектер ферми-болшектер немесе фермиондар делинеди.курдели болшектердин стат-сы онын курамындагы карапайым фермиондардын санынын жуптыгымен ан-ды.шынында да,еки бирдей курдели болшекти алмастыру карапайым болш-дин бирдей косактарын ауыстырумен бирдей.еки бозонды ауыстыру т.ф-ны мулдем озгертпиди.екм фермионды ауыстыру т.ф-нын танбасын озгертеди.сондыктан,карапайым фермиондардын так санынан туратын курдели болшектер фермиондар,ал жуп санынан туратын курдели болшектер бозондар болады.сонда еки айнытылмайтын болшектен туратын жуйенин болшектеринин биреуи биринши,екиншиси екинши куйде болатын т.ф-сын бозондар ушин ттуринде жазуга болады.ал фермиондар ушин бул ф-я антисимметриялы болады.егер болса,шыгады.будан, «берилген куйде еки немесе одан артык фермион бола алмайды»,-деген корытынды шыгады.Бул ереже Паули принципи д.а.Паули пр микроалемнин,типти букил алемнин тубирли зандарынын бири.ол болмаса атомнын,ядронын кабыктык курылымдары болмас еди.бозондар ушин паули тыйымы жок.кезкелген куйде кезкелген болшек саны бола алады.
30.Атом ядросынын моделдеринин турлери.Ужымдык жане дербес болшектик моделдер.модел,ядронын негизги куйинин сип-рын,ядролардын козган куйлеринин сип-рын,ядронын динамикалык сип-рын дурыс тусиндируи керек.ядролык физ-да ядронын коптеген моделдерин колданады.ар модел ядролык кубылыстардын белгили бир тобын гана бейнелей алады.ар модел еркиндик дарежелеринин белгили бир тобына гана негизделеди.ондай еркиндик дарежелеринин бир-биримен жане баска еркиндик дарежелеримен аректтесуи оте алсиз деп есептеледи.ядронын еркиндик дарежелерин дербес жане ужымдык деп боледи.дербес еркиндик дарежелери ядродагы ар болшектин дербес козгалыстарын сип-ды.ал ужымдык еркиндик дарежелери болш-дин улкен тобынын уйлескен козгалысын сип-ды.осыган сай моделдер де дербес жане ужымдык болып болинеди.тутас денелер тургысынан ужымдык коринистер денедеги болшектин еркин жолы онын сипаттык молшеринен алдекайда аз,негизги ролди коршилес болш-дин жии жане каркынды озара соктыгысулары аткаратын куйлерде байкалады.ал дербес болшектик касиеттер керисинше,болшектин еркин жолы узын,ар болшек баскаларга тауелсиз,орташа оздик уйлескен ористе козгалады деп карастыруга болады.ужымдык моделдерде ядро суйык немесе катты денеге,ал дербес болшектик моделдерде газга уксатылады.ужымдык моделдер мыналар;1)тамшылык модел.ядро зарядталган сыгылмайтын суйык тамшысы деп кар-ды.осыдан ядронын байланыс энергиясы колемдик,беттик,кулондык энергиядан куралады делинеди.2)сфералык емес ядро модели.ядро заттын кейбир себептеримен тепе-тендик куйде сфералык емес пишин кабылдаган койыртпагы сиякты карастырылады.ядронын кейбир ен томенги энергиялык денгейлерин сип-га колд-ды.дербес болшектик модел турлери;1)калдык асерлесусиз кабыктык модел.нуклондардын озара асерин ар уакытта осы оздик уйлесимди асерлесумен кейбир калдык асерлесудин косындысы туринде алуга болады.бул модел б-ша калдык асерлесу алсиз,оны елемеуге болады.2)феномендик косактасулы кабыктык модел.бирдей нуклондар спиндери мен магнит моменттери нолге,ал жуптылыктары он болатын косактар курайды.
31.Тамшылык модел.тамшылык модел ядронын ужымдык моделинин ен карапайым тури.ядронын радиусын ар турли адистермен ан-у,онын А массалык санга тауелдилигин корсетти.демек барлык ядролар ушн нкулондардын концентрациясы бирдей олардын тыгыздыктары да бирдей. . Демек ядролык зат сыгылмайды.ядронын тамш модели комегимен ядронын байланыс энергиясы мен массасы ушн жартылай эмпирикалык Вейцзеккер формуласын алуга,ауыр ядролардын болинуинин кейбир ерекшеликтери мен альфа-ыдыраудын кейбир зандылыктарын тусиндируге,жуп-жуп ядролардын биринши козган куйлери туралы тусиниктер алуга,кейбир жана ядролардын массалык сандары мен атомдык номерлерин болжауга болады.тамш модел байланыс энергиясынын уш мушесин,биринши аА,беттик керилу жане кулондык тебилу куштерин гана береди.калган еки кушти;симмеирия куши мен косактасу куштерин бул модел тусиндире алмайды,оларды косымша енгизуге тура келеди.
32.Ферми газ модели.тауелсиз болш-р моделдеринин ен карапайымы Ферми-газ модели.бул моделде дербес нуклон-нуклондык асерлесулердин суперпозициясы болып табылатын курдели коринистин орнына,ядрода нуклондардын бир-бирине тауелсиз,ени орташаланган куш орисиндеги козгалысы карастырылады.ядронын негизги куйине ферми-газдын,барлык томенги денгейлери нуклондарга толган,абсолют нолдик температуралык куйи сайкес келеди.ондагы барлык нейтрондардын саны –ядродгы денгейлер тыгыздыгы,р-нейтроннын импульсы,V-ядро колеми,р(макс)-ядронын негизги куйи ушн импульстин ен улкен мани.нейтроннын ядрога байл энергиясынын орташа мани 8 МэВ.сонд потенц шункырдын терендиги .симметриялы ядро ушин протондар ушин де дал сондай натиже шыгады.ассиметриялы N>Z ядро ушин болады.буган себеп протондар арасындагы электрлик тебилу.Ферми-газ модели нуклондардын козгалыста болатынын тусиндиреди.
33.Ядронын кабыктык моделдери.
нуклондардың саны киелі сандардың (2,8,20,28,50,82,126) біреуіне тең ядроларға байланыс энергиясының калыпсыз үлкен мәні (немесе өте нықтық) мен квадруподдік моментің О мәні тән (сфералық симметриялы) екені көрсетілді. Ядроның қасиеттерінің периодтық сипаты атомның периодтық қасиеттеріне ұқсас. Ол ядроға да атом сияқты, кабықтық құрылым тек шығар деген пікір туғызады. Бұл пікірді басқа да тәжірибелік мәліметтер қолдайды. Төменде осы ядроның кабықтық құрылымына меңзейтін кейбір мәліметтер беріледі.А. Байланыс энергиясының өзгеру заңдылықтары. Ядроның ңықтығын оның меншікті байланыс эиергиясы сипаттайды. Ңық ядроларға байланыс энергиясының ең үлкен мәні (көршілермен салыстырғанда) тән. Оларға үстеме қосылған нуклондардың байланысы әлсіз болуы тиіс (оған қосымша нуклонның байланыс энергиясы тым аз). ядроларын қарастырайық. Олардың
әрқайсысы оның алдындағыға бір нуклон қосу арқылы алынады. Соңғы үш ядро үшін нуклонды байланыстыру энергиясы 2.2, 5.5 және 20.6МэВ, яғни ядросына жақындағанда күрт өседі.Егер осыны әрі қарай жалғастырып ядросына бір протон немесе нейтрон қоссақ, қосылу энергиясы теріс,сәйкес туынды ядро ( пен ) ңық емес болады. Демек 2 протон мен 2 нейтроннан тұратын, қос киелі ядро, ядросы көрші ядроларға қарағанда өте ңық. Радиоактивтік ыдыраудың қатарында альфа-ыдыраудың болуы да, ядросының ңықтығын дәлелдейді.Басқа жұп-жұп ядролар үшін зерттеулер де киелі ядролардың ерекше нықтығын дәлелдейді.Б. Изотоптардың таралуы. Нуклондардың киелі саны тән ядролардың ерекше нықтығын ондай ядролардың табиғатта көбірек таралуы да қостайды. Оған бірнеше мысал келтірейік.1.Атомдық нөмері Z=А/2 ең ауыр ядро, қос киелі ядро Оның кальцийдің табиғи қоспасындағы үлесі 97%. Оған көршілес жеңіл Z=А/2 ядроның () салыстырмалытаралуы 0,3% қана, ал көршілес Z=А/2 () ауырырақ ядротабиғатта кездеспейді.2.Нейтрондардың берілген (А-Z) саны тән изотоптардың табиғатта, әлбетте, екеу-үшеуі ғана кездеседі.
А-Z=20 үшін олардың саны беске (),А-Z=50 үшін алтыға, ал А-Z=82 үшін жетіге дейін көбейеді.3.Бір элеметтің изотоптарының ішінде, әлбетте, массалық саны орташа изотоп ең көп таралған. Олардан А-Z=50 немесе А-Z=82 изотоптар ерекше бөлінеді ( т.б). 4.Табиғатта ең көп изотопы (он) бар элемент , оның ішінде 3 изотоптың массалық саны тақ.В. Альфа- және бетта-ыдырау заңдылықтары. 1.Табиғатта кездесетін үш радиоактивті катардың үшеуі де, қорғасынның изотоптарымен (Z=82) аяқталады. Табиғатта кездесетін Z≤82 ядролардың барлығы дерлік нық.2. Жартылай эмпирикалық формулаға сәйкес альфа-ыдырау энергиясы Z өскенде өсуі керек. Тәжірибелер полоний (Z=84) ядроларының шығаратын альфа-белшектерінің энергиясының одан ауыр ядролар шығаратын бөлшектердің энергиясынан артық екенін көрсетеді.3.Полонийдің екі изотопы , ұзын жолды α-бөлшектер шығарады. Жалпы энергиясы ең үлкен альфа-бөлшектерді А-Z=128, Z=84, А-Z=84 ядролар шығарады. Олар ыдыраудан кейін А-Z=126, Z=82, А-Z=82 ядроларына өтеді. Мысалы, Менделеев таблицасының ортасыңда жататын неодимнің изотоптарының біреуі () альфа-радиоактивті.Оның жартылай ыдырау периоды 5*1015 жыл, ал ол шығаратын а-бөлшектердің ең үлкен энергиясы 1,8МэВ. 4. Сол сияқты киелі ядроларға ыдырайтын ядроларға
бета-ыдырау энергиясының ең үлкен, ал киелі ядролардың
бета—ыдырауына ең кіші мәндері тән. Оған бета—ыдырау тізбегі мысал бола алады. Бірінші ядроның ыдырау энергиясы Еβ=З.6МэВ, екіншінін энергиясы Еβ=0,27 МэВ. 5.Қоскиелі ядро нуклондар шығарылатын сатылық
процесстің ақырғы нәижесі болады.
(4.6)
(4.7)
Екі жағдайда да бета-ыдраудан кейін қозған киелі ядролар мен пайда болады. Олардың құрамында сәйкес 9=(A-Z)киелі+1 нейтрон мен 9=Zкиелі+1 протон бар. Олардан 9-нуклонды ажырату энергиясының төмендігі сонша, ол олардың қозу энергиясынан аз. Бұл олардың нуклондар шығаруына соқтырады. Нуклондар олардың алдындағы бета-ыдыраудың жартылай периодына кешіктіріліп шығаралады
34.Бир болшектик кабыктык модел.Онын негизги кагидалары.
Атомдарға қабықтардың болуын камтамасыз ететін үш жәй тән: 1.Атомдарда, электрондардың тұйық орбитамен қозғалысын қамтамасыз ететін, центрлік электр күш өрісі бар.2. Атомдарда электрондар өте сирек орналасқандықтан олардың өзара әсерлесуін елемеуге болады.3.Электрондар Ферми-Дирак статистикасына бағынады,оларға Паулидің тыйым ережесін қолдануға болады. Бір толық анықталған деңгейде бір-ақ бөлшек орналаса алады. Ядроларда бұл 3 шарттың екеуі орындалмайды. Ядрода өріс туғызатын центрлік дене жоқ. Нуклондарға әсер ететін күшті нуклондардың өздері туғызады. Нуклондар өзара өте күшті әсерлесетін бөлшектер және олар ядрода, атомдағы электрондарға карағанда әлде қайда тығыз орналасқан. Бірақ, дәл осы нуклондардың өзара күшті әсерлестіндігі мен бұл әсерлесудің қысқа қашықтықтылығы өрісінде нуклондар өзара тәуелсіз қозғалатын, сфералық симметриялық потенциал кұруға мүмкіндік беретін болып шықты. Екі нуклонның өзара күшті және қысқа кашықтық әсерлесуін жіңішке (ені -15м) және терең (тереңдігі 40МэВ шамалас) потенциалық шұңқырдың көмегімен түсіндіруге болады. Атом ядросында нуклондар өзара салыстырмалы жылдам қозғалады. Олардың ара кашықтығы (~2*10-і5м) нуклондық потенциялық шұңқырдың енімен шамалас. Сондықтан, нуклон мен ядроның әсерлесуін, көптеген көршілес нуклондық потенциялық шұңқырлардың міңгесуінен тұратын, орташа қосынды потенциялық шұңқырмен бейнелеуге болады. Ядролық әсерлесудің радиусының кішілігі мен нуклондардың тығыз орналасуының салдарынан ядролық потенциал ядроның ішінде біртекті дерлік (өте баяу өзгеретін) болып, ал оның сыртында нөлге дейін күрт түсуі керек. Ядроның пішінін сфералық деп алуға болады. Сондықтан ядролық потенциал сфералық симметриялы болуы керек.Кванттық механикаға сәйкес бұл өрісте қозғалатын нуклондар әртүрлі энергиялық күйлерде бола алады, және ядроның негізгі күйінде барлық төменгі деңгейлер толық толтырылған. Одағы нуклондар өзара соқтығысканда, олардың біреуінің экергиясы өссе, екіншісінің энергиясы төмендеп, ол төменгі деңгейге көшуі керек. Бірақ, ол мүмкін емес. Өйткені, төменгі деңгейлер толық, оларда баска нуклондарға орын жоқ. Демек, бірінші нуклонның энергиясының өсуі де мүмкін емес. Әрине, нуклондар өзара орын ауыстыруы мүмкін. Бірақ айнытылмайтын бөлшектер үшін, бұл ешқандай өзгерістер туғызбайды. Осыған байланысты нуклондардың екі соқтығыс арасындағы еркін жолы ядроның мөлшерінен әлдекайда ұзын болып шығады. Сөйтіп, ядроның кабықтық моделін кұрастыруға керек барлық шарттар бар: сфералық симметриялы күш өрісінде өзара әрекеттеспейтін спиндері 1/2, Паули тыйымына бағынатын бөлшектер-протондар мен нейтрондар-қозғалады. Бірінші жуықтауда нейтрон мен протон үшін өрістің потенциалы бірдей. Протондарға қосымша әсер ететін электростатикалық тебілу күші ауыр ядролар үшін ғана елеулі. Оған протондар мен нейтрондар үшін киелі сандардың бірдейлігі дәлел бола алады. Сфералық симметриялы өріс үшін орбиталық момент сақталады, энергияның мәні оның проекциясына төуелсіз. Белгілі ℓ орбиталық моменттің (2 ℓ + 1) проекциясының барлығына энергияның бірдей мәні сәйкес келеді. Паули принципі бойынша бұл (2 ℓ +1) рет азғындалған деңгейде 2(2 ℓ +1) нуклонның бір түрі бола алады. Сонымен, ядроның қабықтық моделінің негізгі кағидалары мыналар:1.Нуклондардың өзара әрекеттесуі-осы нуклондардың барлығына бірдей әсер ететін күш өрісін туғызады. Бірінші жуықтауда бұл күш өрісі сфералық симметриялы.2.Нуклондар осы күш өрісіне бір-біріне тәуелсіз қозғалады. 3. Бұл өрісте нуклондар энергияның рұқсат етілген белгілі мәндерін ғана қабылдай алады. Берілген деңгейде нуклондардың Паули тыйымын қанағаттандыратын саны ғана бола алады. 4.Деңгейлердің нуклондармен толтырылуы ең төменгі (энергиясы ең аз) деңгейден басталып, ретімен өтеді. Негізгі күйде нуклондар мүмкіндігінше ең төменгі деңгейлерде орналасады.5.Потенциялық шұңқырдың түріне қарай энергиялық деңгейлер жылжып, өзара жақын орналасқан (кейде тіпті бірігіп кеткен) топтар құрады. Осындай өзара жақын орналасқан деңгейлер тобы нуклондық қабықтарға сәйкес келеді. Қабықтардың ара қашықтығы олардың ішіндегі деңгейлердің ара қашықтығынан әлдеқайда үлкен болады.Осыдан, толған қабықты ядроларды қоздыру, одан бірнуклонды аластату немесе оған нуклон қосу қиын. Мұндайкасиетті ядролар киелі деп аталатын. Соңдықтан, қабықтық
моделде киелі ядролардың бір немесе бірнеше протондық иә
нейтрондық қабықтары толған болады.
35. Бир болшектик кабыктык модел бойынша ядронын касиеттерин ан-у.
Шмидт моделі массалық саны тақ А ядроның барлық негізгі қасиеттерін қосағы жоқ тақ нуклон анықтайды. Барлық қалған нуклондар косылып сфералық симметриялы еселқос ірге құрады. Іргенің спині мен магнит моменті нөлге тең. Осы іргені кұратын нуклондардың күш өрісінде қосақсыз нуклон қозғалады. Ол нуклондармен толтырылған деңгейлердің ең жоғарғысында орналасады Бөлшектер орналасатын деңгейлердің орнын анықтау үшін Шредингер теңдеуін (4.8)шешу керек. Центрлік симметриялы өріс үшін, бұл тендеуді сфералық координаттарда шешкен ыңғайлы. Бұл жағдайда бөлшектің толқындық функциясын радиалдық және бұрыштық функциялардың көбейтіндісі түрінде жазуға болады. Сонда, теңдеу мен үшін 2 тенщеуге жіктеледі. Бұрыштық тәуелсіздер үшін тендеудің шешімі барлық анықтамаларда келтірілген шарлық функциялар Оның түрі потенциалдың түріне тәуелсіз, кезкелген сфералық симметриялы потенциал үшін бірдей.Радиалдық функция үшін теңдеу
(4.9)түрінде шығады. Мұндағы бөлшек қозғалыста болатын, сфералық ірге туғызатын, потенциал. Бұл тендеуді (4.10)ауыстыру аркылы (4.11)бірмөлшерлік теңдеуге келтіруге болады.Осыдан берілген n-ге сәйкес келетін қабықтағы нуклонның бір түрінің саны (4.12)
болады. Берілген қабық үшін n мен ℓ -дің жұптылықтары бірдей. n-тақ үшін ℓmіn = 1 , n-жұп болса ℓmіn = 0 .Деңгейлердің тік бұрышты шұңқырдан Вуд-Саксон (шеттері жұмырланған) потенциалға өткенде орын ауыстырулары киелі сандарды потенциялық шұнқырдың түрін өзгерту арқылы алуға болатынын көрсетеді. Мысалы, шұңқырдың түбінің ортасын көтеру арқылы 50,82 киелі сандарын алуға болады. Бірақ, онда басқа тәжірибелік мәліметтерді (мысалы, ядроның спині мен магнит моментін, бета-ыдырау заңдылықтарын және т.с.) тусіндіру қиынға түседі. Бұл қыйыншылықтарды жеңу жолын 1949-жылы Гепперт-Майер мен Иенсен ұсынды. Оларша нуклонның спині мен моменті арасындағы спин-орбиталдық әсерлесуді ескеріп, оған әсер ететін өздік үйлесімді потенциалды (4.13)
түрінде алу керек. Мұндағы - Вуд-Саксон потенциалы немесе осцилляторлық потенциал, s -нуклонның спині, ℓ -оның орбиталық моменті. -ден гөрі әлсіздеу центрлік симметриялы потенциал. Атомдағы заңдылықта еліктеп, әлбетте ол потенциалды (4.14)түрінде қабылдайды. b- спин-орбиталдық әрекеттесу тұрақтысы.(4.13)-ке сәйкес берілген ℓ-орбиталық моментке сәйкес келетін энергиялық деңгей мен мәндерімен анықталатын екі деңгейге бөлінеді. Мұндағы нуклонның толық импульс моменті. Деңгейлердің жылжу мөлшерін анықтайды. Нуклонның спинінің мәнін ескерсек, үшін шығады. Осыдан, деңгейлердің ажыратылу мөлшері (4.15) Нуклонның қасиеттері былайша анықталады.1. Берілген ядро үшін оның кұрамында кандай нуклонның (протонның немесе нейтронның) саны тақ екені анықталады.2. «Қосақталған нуклондар мүмкіндігінше ең төменгі деңгейлерге орналасадың-деп есептеп, нуклондардың берілген саны кай деңгейге дейін толтыруға жететінін анықтайды.3. Қосағы жоқ нуклон, толтырылған деңгейлердің ең жоғарғысы болып табылатын, шала толтырылған деңгейде болады,-деп есептеп, оның сипаттамаларын анықтайды:а)нуклонның (демек ядроның) толық импульс моментімен жұптылығы осы деңгейдің спині j мен жұптылығына(-1)ℓ тең болады. б)оның магнит моменті Шмидт моделіндегі сияқты(2.64)-(2.67) формулаяарыменанықталады.в)жұп-жұп ядролардың спині мен магаит моменті нөлге тең дегі алынады. г)Тақ-тақ ядролардың спині, егер протон мен нейтрон бірдей
деңгейде болса, олардың спиндерінің қосындысына J=jp+jn тең болады
36. Бир болшектик кабыктык моделдин жетистиктери.
Ядроның қабықтық моделі киелі сандардың, ядролардың спиндерінің, магнит моменттерінің, кейде тіпті квадруполдік моментінің мәндеріне сүйеніп жасалды. Сондықтан, ядролардың бұл сипаттамаларының дұрыс мәнін табу . мүмкіндігі моделдің дұрыстығының дәлелі бола алмайды. Дегенмен, бұл моделдің дұрыстығын дәлелдейтін оның басқа да салдарлары бар. Олардың қатарына 3.4.2-бапта егжей-тегжейлі талданған ядролық изомерия құбылысы мен бета-ыдырау үшін сұрыптау ережелері жатады. Изомерлерге ұзақ өмір суретін, метанық күйлері бар ядролар жатады. 3.4.2-де айтылғандай изомерлік қасиет негізгі күйі мен бірінші қозған күйінің спиндерінің айырмашылығы үлкен (∆Ι ≥ 4) қозу энергиясы төмен ядроларға тән. 4.2-кесте мен 4.4-суреттен көрші деңгейлердің моменттерінің үлкен айырмашылығы 4-қабықтың сонында кездесетіні керінеді. Оның соңғы екі деңгейінің спиндерінің айырмашылығы
. Сондықтан, 2р1/2 күй толтырылатын
ядролардың бірінші қозған күйі 1g9/2 болады. Ол J=9/2 күйден негізгі J= 1/2 күйге көшу қиындатылған өту болады. Сонымен, нуклондарының біреуінің саны Z'>20+8+6+4=38 ядроларға изомерлік қасиет тән болуы тиіс. Жоғарыда аталған қосақтасу қасиетіне байланысты изомерлік қасиет қабық әбден толғанша, яғни нуклондардың саны 50-ге жеткенше сақталады. Дәл осы сияқты изомерлік қасиет 5-қабықтың бірінші екі деңгейі толғаннан кейін байқала басталуы керектігі көрінеді. Бұл қабыктың соңғы денгейінің спині 1h11/2 оның алдындағы екі (2d3/2 жене 1s1/2) деңгейдің спиндерінен алшақ. Бұл жерде изомерлік қасиет нуклондарының саны (Z' > 50 + 8 + 6 = 64) -65 пен 82 арасында жататын ядроларға тән.Тәжірибелер бұл тұжырымдарды қостайды.Қабықтық моделдің екінші салдары бета-ыдыраудың тыйымдалу дәрежесін анықтауға арналған. 3.3.3-бапта бета-ыдырау үшін сұрыптау ережелерінің ядроның спині мен жұптылығының өзгеруіне тәуелділігі керсетілген болатын. Қабықтық модел осы өзгерістерді анықтауға мүмкіндік береді. Демек, одан сәйкес бета-ыдыраудың сипатын (рұқсат етілген немесе тыйым салынған, тыйым салынған үшін тыйым салу мөлшерін немесе β-активті ядроның орташа τ өмірін) болжауға болады. τ шамасының болжанған мәні мен төжірибелік мәні жақсы үйлеседі. Мысал үшін, екі және бета ыдырауларын қарастырайық. Бірінші ыдырауда 17F ядросының 9-протоны 17О ядросының 9-нейтронына түрленеді. Қабықтық моделге сәйкес бұл екі нуклонда бір 1d5/2 деңгейде орналасқан. Демек, ауысу барысында түрленетін нуклондардың толық моменті де, орбиталық моменті де өзгермейді. Олай болса, ядроның да спині мен жұптылығы өзгермейді () .Бета-ыдырау теориясына сәйкес, мұндай ыдырау рұқсат етілтен ыдырау. Олар үшін ыдырау параметрі lg F .τ ≈ 3ч5 болуы тиіс. Мұндағы F—бета-ыдырау энергиясының белгілі функциясы (3.3.3-ті қара), τ-бета-радиоактивті ядроның орташа өмір сүру уақыты.
37. Бир болшектик кабыктык моделдин кемшиликтери.
қабықтық модел ядроның біраз қасиеттерін түсіндіруге мүмкіндік береді. Бірақ, кезкелген модел сияқты оның да қолдану ауқымы шектелген: Ол тек сфералық ядролардың негізгі және осал қозған күйлеріне қатысты кейбір құбылыстарды ғана түсіндірүге мүмкіндік береді. Оның өзінде де тәжрибе мен теория арасында айтарлықгай қайшылықтар кездеседі. Олардың бастылары мыналар:1. Потенциялық шұңқырдағы деңгейлердің толтырылу барысында кейбір ядролардың спиндері туралы теориялық болжамдар мен тәжірибелік мәліметтер үйлеспейді. Мысалы, ядросыньщ спині қабықтық модел бойынша үпіішні протон мен үшінші нейтронның спинімен анықталады. Бұл екі нуклон да 1p2/3 деңгейде орналасуы тиіс. Олай болса, 4.3.2-баптағы г-ережеге сәйкес ядроның спині, олардың спиндерінің қосындысына, яғни 3-ке тең болуы керек. Ал оның төжірибелік мәні Jэксп ().2. Кейбір жұп-жұп, әсіресе қабықтардың толуының орта шеніндегі ядролардың спектрінде айқын айналу деңгейлеріне тән кұрылым байқалады. Бұл тәжірибелік мәлімет, әрине, ядроның сфералық пішіні, яғни, сфералық симметриялы күш өрісі жайлы пайымдауға қайшы келеді. 3. Бірбелшектік қабықтық модел қабықтар орта шеніне дейін толтырылған ядролар үшін, квадруполдік моменттің төмен мәнін береді. Бір белшектік моделі үшін квадруполдік момент eR2 мөлшерлес болуы керек. Ал, оның, тәжірибелік мәні (10+20)eR2-қа дейін жетеді. Мұндағы R-ядроның радиусы. 4. Бұл модел беретін Е2 типті радиациялық етулердің ықтималдылығы, оның тәжіржбелердегі бақыланатын үлесінен әлдеқайда төмен. Қабықтық моделдің бұл киынсыздықтарының себебін оның негізін құрайтын пайымдаулардан іздеу керек. Олардың ең басты үшеуі мыналар болатын: І) потенциалдың сфералық симметриялығы, 2) нуклондардың өзара әсерлеспейтіндігі, 3) нуклоңдардың Паули принципіне бағынатындығы. Нуклондар үшін Паули принципінің дұрыстығында күмән жоқ. Сондықтан бастапқы 2 қағида орындалмайды деп есептеу керек. Демек, ядроның қабықтық моделінің кемістіктерінен құтылу үшін сфералық симметриялы емес күш өрісіндегі өзара әсерлесетін белшектерді қарастыру керек. Атом ядросының осы екі жағдайды ескеретін моделдерін жалпыланған моделдер деп атайды.
38.Элементар болшектер угымынын дамуы.
Ядро құрамына кіретін алғашқы бөлгекті Томсон ашты. Ол егжей-тегжей зерттей келе катод сәулелерінің электр заряды терис, массасы сутеги массасынан 1840 есе кем, болшектер агынны аныктады. 1911 мелликен онын заряды 1,6* 10-19 Кл массасы 91*10-31 екенин тапты. Электрон тек элементар болшектин тизимин бастап койган жок, оны зерртеу субатомдык дуниени тусинуге мумкиндиктер ашты.
Элементар болшектердин катарына 1900 ж Планк абсолют кара дененин нурлану спектрин тусиндиру ушин фотондыд да жаткызды. Кейиннен Резерфор протонды ашты. Казирги кезде протон туралы бари белгили бариондык заряды 1, изотоптык спини ½, массасы 1,007276 маб
1930 ж Боте мен Беккер 1932 ерли зайып Жолио-Кюрилер мен чедвик жогары энергиялы женил элементтерден протоннан озгеше, затта нашар жутылатын болшек ашты. Ол нейтрон еди.Нейтрон протоннан сал ауыр бариондык заряды В =1, изотоптык спини ½, спини ½, магнит моменти -1,91мя. Натижесинде ядрода протон мен нейтронды устап туратны жана иргели асерлесулер зерттеле отырлып, 1938 гарыштык саулеленин Вильсон камерасы комегимен Андерсон мен Неддерман электрон массасынан 200-300 есе артык бозонды бакылады. Бул терис зарятталган болшек алдымен мезотрон, кейин мю мезон, акырында мюон деген ат алды. Бул болшек кушти асерлесуге катыспайды.XX гасырдын екниши жартысында зарятталган болшектердин куатты удеткиштери иске косылуына байланысты элементар болшектер зертелуинин жана кезени басталды. Енди эл.бол 100 деп саналатын болды. Олардын копшилиги Андрондар, онын ишинде ядролык кубылыстарга тан 10-23 с уакытпен молшерлес уакыт ишинде ыдырайтындар
39. Элементар болшектердин сарапталынуы.40.Лептондар мен адрондар.
Элементар бөлшектердің массалары мен сызықтық мөлшерлері ерекше төмен. Олардың ең ауырларының (мөлшерлегіш бозондардың) массалары жүз протон массасына (1,610-25кг) жуық. Тәжірибелерден анықталған нуклондар мен пиондардың радиустары 10-15м шамалас, ал лептондар мөлшерсіз, нүктелік болып есептеледі. Элементар бөлшектердің микроскоптық массалары мен мөлшерлері олардың кванттық қылықтарына себеп болады. Элементар бөлшектерге кванттық механикада телінетін, сипаттық толқын ұзындықтары (- Планк тұрақтысы, m-бөлшектің массасы, с-жарық жылдамдығы), олар өзара әсерлесетін қашықтықтармен мөлшерлес (мысалы, пион үшін ). Демек, олардың қылықтарын кванттық заңдылықтар анықтайды. Элементар бөлшектердің ең маңызды кванттық қасиеті- олардың туу және жоғалу қабылеттері. Бұл тұрғыдан элементар бөлшектер-материяның ерекше кванттары дәлірек айтқанда, сәйкес физикалық өрістердің кванттары. Элементар бөлшектермен өтетін барлық құбылыстар бірінен-бірі кезектесе өтетін олардың жұтылулары мен шығарылуларынан тұрады. Мысалы, екі протонның соқтығысуы кезінде пионның тууын () немесе электрон мен позитронның аннигиляциясы нәтижесінде екі гамма-кванттың түзілуін () тек осы тұрғыдан ғана түсіндіру мүмкін. Тіпті, бөлшектердің серпімді шашырауы да, мысалы, , алғашқы бөлшектердің жоғалып, жаңа бөлшектердің тууымен байланысты. Тұрақсыз элементар бөлшектердің ыдырауы кезінде, ұрпақ бөлшектер бұрын жоқ, ыдырау кезінде ғана пайда болады. Ондай ыдырауларға мысалдар: .Элементар бөлшектер әлемінде құбылыстар әртүрлі қарқынмен өтеді. Осыған сәйкес элементар бөлшектер арасындағы әсерлесулерді бірнеше түрге бөледі; ядролық (күшті), электромагниттік және нәзік. Әрине, барлық элементар бөлшектер гравитациялық тартылысқа ұшырайды. Бірақ, қазіргі қол жеткізілген қашықтықтар (10-18м) мен энергиялар (10+12эВ) үшін оның қарқыны тым мардымсыз, оны елемеуге болады. Лептондар тобын ядролық әсерлесуге ұшырамайтын бөлшектер тобы құрады. Қатысатын әсерлесулерден (гравитация,нәзік және электромагниттік) басқа барлық лептондарға бірдей қасиет олардың спиндері. Олардың бәрінің спиндері , демек барлық лептондар фермиондар.Электр зарядының мәніне қарай лептондарды жоғарғы және төменгі лептондарға жіктейді. Жоғарғы лептондардың барлығының электр зарядтары нөлге, ал төменгілерінікі –1-ге тең.Лептондарға тән ішкі кванттық сан-лептондық заряд. Оның мәніне сәйкес лептондарды үш топқа-үрпаққа бөледі. Әр үрпақтың өзіне тән лептондық заряды бар және олар үшін осы лептондық заряд қана бірге, ал қалған екеуі нөлге тең. Мысалы, электрон мен электрондық нейтриноның электрондық лептондық зарядтары , ал мюондық және тау-лептондық зарядтары нөлге тең. Лептондық заряд барлық лептондар қатысатын әсерлесулерде сақталатын, дәл кванттық сан. Лептондар адрондық әсерлесуге қатыспайды, сондықтан оларға адрондарға тән зарядттарды телімеуге болады немесе оларды нөлге тең деп қабылдау керек. Кезкелген элементар бөлшектерге сияқты, әр лептонға сәйкес антибөлшек бар. Оларды сәйкес бөлшектің таңбасының үстіне “” (тильда) белгісін қою арқылы немесе электр зарядының таңбасын өзгерту арқылы белгілейді. Электронға антибөлшектің дербес позитрон аты бар. Оның таңбасы е+. Электрон тұңғыш ашылған элементар бөлшек және Әлемді құрайтын заттардың құрамына кіретін жалғыз лептон. Оның массасы , электр заряды-1,610-19Кл. Электрон қатысатын ең күшті іргелі әсерлесу электромагниттік әсерлесу.
Электронның барлық массасы осы электромагниттік әсерлесудің салдары деп есептеп , оның классикалық деп аталатын радиусын табуға болады..Бірақ, оның магнит моментінің радиациялық түзетулерді ескеріп есептелген мәндері мен тәжірибелерде бақыланатын мәндері, радиусы м-ден кіші, нүктелік бөлшек үшін ғана өзара үйлеседі. Электрон фермион, оған спин тән. Классикалық кванттық механикада оған (12.1/) агнит моменті сәйкес келуі керек. Тәжірибелерде (12.1)магнит моменті бақыланады. Бұл қайшылық 1928-жылы П.А.М.Дирак өзінің электрон үшін релятивтік кванттық теңдеуін құрастырғаннан кейін өзінен-өзі жойылды. Дирак теңдеуінен электронның магнит моментінің дәл (12.1)-дегі мәні шығады. Дирак теңдеуінің ең тамаша қасиеті, жоғарыда аталған, одан импульсы р бөлшек үшін энергияның , Адрондар Жоғарыда атлағандай іргелі әсерлесулердің барлығына душар (яғни ядролық әсерлесуге де ұшырайтын) элементар бөлшектер тобын алрондар дейді. Адрондардың саны лептондардыкінен әлдеқайда көп, жүздеп саналады. Олардың көбісі ядролық әсерлесуге тән 10-2210-23с ішінде ыдырайтын резонанстар. Бұл тұрғыдан нық деп санауға болатын бөлшектер саны аздау. Бірақ олардың өзі де ондап саналады. 12.2-кестеде осы нық және нықсымақ бөлшектердің тізімі берілді. Адрондар статистикалық сипаттамаларына сәйкес екі үлкен топқа бөлінеді: мезондар және бариондар. Мезондарға 0 немесе бүтін -қа тең спин тән. Олар-бозондар. Ең жеңіл мезондар Юкава ядролық әсерлесу кванты ретінде ұсынған пиондар (-мезондар). Алғашқы мезон аты олардың аралық массасына (электрон мен протонның массаларының ортасындағы) байланысты ұсынылған болатын. Қазір кейбір мезондар, протоннан әлдеқайда ауыр. Бариондар деп спиндері жартылай бүтін -қа тең адрондарды атайды. Олардың көбісінің спині -қа тең. Тек кейбір ең ауыр бариондардың спині -қа тең. Резонанстардың спиндері -қа дейін жетеді. Барлық бариондарға бариондық заряд деп аталатын ерекше кванттық санмен анықталатын қасиет тән. Барлық бариондар үшін ол +1-ге, ал антибариондар үшін –1 тең. Мезондардың бариондық зарядттары жоқ немесе 0-ге тең. Нуклоннан ауырырақ бариондарға гиперон деген ат тағылған.Ең жеңіл және тарихи бірінші бақыланған мезондар пиондар (). Олардың қасиеттерін зерттеулер пиондардың үшеуінің де сипаттамаларының өзара өте жақын екенін көрсетеді: 1.олар затпен пәрменді әсерлеседі (түзілу және әсерлесу қималары жоғары) 2.олардың массалары бірдей дерлік 3.олардың спиндері мен жұптылықтары бірдей (0-) 4.Зарядталған пиондардың өмірлерінің ұзақтықтары бірдей. Бейтарап пионның өмір сүру уақыты зарядталған пиондардыкінен әлдеқайда аз. Бірақ, ол олардың ядролық әсерлесуге қатысты сипаттамаларынан емес, электромагниттік және нәзік әсерлесулерге қатысты сипаттамаларымен анықталады. Зарядталған пиондардың ыдырауына нәзік әсерлесу, ал бейтарап пионның ыдырауына электромагниттік әсерлесу жауапты.
41.Кварктар.42. Элементар болшектердин кварктик модели.
q
-
q
q
-
q
q
-
q
q
-
q
а
б
в
13.11-сурет
1960-жылдары белгілі бөлшектердің массалары 2-3ГэВ-тен аспайтын және кәдімгі бөлшектер мен оғаш адрон-дар ғана белгілі болатын. Оларды u,d,s үш кваркты қолданып құрастыруға болатын. Егер кварктар масса бойынша азғындалған, олардың өзара әсерлесулері бірдей болса, онда квактар үштігі SU(3) тобының іргелік бейнеленуін (өлшемдігі 3-ке тең) түзеді. Мезондардың құрамына кварк пен антикварк кіреді. Бариондарды кварк-антикварктық үштіктерден құрастыру мүмкін болмай шықты. Бариондарға жартылай бүтін спин тән. Осыдан кварктардың да спиндері жартылай бүтін болуы керек. Олардың спиндері 1/2 деп қабылданған. Осыдан бариондардың құрамындағы кварктардың саны тақ болуы тиіс. Осыдан, барионның құрамына екі барион мен бір антибарион () кіруі керек. Бірақ, екі кварктық және антикварктық триплеттерден құрастыруға болатын мультиплеттер: ()3=3+3+6+15=27(12.19) екі триплет, бір секстет пен бір 15-плет табиғатта кездеспейді. Есесіне 3 кварктық триплеттердің көмегімен табиғатта кез-десетін мультиплеттерді ()3=27=1+8+8+10(12.20) оңай алуға болады. Бірақ, бұл жағдайда кварктарға бөлшек бариондық және электрлік зарядтар телуге тура келеді. Осылайша таңдалған кварктардың қасиеттері 12.3-кестеде берілді. Мұндағы кварктардың таңбалары-ағылшынның uр (жоғары, электр зарядына сәйкес), down (төмен) және strange (оғаш) сөздерінің бірінші әріптері . u,d,s-кварктар өзара қош иістерімен айнытылады деп есептеледі. Кварктардың барлығына 1/2-тең спин мен 1/3-тең бариондық заряд тән. u-кварктың электр заряды +2е/3-ке, ал d және s кварктардың электр зарядтары –е/3-ке тең. u-кварк пен d-кварктың оғаштықтары S=-B=0, ал оғаш кваркқа S=-1 оғаштық тән. Кварктар үшін де, барлық адрондар сияқты (12.15) формуласы орындалады: (12.15)Сипаттамалары 12.3-кестеде келтірілген кварктардан кезкелген адронды құрастыруға болатынына оңай көз жеткізуге болады. Тағы бір тіркес -кварктарға қатысты толық симметриялы. Ол жеке мультиплет-унитарлық синглет құрады. Бұл бөлшек -мезон делінеді. Векторлық мезондардың құрамы дәл осылай анықталады, тек кварк пен антикварктың спиндері параллель, орбиталық моменттері деп алу керек. кейбір бөлшектердің бірдей кварктардан құрылатыны көрінеді. Екінші жағынан кварктар фермиондар, бір күйде екі кварк болуы мүмкін емес. Осыдан, әр таңбаға () кварктердің үш күйі сәйкес келеді деп есептеледі. Әр күй өзара түсімен айнытылады. Кварктардың түстері олардан құрылатын әр адрон түссіз немесе ақ болатындай таңдалады. Осыдан кварк пен антикварктың түсі өзара қарсы (екеуі қосылғанда ақ бөлшек беретіндей) болады. Әр кварктың үш түсі болуы ықтимал: “қызыл”, “көк”, “сары”. Кварктың түсі оның зарядының бір түрі болып есептеледі. Кварктардың түстік заряды олардың күшті әсерлесу қарқынын анықтайды деп есептеледі. Табиғатта, түстік заряды нөлге тең емес, бақыланатын еркін бөлшек болмайтын сияқты. Түстен басқа кварктарға оның кәдімгі бақыланатын қасиеттерін (изоспин, оғаштық, тәнтілік ж.т.т) анықтайтын бақыланатын зарядтар тән. Оны қош иіс деп атайды. Күшті әсерлесулерде қош иіс сақталады. Қош иіс кварктардың санын анықтайды. Әзірге олардың саны, белгілі адрондардың түрінің саны мен Ұлы Біріктіру теориясына сәйкес алтау болу керек деп есептеледі. Ұлы біріктіру теориясына сәйкес лептондар мен кварктардың сандары бірдей және олар өзара түрленетін болуы тиіс.
Кванктар да, лептондар сияқты жоғары және төменгі болып жіктеледі, олардың да үш ұрпағы бар:
Жоғары кварктардың электр зарядтары- 2/3, ал төменгілердікі-1/3 тең.
Қазіргі белгілі кварктардың сипаттамалары 12.6-кестеде берілді.
43.Глюондар.
Кванттық хромодинамикада, кванттық электродинамикадағы сияқты, кварктар өзара әсерлесу өрісінің кванттарын алмастыру арқылы әсерлеседі деп есептеледі. Ол әсерлесу кванттары глюондар деп аталады. Кванттық хромодинамиканың кванттық электродинамикадан айырмашылығы- кварктық Дирак өрісінің үш түстік күйінің болатындығы мен ол күйлердің біреуінің екіншісі арқылы түстік кеңістікте түрлене алатындығы. Осыдан кварктардың өзара әсерлесулерін қамтамасыз ететін мөлшерлегіш векторлық Янг-Миллс өрісінің 8 түрі болуы тиіс. Бұл глюондардың да 8 түстік түрі болады деген сөз. Демек, кварктар глюондық өріспен әсерлесу кезінде түсін өзгертеді, түсті глюондар шығарады. Сөйтіп, глюондық өріске түс (түстік заряд) тән. Электромагниттік өрістің кванты-фотон ақиқат бейтарап (ешқандай заряды жоқ, барлық зарядтары нөлге тең) бөлшек екенін ескерте кетейік. Мөлшерлегіш симметрияны қамтамасыз ету үшін, глюондар массасыз (массасы нөлге тең) векторлық () бозон болулары керек. Глюондық өріске түс тән болғандықтан, ол өзі тағы жаңа глюондық өріс туғыза алады және глюондық өрістер өзара әсерлеседі. Осыған байланысты глюондық өрістердің теңдеулері сызықтық емес болады. Осылардың нәтижесінде кванттық хромодинамиканың Фейнман диаграммаларында кәдімгі кварк-глюондық төбемен қатар, үш глюондық, төрт глюондық төбелер пайда болады. (13.10-сурет) Үш глюондық түйін глюонның глюон шығаруына сәйкес келсе, төртглюондық түйін глюонаралық әсерлесуді сипаттайды.
г)
в)
б)
a)
q
g
g
q
q
Кванттық хромодинамикада глюондардың өз өрісімен әсерлесуінен асимптотикалық еркіндік деген тамаша эффект туады. Кванттық электродинамикада вакуумның полярлануы салдарынан заряд қалқаланып, әсерлесулердің эффективтік тұрақтысы жақын қашықтықтар үшін артады. Кванттық хромодинамикада, керісінше, глюондардың өздік әсерлесулері антиқалқандалуға, жақын қашықтықтарда (берілген к - импульстардың үлкен мәндері кезінде) күшті әсерлесулердің эффектілік тұрақтысының кемуін береді. Осыдан, адрондардың ішіндегі ара қашықтықтары аз кварктар өзара әсерлеспей дерлік, еркін бөлшектер сияқты сезіледі. Керісінше, қашықтық өскенде күрт өсіп, сипаттық үшін (-пионның массасы)ұйытқу теориясын пайдалану мүмкін болмайтындай мәнге дейін өседі. Одан үлкенірек адрондардың мөлшерлерімен шамалас қашықтықтарда бұл күштер шексіз үлкен болады. Осыдан кварктар бір-бірінен үлкен қашықтыққа дейін алыстай алмайды. Түсті кварктар адрондарға қамалған сияқты болады. Бұл құбылыс конфаинмент-ұшып шықпау, инфрақызыл арқандау (түстік тұтқындау) деп аталады. Мысал үшін мезонның құрамындағы кварк-антикварктық қосақты қарастырайық. Салыстырмалы жақын ара қашықтықтар кезінде кварк пен антикварк өздерін кулондық сияқты түстік зарядтық күштермен осал байланысқан бөлшектер сияқты көрсетеді (13.11-а сурет). Қашықтық өскенде түстік зарядтық күштер ішек түріне созылады (13.11-б сурет). Кванттық хромодинамикалық вакуум түстік зарядтық өрісті теуіп, оны ішек пішінін қабылдауға мәжбүр етеді (13.11-б сурет). Осының нәтижесінде кварктар арасындағы күштер бірөлшемдік сипат қабылдап, олар серпімді резинка жіппен немесе ішекпен жалғанған сияқты болады. Ішек керілмесе бөлшектер өздерін еркін бөлшектер сияқты сезеді. Қашықтық өсіп, ішек керілген сайын, оларға әсер ететін күш те артады. Кварктарды шектен тыс қашықтатқан кезде, кварк аралық тарту күштері вакуумда кварк-антикварк түзуге жетеді. Жаңадан пайда болған кварк пен антикварк алғашқылармен қосылып, екі кәдімгі түссіз адрондар құрады. (13.11-в сурет) Сөйтіп, еркін кварк алу мақсатымен, адрондарды энергиясы қандай жоғары бөлшектермен атқыласада, нәтижесінде кварктардың байланысқан түссіз күйлері-адрондар ғана бақыланады. Конфайнмент (тұтқындалу) құбылысының мәні осыда.Адрондардың кварк-глюондық құрылымы мен кванттық хромодинамиканың тұжырымдамаларының куәсі болатын құбылыстардың ең маңыздысы-жоғары энергиялы қоллайдерлердегі электрон мен позитронның адрондарға аннигиляциясы деуге болады. Оны тәжірибелік бақылаулардың нәтижелері мынадай: пайда болған адрондар екі немесе үш ақпаларға топталады. Екі ақпалы жағдайларда ақпалардың таралу бағыттары, соқтығысатын бөлшектердің массалар центрі жүйесінде, қарама-қарсы. Олардың орташа зарядтарының мөлшерлері бірдей, таңбалары қарама-қарсы. Ақпаларға кіретін бөлшектердің шашырау бұрыштары мардымсыз, яғни, олардың орташа көлденең импульстары бойлық импульстарынан әлдеқайда кіші және энергияға тәуелсіз дерлік. Сонымен қатар, бойлық орташа импульс энергияға пропорционал. Сөйтіп, бөлшектердің орташа шашырау ашасы энергия өскенде кемиді.Жоғары энергиялар (E=216ГэВ) кезінде пайда болатын ақпарларға әртүрлі жуандық тән. Жуан ақпаның орташа көлденең импульсы, жіңішкенікінен үлкенірек және энергия артқанда артады. Демек, жуан ақпа энергия артқанда қаттырақ ісінеді. Кейде үш ақпалы құбылыстар бақыланады. Кванттық хромодинамика бұл нәтижелерді былайша түсіндіреді (1 13.12-сурет
Егер соқтығысатын бөлшектердің энергиялары жеткілікті () болса, онда электрон-позитрондық аннигиляциядан пайда болған гамма-кванттан кварк-антикварк қосағы түзіледі. Осы кварк пен антикварктың өзара алыстауынан тұған энергияның өсуі вакуумда жаңа кварк-антикварк қосақтарын түзеді де, олар бірінші кварк пен антикварктың ұшу бағыттарында таралатын адрондар ақпаларын түзеді. Пайда болған ақпаның құрамындағы адрондардың орташа электр заряды кварктың немесе антикварктың электр зарядына тең болуы тиіс: . Одан да жоғарырақ энергиялар (Е30ГэВ) кездерінде түзілген кварктар тежеулік глюондар шығаруы мүмкін. Бұл жағдайда реакция арнасымен өтеді. Электродинамикадағы сияқты, глюон оны шығарған кварктың бағытымен кішкене (<</2) бұрыш жасайтын бағытта таралуы тиіс.
44.Ядронын ужымдык жане дербес болшектик модельдери.
Ұжымдық моделдер мыналар:1.Тамшылық модел. Ядро зарядталған сығылмайтын сұйық тамшысы ретінде қарастырылады. Осыдан "ядроның байланыс энергиясы көлемдік, беттік және кулондық энергиядан кұралады"- делінеді. Әлбетте, бұларға тамшылық кезқараспен түсіндірілмейтін, қосымша симметрия энергиясы мен қосақтау энергиясы еңгізіледі. Ақырында, байланыс энергиясының Вейцзеккерлік (2.43) түрі шығарылады. Оны ядроның байланыс знергиясының А мен Z-ке төуелділігін, ядроның беттік тербелістерін және ядроның бөлінуін сапалық түсіндіруге қолданады.2.Сфералық емес ядро моделі. Ядро заттың кейбір себебтерінен тепе-тендік күйде сфералық емес пішін кабылдаған қойыртпағы сияқты карастырылады. Ядроның кейбір ең төменгі энергиялық деңгейлерін сипаттауға қолданылады.
Бірбөлшектік моделдің мынадай түрлері қолданылады:1.Қалдық әсерлесусіз қабықтық модел. "Нуклондардың бір-біріне тәуелсіз қозғалыстары барлық нуклондарға бірдей өздік үйлесімді өрісте өтеді", - деп есептеледі. Нуклондардың өзара әсерін әруақытта осы өздік үйлесімді әсерлесумен кейбір калдық әсерлесудің қосындысы түрінде алуға болады. Қарастырып отырған модел үшін қалдық әсерлесу әлсіз, оны елемеуге болады деп есептеп, оны ескермейді. Оның көмегімен киелі сандарды, ядролардың негізгі және кейбір қозған күйлерінің спиндері мен жұптылықтарын, магнит моменттерін, қос киелі ядролардың негізгі күйлерінің спиндері мен жұптылықтарын есептейді.2.Феномендік қосақтасулы қабықтық модел. Қалдық әсерлесу бірдей нуклокдардың өзара қосақтасуын елеу арқылы ескеріледі. Мұнда, бірдей нуклондар (дротондар немесе нейтроңдар)спиндері мен магнит моменттері нөлге, ал жұптылықтығы оң болатын қосақтар құрайды деп алынады. Массалық санның тақ мәндері үшін бір нуклон қосақсыз қалады. Бұл модел: барлық жұп-жұп ядролардың, барлық дерлік массалық саны А тақ адролардың спині мен жұптылығын, магнит моменттерінің жуық мәндерін анықтайды.
Жалпыланған моделдің мынадай түрлері бар:1.Әлсіз әсерлесулі жалпыланған модел. Нөлдік жуықтауда ядро тұтас сфералық ірге мен бір немесе бірнеше сырткы нуклондардан түрады деп алынады. Ірге ұжымдық моделдердің біреуімен, ал сыртқы нуклон ездік үйлесімді өріспен бейнеленеді. Оған қоса, ірге мен сыртқы нуконның еркіндік дәрежелері арасында әлсіз өзара әсерлесу болады деп есептеледі. Азғана, кейбір массалық саны А тақ ядролардың төменгі деңгейлерінің сипаттамалары түсіндіріледі. 2.Күшті әсерлесулі жалпыланған модел. Қабықтық моделдегі сиякты барлық нуклондар өздік үйлесімді күш өрісінде бір-біріне төуелсіз қозғалады деп есептеледі. Бірақ күш орталығы сфералық симметириялы емес пішінді және осыған байланысты ядро тұтас айнала алады. Айналуға (толық немесе ішінара) барлық нуклондар қатысады. Қолдану аймағы: көптеген ядролардың төмен жатқан деңгейлерінің орны мен сипаттарын анықтау.
55.Радиоактивтилик.Табиги жане жасанды.Рад-к деп кейбир ядролардын оз бетимен бир не бирнеше болшек шыгарып турленуин айтады.мундай турленуге душар ядроларды радиоактивти деп,ал олар шыгаратын болшектер агынын рад-к нур д.а.турлену тан емес ядроларды нык д.а.рад-к ыдырау кезинде ядронын Zатомдык номери де,А массалык саны да озгеруи мумкин.екеуи де озгермей ядронын ишки куйи гана,оган сайкес энергиясы гана озгеруи мумкин.рад-к ыдырау оту ушин ол энергиялык тиимди болуы тиис,ягни ыд-н ядронын массасы ыдыраудан кейнги жуйенин-пайда болган жаркыншак ядро мен болш-дин толык массасынан артык болуы керек.пайда болу тегине байл рад-тин 2 тури болады.адамнын ис-арекетине тауелсиз,табигатта,онда элементтер пайда болганнан бери бар,рад-тик табиги д.а.ал адамзаттын ис-арекетине байл п.б немесе колдан жасалган рад-к жасанды д.а.табиги рад-тин 3 тури кездеседи,альфа,бета,гамма.булармен катар табиги рад-к катарына ауыр ядролардын оздигинен болинуин де косады.жасанды рад-к ыдыраудын осы 4 турине коса кешиккен нейтрондык жане протондык ыд-ды камтиды.ис жузинде рад-ти деп омирлерин радиотехникалык адистермен олшеу мумкин ядроларды айтады.ол казирги кезде 10-нын минус 9дарежесинен 10-нын 22 дарежеси жылга дейнги аралыкты камтиды.
56.Радиоактивтилик ыдыраудын жалпы зандылыктары.Рад-к ыдырау таза статистикалык кубылыс.берилген ядронын кай уакытта ыдырайтынын алдын ала айту мумкин емес.мундай кубылыстарды сипаттау ушин окиганын ыктималдылыгы угымын колданады.рад-к ыдырау ушин мундай шама ядронын уакыт бирлиги ишинде ыдырауынын ыктималдылыгы .оны ыдырау турактысы д.а.рад-к берилген ядронын касиети.ягни,ядронын рад-к касиети онын куйин озгерткенде гана озгереди,берилген куйдеги ядро ушин туракты.будан t+dt уакыт аралыгында ыдырайтын ядролардын саны осы кезде бар ядролардын N саны мен осы оте кишкене dt уакыт аралыгына пропорционал болу керек.dN= -Ndt, мундагы «-» танбасы уакыт откен сайын ядролардын санынын азаятындыгын билдиреди.A= берилген дайындаманын активтилиги д.а.ол уакыт бирлиги ишинде ыдырайтын ядролардын орташа санын береди.онын халыкаралык жуйедеги бирлиги-Беккерель.1Беккерель-секундына 1 ыдырау болатын дайындаманын активтилиги.
57. Ыдырау турактысы,жартылай ыдырау периоды,рад изотоптын орташа омири. рад-к ыдырау ушин ядронын уакыт бирлиги ишинде ыдырауынын ыктималдылыгы .оны ыдырау турактысы д.а.рад-к берилген ядронын касиети.ягни,ядронын рад-к касиети онын куйин озгерткенде гана озгереди,берилген куйдеги ядро ушин туракты.будан t+dt уакыт аралыгында ыдырайтын ядролардын саны осы кезде бар ядролардын N саны мен осы оте кишкене dt уакыт аралыгына пропорционал болу керек.dN= -Ndt, мундагы «-» танбасы уакыт откен сайын ядролардын санынын азаятындыгын билдиреди.рад-ти ядроны, -ыдырау турактысымен катар,жарт ыдырау периоды мен орташа омир суру уакытымен сип-ды.жарт ыд периоды деп ядролардын саны 2 есе азаюга кететин уакытты айтады.демек,ядролардын бастапкы саны болса Т уакыт откеннен кейн олардын саны болады..t уакыт омир сурген,ягни t=0ден t-га дейн ыдырамай,t мен t+dt уакыт аралыгында ыдыраган ядролар саны..осыдан ядролардын орташа омир суру уакыты .ядронын орташа омири ядролар саны е-есе азаятын уакытты береди.
58.Альфа-ыдырау.Тажирибелик зандылыктары.альфа ыдырау деп ауыр ядролардын оздигинен альфа болшектер шыгарп турленуин атайды.альфа-ыдырау кезнде аналык (A,Z) ядро,урпактык (A-4,Z-2) ядрога айналады..Бул кезде ядронын массалык саны 4-ке,атомдык номери 2-ге кемиди.Альфа-болш-дин оту жолдары мен энергияларын,ар турли альфа-рад-ти ядролардын жартылай ыдырау периодтарын олшеулерден альфа-ыдыраудын мынадай ерекшеликтери мен зандылыктары байкалады.1)1911жылы Гейгер мен Нетолл табигаттагы 3 рад-тик катар ушин альфа-ыдырау турактысы мен шыгарылатын болш-дин оту жолы арасындагы тауелдиликти тагайындыгы.2)ерекше назар болетин жагдай альфа-болш-дин кинет эн-нын озгеру алкабынын онша кен емес,ал жартылай ыд периодынын озгеру алкабынын оте кендиги.осы уакытка дейнги белгили альфа-активти ядролар ушин альфа-болш-дин энергиялары 4 МэВ пен 9 МэВ аралыгында жатса,олардын жартылай ыдырау периодтары 10нын минус 7 дарежесинен 10нын 10дарежеси жылга дейн камтиды.болшектердин орташа энергиясы 6 МэВ шамасы.кейбир сирек жерлик эл-тер ушн альфа-болшектердин энергиясы 1,8МэВ-ка дейн томендейди.3)периодтык кестедеги барлык эл-ди 2 топка альфа-рад-ти жане альфа-нык ядроларга болетин айкын жик байкалады.альфа-рад-тик Z>82 ядроларга тан.Онын кинет энергиялары Z артканда артады.Буган тек бирнеше сирек жерлик эл-дин изотоптары жане кейбир жасанды ядролар кирмиди.4)Бир эл-тин изотоптары ушн болш-дин энергиясы массалык сан артканда кемиди.Бул зандылык жуп-жуп ядролар ушн айкын байкалады.5)Альфа спектри-назик тузилис,ягни ядролардын энергиялары бир емес,бирнеше манди альфа-болшектер шыгарады.6)еки ядронын алфа-ыдырауларына узын жолдылык тан.бул ядролар альфа-болш-дин негизги тобымен катар энергиялары бул топтын энергиясынан артык аздаган альфа-болшектер шыгарады.бул ядролардын екеуи де бир элементтин-полонийдин изотоптары.
59.Альфа-ыдырау ушин энергия сакталу заны.Ыдырау энергиясы.
Ядролардың α ыдырауы ядролық күштердің әсерінен өтетін ядролық құбылыстар қатарына жатады. Сондықтан α көшулер үшін ядролық әсерлесуге тән барлық сақталу заңдары орындалулары керек.оған жұптылық пен изатоптық спиннің сақталу заңдары да кіреді.бұлардың әрқайсысы α ыдырау процесіне белгілі шектеулер қояды.Мысалы,изотоптық спиннің сақталу заңынан аналық (А,Z) ядро мен ұрпақ (A-4,Z-2)ядроның изатоптық Т спиндері бірдей болу керектігі шығады. Бұған себеп 42He ядросының изотоптық спинінің 0 теңдігі. Αльфа бөлшектің спині J=0 тең,жұптылығы π=+1. Осыдан аналық ядро мен ұрпақ, ядроның спині мен жұптылықтары мынадай:
|Ji-Jf|<=I α<= Ji+Jf
Πi/πf=(–1)I } (1)
Қатынастарды қанағаттандыруы керек.
Энгергияның сақталу заңы бойынша α ыдырау орын алу үшін,
M(A,Z)>M(A-4,Z-2)+M(42He) болуы керек. Бұл шарт орындалса, α ыдырау энергиясы: Eα=[ M(A,Z)-M(A-4,Z-2)-M(42He)]c2 (2)болады. Нуклондық ыдырауға нық ядроларда біз бұл энергияның теріс таңбамен алынған α бөлшектің ядроға байланысты энергиясы Eα=–εα екенің көргенбіз. Сонымен αыдырау орын алу үшін, Eα>0немесе εα<0 болу керек. Ыдырау барысында бұл энергия, пайда болған бөлшектердің (ұрпақ ядро мен α бөлшектің) кинетикалық энергиясы түрінде байқалады: Т+ Eα=Тя +Тα (3)
Мұнымен қатар ыдырау барысында импульстың сақталу заңы орындалу керек, яғни Рα +Ряд=Р (4)мұндағы Рα мен Ряд сәйкес α бөлшек пен ұрпақ ядроның импульстері, Тя мен Тα олардың кинетикалық энергиялары,Т мен Р аналық ядроның импульсі мен кинетикалық энергиясы. Егер тыныш тұрған ядро (Т=0;Р=0)ыдыраса,(2),(3)–тен Тяд=Мα/Мяд* Тα,немесе Рα =Ряд
Eα= Тяд +Тα= Тα(1+ Мα/Мяд) (4) осыдан Тα= Eα* Мяд/Мяд+ Мα шығады. Ядролық массаның А санының оның массасының атомдық бірлігімен алынған массасына өте жақын екенің ескеріп,(4) орнына Тα= Eα(А–4)/А (5) өрнегін пайдалануға болады.
Сонымен α ыдырау барысында ыдырау энергиясының басым бөлігін бөлшектің кинетикалық энергиясы, ал мардымсыз кішкене ғана бөлігін ядроның кинетикалық энергиясы құрады. Мысалы, ThC’(212Po) ядросы шығатын α бөлшектерінің негізгі тобының энергиясвы 8,780МэВ. Осыдан ұрпақ ядроның тебілу энергиясы Тяд=8,780(4/208)=0,169 ал ядроның ыдырау энергиясы Eα= Тяд +Тα=8,949 МэВ.
60. Альфа-ыдырау ушин импульстин сакталу заны.альфанын кинет энергиясы.
ядролардын альфа-ыдырауы ядролык куштердин асеринен отетин ядролык кубылыстар катарына жатады.сондыктан,альфа кошулер ушн ядролык асерлесуге тан барлык сакталу зандары орындалуы керек.оган жуптылык пен изотоптык спиннин сакталу заны да киреди.энергиянын сакталу заны б-ша альфа-ыдырау орын алу ушин болуы керек.бул шарт орындалса,альфа-ыд энергиясы болады.ыдырау барысында бул энергия п.б.болш-дин кинет эн-сы туринде байкалады..мунымен катар ыд барысында импульстин сакталу заны орынд керек,ягни . .альфа-ыд барысында ыд эн-нын басым болигин болшектин кинет эн-сы,ал тек мардымсыз кишкене гана болигин ядронын кинет энергиясы курады.ядронын ыд эн-сы .
61.Бета-ыдырау.Турлери.бета ыд деп ядронын электроннын немесе позитроннын катысуымен отетин турленуин атайды.бул кезде ядронын атомдык номери -ге озгереди де,массалык саны озгермиди.ядро атомдык номери Z изобарлык ядрога айналады.катысатын болшектердин тури мен отетин кубылыстарга карай бета-ыд-дын 3 турин ажыратады.электрондык бета ыд кезнде (A,Z) ядро электрон мен антинейтрино шыгарып,(A,Z+1) ядрога айналады.. Позитрондык ыд кезнде ядродан позитрон мен нейтрино болинип шыгып,(A,Z)ядро (A,Z-1)ядрога айналады.( ..Бета ыдырауга (A,Z) ядронын атомнын электрондык кабыгынан бир электрон карпып,(A,Z-1) ядрога айналуын да жаткызады..ол протоннын электрон жутып нейтронга турленуине сайкес келеди .бул турленуди электрондык карпу д.а.кобинесе К-орбитадагы электрондар карпылады.электрондык карпуды К-карпу д.а.электрондык карпу сирек болса да,баска орбиталардагы электрондармен де отеди.
62.Бета-болш-дин энергиялык спектри.радиоактивтилик зерртелген алгашкы 20 жыл бойы,бета-болш-дин кадимги электрондар екени жане олардын энергиялык спектринин тутастыгы гана белгили болды.тутас спектрди тусиндиру жолдары;1)бета-ыдырау урпак ядронын ар турли козган куйлерине отеди.егер козган куйлердин саны коп жане олар тыгыз орн-н болса,онда болшектердин спектри тутас дерлик болады.2)ядронын ыдырауы кезнде шыгарылатын моноэнергиялы болшектер озинин атомынын немесе коршилес атомдардын электрондык кабыктарымен асерлесип,спектр тутас турге кошеди.3)бета-ыд кезнде энергия мен импульстин сакталу зандары бирге орындалмайды.
63. Бета-болш-дин энергиялык спектринин уздиксиздигинин себеби.нейтрино.1931 жылы Паули бета-ыд-дын тутас спектринин жана тусиндирмесин усынды.ол бета-ыдырау кезнде электронмен катар тагы бир женил болшек шыгарылады деп пайымдады.ол болшекти тиркеудин оте кииындыгынан ол болшектин электр бейтарап жане массасынын мардымсыз болу керектиги шыгады.онын массасынын оте кишкентай болу керектигин электрондардын спектринин 0-ден басталатыны да костайды.бул болшек нейтрино д.а.
Бета-ыдыраудың тұтас спектрін түсіндірудің бірнеше жолдары ұсынылды
1.Бета-ыдырау ұрпақ ядроның әр түрлі қозған күйлеріне өтеді.Егер қозған күйлерің саны көп және олар тығыз орналасқан болса,онда бөлшектердің спектрі тұтас болады.
2.Ядроның ыдырауы кезінде шығарылатын Тₒ моноэнергиялы бөлшектер өзінің атомының н/е көршілес атомдардың электрондық қабықтарымен әсерлесіп,соның нәтижесінде спектр тұтас түрге көшеді.
3.Бета-ыдырау кезіндеэнергия мен импульстің сақталу заңдары бірге орындалмайды.
Егжей-тегжейлі зерттеулер бұл жорамалдардың ешқайсының да бета-ыдыраудың спектрін түсіндіруге жарамайтынын көсетті.
1931 ж ПАули бета-ыдыраудың тұтас спектрінің жаңа түсіндірмесін ұсынды.ОЛ бета-ыдырау кезінде электронмен қатар тағы бір жеңіл бөлшек шығарылады деп пайымдады.Ол бқлшекті тіркеудің өте қиындығынан ол бөлшектің электр бейтарап ж/е массасының мардымсыз болуы керектігі шығады.Оның массасының өте кішкентай болуы керектігін электрондардың спектрінің 0-ден басталатыны да қостайды.Бұл бөлшек нейтрино д.а.
Нейтриноның затпен әсерлесуіне тәжірибені 1953 ж Коуэн мен Рейнес іске асырды.Олар нейтриноның затпен әсерлесуінің қимасы 10^-43 см² шамасы екенін көрсетті.
Бета-ыдырауға нейтрино қатысатыны тәжірибемен дәлелденді.Нейтрино мен антинейтриноның бірнеше түрі таңайндалған.
Нейтрино мен антинейтрино ˜ᵥ элеткр бейтарап , массалары электронның массасынан көп кіші , спиндері ½ бөлшек.Нейтрино мен антинейтрино бір-бірінен лептодық зарядтарымен айнытылады.Қазіргі көзқарас б/ша нейтриноның да, антинейтриноның да 3 түрі бар
64.Бета-ыдырау энергиясы.
Энергияның сақталу заңы бойынша бета-ыдырау энергиясы
Еᵦ=[ М(A,Z)-M(A,Z+1)]c²= T я + Tₑ (1)
nайда болған бөлшектердің ядро мен электронның кинет.энергияларының қосындысына тең
Ал импульстің сақталу заңынан тыныштықтағы ядроның ыдырауы үшін
Pₑ=Pя н/е 2mₑTₑ=2Mя Tя (2)
Осылардан электронның кинет.энергиясы (1)-ге сәйкес
Tₑ=( Mя/Mя+mₑ)* Eᵦ ( 3)
(3)-тен электронның энергиясының бір мәнділігі ,яғни спектр сызықтық болу керектігі шығады.
Бета-ыдыраудың тұтас спектрін түсіндірудің бірнеше жолдары ұсынылды
1.Бета-ыдырау ұрпақ ядроның әр түрлі қозған күйлеріне өтеді.Егер қозған күйлерің саны көп және олар тығыз орналасқан болса,онда бөлшектердің спектрі тұтас болады.
2.Ядроның ыдырауы кезінде шығарылатын Тₒ моноэнергиялы бөлшектер өзінің атомының н/е көршілес атомдардың электрондық қабықтарымен әсерлесіп,соның нәтижесінде спектр тұтас түрге көшеді.
3.Бета-ыдырау кезіндеэнергия мен импульстің сақталу заңдары бірге орындалмайды.
Егжей-тегжейлі зерттеулер бұл жорамалдардың ешқайсының да бета-ыдыраудың спектрін түсіндіруге жарамайтынын көсетті.
1931 ж ПАули бета-ыдыраудың тұтас спектрінің жаңа түсіндірмесін ұсынды.ОЛ бета-ыдырау кезінде электронмен қатар тағы бір жеңіл бөлшек шығарылады деп пайымдады.Ол бқлшекті тіркеудің өте қиындығынан ол бөлшектің электр бейтарап ж/е массасының мардымсыз болуы керектігі шығады.Оның массасының өте кішкентай болуы керектігін электрондардың спектрінің 0-ден басталатыны да қостайды.Бұл бөлшек нейтрино д.а.
Нейтриноның затпен әсерлесуіне тәжірибені 1953 ж Коуэн мен Рейнес іске асырды.Олар нейтриноның затпен әсерлесуінің қимасы 10^-43 см² шамасы екенін көрсетті.
Бета-ыдырауға нейтрино қатысатыны тәжірибемен дәлелденді.Нейтрино мен антинейтриноның бірнеше түрі таңайндалған.
65.Ядролардын гамма нурлануы.
гамма –нұрлану деп ядролардың өздігінен гамма –нұр шығаруын атайды. гамма –квант шығару процесінде ядро қозған күйінен энергиясы азырақ күйге көшеді(радиациондық көшу). Ядро қозған күйінен негізгі күйге
бірден γ-квант шығарып (1-а сурет)немесе сатылап,бірінен кейін бірі шығатын бірнеше квант шығарып (1-б сурет),өтуі мүмкін. Физикалық тегі бойынша γ-нұр қысқатолқынды (λ≤10-10м) электромагниттәк нұр болып таылады.Мұндай қысқа толқын ұзындықтарында гамма-нұрдың толқындық қасиеттері нашар байқалады,оның бөлшектік қасиеттері басымырақ сезіледі.Гамма-кванттарға,кезкелген фотонға сияқты,εγ= ħω(ω=2πc/λ)энергия, р=ħĸ(к=2π/ λ) импульс пен І спин тән.
(Қосымша интернеттен)Гамма – ыдырау
1900 жылы Вилaрд ядролық сәуле шығарудың құрамындағы үшінші компоненттің бар екенін тапты, оны гамма (у)-сәуле шығару деп атаған. Гамма-сәуле шығару магнит өрісінде ауытқымайды, демек, оның заряды жоқ. Гамма-сәуле шығару радиоактивтік ыдыраудың жеке бір түрі емес, ол альфа және бета-ыдыраулармен қабаттаса өтетін процесс. Жоғарыда айтқанымыздай, туынды ядро қозған күйде болады. Қозған күйдегі ядро атом сияқты, жоғарғы энергетикалық деңгейден төменгі энергетикалық деңгейге өткенде энергиясы бар гамма-квантын шығарады, мұндағы —қозған, — қалыпты күйдегі энергиялар (8.10-сурет). Ядродан шығатын ү-сәулелері дегеніміз — фотондар ағыны болып шықты.
Гамма-ыдыраудың формуласын жазайық:
мұндағы — қозған аналық ядро, — оның қалыпты күйдегі нуклиді. 8.10-суретте бор ядросынық β-ыдырауынық сызбасы көрсетілген. γ-сәулесінің толқын ұзындығы өте қысқа болып келеді: λ = 10-8 / 10-11 см. Сондықтан радиоактивті сәулелердің ішінде γ-сәулесінің өтімділік қабілеті ең жоғары, ол 8.11-суретте көрсетілгендей қалыңдығы 10 см қорғасын қабатынан өтіп кетеді. Гамма-кванттың өтімділік кабілеті өте жоғары, ауадағы еркін жүру жолының ұзындығы 120 м
66.Гамма нурдын спектри.
Гамма-нұр ядроның өзбетімен алғашқы энергиясы Еі күйінен ақырғы энергиясы Еf күйіне көшу кезінде пайда болады. Ядроға дискреттік энергиялық күйлер жиынтығы тән болғандықтан, гамма-нұрдық спектрі сызықтық болады.Спектр деп гамма-кванттардың энергия бойынша таралуын ұғады.Әлбетте, ядролық гамма-кванттардың энергиясы 10кэВ пен 5МэВ (спектрі 10-10≥λ≥2* 10-13м) аралығында жатады.
67.Гамма нурланудын мультипольдиги,жуптылыгы.
Оқшауланған жүйе үшін импульс моменті сақталатын шама.Сондықтан ядро энергиясы Еі спині Ji күйден энергиясы Еf спині Jf күйге өткенде шығарылатын γ˗кванттың ілестіре кететін импульс моменті L= Ji- Jf.Оның абсолют мәні кванттық векторларды қосу ережесі бойынша | Ji- Jf| мен Ji+ Jf арасында жататын бір˗бірінен айырмасы бірге тең болатын бүтін санға тең болады. L=О мәніне қатаң тыйым салынған.Импульс моментінің берілген L мәні үшін фотонның толқындық функциясы жұптылығы әртүрлі болуы мүмкін.Егер оның жұптылығы
болса,ондай нұр электрлік д.а. да,ЕL мен белгіленеді.Ал,жұптылығы нұр магниттік деп аталып,МL˗мен белгіленеді.Нақты белгілеулерде L˗дың орнына оның сан мәні тұрады.Мысалы Е1,М2,Е3 т.б. 2L ˗мәні нұрдың мултиполдігі д.а. L˗дің кіші мәндері үшін мултиполдіктердің жеке атаулары бар. L=1 болса,дипол, L=2 квадрупол, L=3 октупол болады.Мысалы, Е1˗электрлік диполдік нұр, М1˗магниттік диполдік нұр, Е2 мен М2 сәйкес электрлік және магниттік квадруполдер болады.
68.Электрлик жане магниттик гамма-отулер.
Ядроның қозған күйден төменірек күйге қысқа толқынды э.м. нұр шығарып көшуі. Гамма-нұрға электромагниттік нұрдың толқын ұзындығы қысқа бөлігін жатқызады.Мұндай қысқа толқындардың толқындық қасиеттерінен бөлшектік қасиеттері басым болады.Осы тұрғыдан гамма-нұрды гамма-квант деп аталатын бөлшектердің ағыны деп ұғады. Біріншіден,гамма-квант зарядсыз бөлшек.Екіншіден,ерекшелігі оның массасы жоқ.
Фотонның (гамма-кванттың) энергиясы εγ=ħω (εγ=ħν=2πħν=2πħλ), импульсы р=ħк (к=2π/λ), S=ħ.
Тыныш тұыған ядроның нұрлануы үшін: Е0=Еi-Еf=Еγ+Тя; 0=рγ+ря=>Еγ≈Е0-(Е0/2Мяс2).
Еγ≤20МэВ.
Шығарылатын гамма-кванттың импульс моменті |Іi-Іf|<L<Іi+Іf;α≥1;α≠0
Оқшауланған жүйке үшін импульс моменті сақталатын шама.Сондықтан ядро энергиясы Еi спині Іi күйден энергиясы Еf спині Іf КҮЙГЕ ӨТКЕНДЕ ШЫҒАРЫЛАТЫН гамма-кванттың ілестіре кететін импульс моменті L= Іi-Іf .Оның абсолют мәні кванттық векторларды қосу ережесі бойынша |Іi-Іf| мен Іi+Іf арасында жататын бір бірінен айырмасы бірге тең болатын бүтін санға тең болады. L=0 мәніне қатаң тыйым салынған.Импульс моментінің берілген L мәні үшін фотонның толқындық функциясының жұптылығы әртүрлі болуы мүмкін.Егер оның жұптылығы болса,ондай нұр электрлік деп аталады да ,EL мен белгіленеді.Ал, жұптылығы нұр магниттік деп аталады,ML-мен белгіленеді.Нақты белгілеулерде L-дың орнына оның сан мәні тұрады.Мысалы E1,M2,E3 т.б .Гамма-нұрлану электромагниттік әсерлесудің салдарынан өтеді.Демек,бұл құбылыста жұптылық сақталады. Жұпталықтың сақталу заңы:πi=πf ∙ πγ .Мұнда πi мен πf ядроның бастапқы және ақырғы күйлерінің жұптылықтары. πγ- гамма-кванттың жұптылығы.
λ>>R; РЕL~(R/λ)2L, РМα~(R/λ)2(L+1)
РL+1/РL≈(R/λ)2~10-2 ÷ 10-3
РМL/РЕL≈(R/λ)2~10-2 ÷10-3
Изотоптық спиннің сақталуы: ΔТ=0;±1, ΔТз=0.
69.Ядролык изометрия.Ишки конверсия.
гамма-нұрлану электромагниттік күштердің әcерінен туады. Олар, соған тән, 10-7 10-11с ішінде өтеді. Бірақ, кейбір гамма-активті ядролар мәнгі дерлік (электромагниттік әсерлесуге тән уақытпен салыстырғанда) өмір суреді. Ядролардың мұндай ұзақөмірлі (метанық) күйлерін изомерлық күйлер деп атайды. Ядролық изомерияның себебі-ядроның қозған күйден радиациялық көшуінің ықтималдылығының кемуі.Әлбетте, ол көшу энергиясы аз, алғашқы күй мен ақырғы күйдің моменттерінің айырмашылығы үлкен өтулерге тән. Неғұрлым гамма-өтудің мультиполдігі жоғары және көшу энергиясы төмен болса, соғұрлым өту ықтималдылығы төмен болады. Мысалы, изомерлік күйлер ядроларына тән. Әлбетте, изомерлік қасиет бірінші (ең төменгі) қозған күйге тән. Қозған күйдегі ядро негізгі күйге гамма-нұрлану арқылы ғана емес, қозу энергиясын электрондық қабықтағы бір электронға тікелей (ешқандай нұрдың көмегінсіз) беру арқылы өте алады. Бұл құбылыс ішкі конверсия деп аталады. Ішкі конверсия оның салдары-атом шығаратын ішкі конверсия электрондары арқылы бақыланады.
Ішкі конверсия кезінде ядроның Е қозу энергиясы тікелей атомның электрондық қабығындағы бір электронға беріледі. Ол энергия электронның атомға байланысын үзуге және оны үдетуге (оның кинетикалық энергиясын арттыруға) жұмсалады. Сонда энергияның сақталу заңына сәйкес
(3.112)
3.16-сурет
5/2-
279
0
3/2
1/2-
Е2+М
Tl
Hg
+
203
80
203
81
N(E)
Ток,а
K279
L279
M279
-
2 4 6 8 10 12
3.17-сурет
Мұндағы -электронның атомға байланыс, Те –оның кинетикалық энегиялары. Электрондық конверсия кезінде кинетикалық энергиясы Те электрондар ұшып шығады. Бұл электрондар моноэнергиялы. Оларды, спектрі тұтас, ядролардың -ыдырау электрондарынан айныту оңай. Мысал үшін 3.16—суретте, құрамында бета-актвиті изотопы бар, дайындаманың электрондық спектрі берілген. Бұл ыдыраудың схемасы 3.17-суретте көрсетілген. Схемадан бета спектрдегі жіңішке шыңдардың ақырғы ядросының қозған күйінің энергиясына сәйкес келетінін көреміз. Осыдан, шыңдардың конверсиондық электрондарға, ал олардың бірнешеулігі конверсиялдық электрондардың әртүрлі электрондық қабықтардан шығуына сәйкес келетіндігі шығады. Бұл шыңдардың ара қашықтығынан конверсияның қай элементте өтетінін анықтауға болады. Электрондық конверсия кезінде конверсиялық электрондармен қатар, оларға ілесе, сыртқы қабықтардың біреуіндегі электрондардың K-немесе L-қабықтағы, ішкі конверсия кезінде босаған, орынға көшуі кезінде шығарылатын рентген нұрларын бақылауға болады. Ішкі конверсия құбылысын виртуал (елес)фотондардың шығарылуы мен жұтылуы арқылы да түсіндіруге болады.Ішкі конверсияның қарқынын ішкі конверсия коэффициентімен сипаттайды.
70.Гамма нурланудын ыктималдылыгы.
Гамма нұрлануға жауапты электромагниттік әсерлесу тұрақтысы Сондықтан радиациялық көшудің ықтималдылығын ұйытқу теориясын қолданып табуға болады.
(1)
Мұндағы әсерлесу гамильтонианының матрицалық элементі; dn/dE=ϸ(E) ақырғы күйлердің тығыздығы, мен - бастапқы және ақырғы күйлердің толқындық функциялары.
Электромагниттік теория пен ϸ(E) үшін өрнектердітабуға мүмкіндік береді. Матрицалық элементтерді табу үшін ядроның бастапқы және ақырғы күйлерінің толқындық функцияларын білу керек. Олар ядроның моделіне тәуелді.
Әлбетте, шығарылатын гамма-кванттардың толқын ұзындықтары (λ2*10-13 м) ядроның радиусынан (R10-14м) көп үлкен, демек олар үшін
(2)
Мұндай жағдайларда мультиполдігі 2L гамма- кванттың шығарылу ықтималдылығы:
Электрлік квант үшін PEL(R/)2L-ге (3)
Магниттік квант үшін PML(R/)2(L+1)-ге (4)
Пропорционал. Сонда, E(L+1) электрлік гамма-квант пен ML магниттік фотонның шығару ықтималдылықтары шамалас болады. Мультиполділігі L бірдей кванттар үшін электрлік көшудің ықтималдылығы магниттік көшудікінен ( /)2 есе артық.
(3) пен (4) тен моменті (L+1) фотонның шығарылу ықтималдылығы моменті L фотонның шығарылу ықтималдылығынан ( /)2 есе рет кіші болады. Осылардан бірдей мүмкіндіктер кезінде мультиполдігі кіші кванттар басымырақ шығарылады деген қорытынды шығады.