п.3.1. Старые полуэмпирические формулы.




По мере развития теории строения ядра и появления различных моделей ядра возникли попытки создания формул для вычисления масс ядер и энергий связи ядер. Эти формулы основываются на существующих теоретических представлениях о строении ядра, но при этом коэффициенты в них вычисляются из найденных экспериментальных масс ядер. Такие формулы частично основанные на теории и частично выведенные из опытных данных, называют полуэмпирическими формулами.

Полуэмпирическая формула масс имеет вид:

M(Z, N)=Zm H +Nmn-EB(Z, N), (3.1.1)

где M(Z, N) – масса нуклида с Z протонами и N – нейтронами; m H – масса нуклида Н1; mn – масса нейтрона; EB(Z, N) – энергия связи ядра.

Эта формула, основанная на статистической и капельной моделях ядра, предложена Вейцзекером. Вейцзекер перечислил известные из опыта закономерности изменения масс:

1. Энергии связи легчайших ядер возрастают очень быстро с массовыми числами.

2. Энергии связи ЕВ всех средних и тяжёлых ядер возрастают приблизительно линейно с массовыми числами А.

3. Средние энергии связи на один нуклон ЕВ / А лёгких ядер возрастают до А ≈60.

4. Средние энергии связи на один нуклон ЕВ / А более тяжёлых ядер после А ≈60 медленно убывают.

5. Ядра с чётным числом протонов и чётным числом нейтронов имеют несколько большие энергии связи, чем ядра с нечётным числом нуклонов.

6. Энергия связи стремится к максимуму для случая, когда числа протонов и нейтронов в ядре равны.

Вейцзекер учёл эти закономерности при создании полуэмпирической формулы энергии связи. Бете и Бечер несколько упростили эту формулу:

EB(Z, N)=E0+EI+ES+EC+EP. (3.1.2)

и её часто называют формулой Бете-Вейцзекера. Первый член Е0 – часть энергии, пропорциональная числу нуклонов; ЕI – изотопический или изобарный член энергии связи, показывающий, как изменяется энергия ядер при отклонении от линии наиболее устойчивых ядер; ЕS – поверхностная или свободная энергия капли нуклонной жидкости; ЕС – кулоновская энергия ядра; ЕР – парная энергия.

Первый член равен

Е0 = αА. (3.1.3)

Изотопический член ЕI есть функция разности N–Z. Т.к. влияние электрического заряда протонов предусматривается членом ЕС, ЕI есть следствие только ядерных сил. Зарядовая независимость ядерных сил, особенно сильно ощущаемая в лёгких ядрах, приводит к тому, что ядра наиболее устойчивы при N=Z. Так как уменьшение устойчивости ядер не зависит от знака N–Z, зависимость ЕI от N–Z должна быть по меньшей мере квадратичной. Статистическая теория даёт следующее выражение:

ЕI = –β(N–Z)2 А –1. (3.1.4)

Поверхностная энергия капли с коэффициентом поверхностного натяжения σ равна

ЕS =4π r 2σ. (3.1.5)

Кулоновский член есть потенциальная энергия шара, заряженного равномерно по всему объёму зарядом Ze:

(3.1.6)

Подставив в уравнения (3.1.5) и (3.1.6) радиус ядра r=r0A1/3, получим

(3.1.7)

(3.1.8)

а подставив (3.1.7) и (3.1.8) в (3.1.2), получим

. (3.1.9)

Постоянные α, β и γ подбирают такими, чтобы формула (3.1.9) лучшим образом удовлетворяла всем значениям энергий связи, вычисленным по экспериментальным данным.

Пятый член, представляющий парную энергию, зависит от четности числа нуклонов:

 
 


(3.1.10)

 

Ферми уточнил также постоянные по новым экспериментальным данным. Полуэмпирическая формула Бете-Вейцзекера, выражающая массу нуклида в старых единицах (16О=16), получилась такой:

 
 
M(A, Z) = 0,99391A – 0,00085 + 0,014A2/3 + +0,083(A/2 – Z)2A-1 + 0,000627Z2A-1/3 + π0,036A-3/4  


(3.1.11)

 

Для четных нуклидов π = –1; для нуклидов с нечетным А π = 0; для нечетных нуклидов π = +1.

К сожалению, эта формула весьма устарела: расхождения с действительными величинами масс может достигать даже 20 Мэв и имеет среднее значение около 10 Мэв.

В многочисленных дальнейших работах первоначально лишь уточняли коэффициенты или вводили некоторые не слишком важные дополнительные члены. Метрополис и Рейтвизнер еще раз уточнили формулу Бете–Вейцзекера:

 

M(A, Z) = 1,01464A + 0,014A2/3 + +0,041905 + π0,036A-3/4  


(3.1.12)

 

Для четных нуклидов π = –1; для нуклидов с нечетным А π = 0; для нечетных нуклидов π = +1.

Вапстра предложил учитывать влияние оболочек с помощью члена такого вида:

(3.1.13)

где Ai, Zi и Wi – эмпирические постоянные, подбираемые по опытным данным для каждой оболочки.

Грин и Эдварс ввели в формулу масс следующий член, характеризующий влияние оболочек:

(3.1.14)

где αi, αj и Kij – постоянные, полученные из опыта; и – средние значения N и Z в данном интервале между заполненными оболочками.


п.3.2. Новые полуэмпирические формулы с учетом влияния оболочек

Камерон исходил из формулы Бете—Вейцзекера и со­хранил два первых члена формулы (3.1.9). Член, выражающий поверхностную энергию ES (3.1.7), был изменен.

Рис. 3.2.1. Распределение плотности ядерной мате­рии ρ по Камерону в зависимости от расстоя­ния до центра ядра. А —средний радиус ядра; Z половина толщины поверхностного слоя ядра.

 

При рассмотрении рассеяния элек­тронов на ядрах, можно сделать вывод, что распределение плотности ядерной материи в ядре ρn трапециеобразно (рис. 16). За средний радиус ядра т можно принять расстояние от центра до точки, где плотность убывает вдвое (см. рис. 3.2.1). В результате обработки опытов Хофштедтера. Камерон предложил такую формулу для среднего радиуса ядер:

Он считает, что поверхностная энергия ядра пропорциональна квадрату среднего радиуса r2, и вводит поправку, предложен­ную Финбергом, учитывающую симметрию ядра. По Каме­рону, поверхностную энергию можно выразить так:

 
 

Четвертый, кулоновский, член формулы (3.1.9) также был исправлен в связи с трапецеидальным распределением плотно­сти ядра. Выражение для кулоновского члена имеет вид

 
 

Кроме того. Камерон ввел пятый кулоновский обменный член, характеризующий корреляцию в движении протонов в ядре и малую вероятность сближения протонов. Обменный член

Таким образом, избыток масс, по Камерону, выразится так:

М - А = 8,367А - 0,783Z + αА +β +

+ ЕS + EC + Еα = П (Z, N). (3.2.5)

Подставив экспериментальные значения М—А методом наи­меньших квадратов получили следующие наиболее надежные значения эмпирических коэффициентов (в Мэв):

α=–17,0354; β=– 31,4506; γ=25,8357; φ=44,2355. (3.2.5а)

С помощью этих коэффициентов были вычислены массы. Рас­хождения между вычисленными и экспериментальными массами показаны на рис. 3.2.2. Как можно заметить, в некоторых случаях расхождения достигают 8 Мэв. Особенно велики они у нукли-дов с замкнутыми оболочками.

Камерон ввел дополнительные слагаемые: член, учитываю­щий влияние ядерных оболочек S(Z, N), и член P(Z, N), харак­теризующий парную энергию и учитывающий изменение массы в зависимости от четности N и Z:

М—А=П(Z, N)+S(Z, N)+P(Z, N). (3.2.6)

Рис. 3.2.2. Разности между значениями масс, вычисленными по основной формуле Камерона (3.2.5), и эксперименталь­ными значениями тех же масс в зависимости от массового числа А.

 

При этом, т.к. теория не может предложить вида членов, который отражал бы некоторые скачкообразные изменения масс, он объединил их в одно выражение

T(Z, N)=S(Z, N)+P(Z. N). (3.2.7)

Далее была выдвинута гипотеза о том, что воздействие чет­ности и оболочек зависит в отдельности от числа протонов Z и от числа нейтронов N, т.е.

T(Z, N)=T(Z) +T(N). (3.2.8)

Это разумное предложение, так как опытные данные подтверж­дают, что протонные оболочки заполняются независимо от ней­тронных и парные энергии для протонов и нейтронов в первом приближении можно считать независимыми.

На основании таблиц масс Вапстра и Хьюзенга Ка­мерон составил таблицы поправок T(Z ) и T(N) на четность и заполнение оболочек.

Г. Ф. Драницына, использовав новые измерения масс Бано, Р. А. Демирханова и много­численные новые измерения β- и α-распадов, уточнила значения поправок T(Z) и T(N) в области редких земель от Ва до Pb. Она составила новые таблицы избытков масс (М—А), вычис­ленных по исправленной формуле Камерона в этой области. В таблицах приведены также вычисленные заново энергии β-распадов нуклидов в той же области (56≤ Z ≤82).

Старые полуэмпирические формулы, охватывающие весь диапазон А, оказываются слишком неточными и дают очень большие расхождения с измеренными массами (порядка 10 Мэв). Создание Камероном таблиц с более чем 300 поправ­ками уменьшило расхождение до 1 Мэв, но расхождения все же в сотни раз превышают погрешности измерений масс и их разностей. Тогда появилась идея разбить всю область нуклидов на подобласти и для каждой из них создать полуэм­пирические формулы ограниченного применения. Такой путь и избрал Леви, который вместо одной формулы с универсаль­ными коэффициентами, пригодными для всех А и Z, пред­ложил формулу для отдельных участков последовательности нуклидов.

Наличие параболической зависимости от Z энергии связи нуклидов изобар требует, чтобы в формуле содержались члены до второй степени включительно. Поэтому Леви предложил такую функцию:

М(А, Z)=α0+ α1 А+ α2 Z+ α3 АZ+ α4 Z2+ α5 А2+δ; (3.2.9)

где α0, α1, α2, α3, α4, α5 – численные коэффициенты, найденные по опытным данным для некоторых интервалов, а δ — член, учитывающий спаривание нуклонов и зависящий от четности N и Z.

Все массы нуклидов разбили на девять подобластей, огра­ниченных ядерными оболочками и подоболочками, и значения всех коэффициентов формулы (3.2.9) вычислили по экспери­ментальным данным для каждой из этих подобластей. Значения найденных коэффициентов та и члена δ, определяемого чет­ностью, приведены в табл. 3.2.1 и 3.2.2. Как видно из таблиц, были учтены не только оболочки из 28, 50, 82 и 126 протонов или ней­тронов, но и подоболочки из 40, 64 и 140 протонов или нейтро­нов.

Таблица 3.2.1

Коэффициенты α в формуле Леви (3.2.9), ма. е. м (16О =16)

Z N α0 α1 α2 α3 α4 α5
29–40 29–40 29–40 41–50 51–64 51–64 65–82 >82 >82 29–40 41–50 51–82 51–82 51–82 83–126 83–126 127–140 >140 –155,91 –150,06 +96,27 –135,41 –133,60 –672,82 –83,72 –1746,56 571,90 13,202 7,359 3,780 5,342 6,399 13,059 3,843 18,067 –1,407 –21,956 –10,094 –17,406 –9,712 –13,465 –14,140 –10,680 –10,846 –12,238 –0,9707 –0,7023 –0,5349 –0,5570 –0,4287 –0,4461 –0,4644 –0,4364 –0,3971 1,4544 0,9473 0,8150 0,7432 0,6417 0,6492 0,6464 0,6133 0,5706 0,11565 0,10340 0,10050 0,09758 0,06583 0,05370 0,08739 0,05171 0,08613

 

Таблица 3.2.2

Член δ в формуле Леви (3.2.9), определенный четностью, ма. е. м. (16О =16)

   
Z N δ при
четном Z и четном N нечетном Z и нечетном N нечетном Z и четном N четном Z и нечетном N
29—40 29—40 29—40 41—50 51—64 51—64 65—82 29—40 41—50 51—82 51—82 51—82 83—126 83—126 127—140   2,65 3,08 2,02 3,08 2,52 2,09 1,61 1,66 1,44 1,84 1,27 1,54 1,12 0,96 0,84 1,01 2,20 1,82 0,75 1,44 1,13 0,73 0,76 0,88

 

По формуле Леви с этими коэффициентами (см. табл. 3.2.1 и 3.2.2) Риддель вычислил на электронно-счетной машине таблицу масс примерно для 4000 нуклидов. Сравнение 340 экспери­ментальных значений масс с вычисленными по формуле (3.2.9) показало хорошее согласие: в 75% случаев расхождение не пре­вышает ±0,5 ма. е. м., в 86% случаев—не больше ± 1,0 мa.e.м. и в 95% случаев оно не выходит за пределы ±1,5 ма. е. м. Для энергии β-распадов согласие еще лучше. При этом количе­ство коэффициентов и постоянных членов у Леви всего 81, а у Камерона их более 300.

Поправочные члены T(Z) и T(N ) в формуле Леви заменены на отдельных участках между оболочками квадратичной функ­цией от Z или N. В этом нет ничего удивительного, так как между оболочками функции T(Z) и T(N) являются плавными функциями Z и N и не имеют особенностей, не позволяющих представить их на этих участках многочленами второй степени.

Зелдес рассматривает теорию ядерных оболочек и при­меняет новое квантовое число s—так называемое старшин­ство (seniority), введенное Рака. Квантовое число “ стар­шинство" не является точным квантовым числом; оно совпадает с числом неспаренных нуклонов в ядре или, иначе, равно числу всех нуклонов в ядре за вычетом числа спаренных нуклонов с нулевым моментом. В основном состоянии во всех четных ядрах s=0; в ядрах с нечетным A s=1 и в нечетных ядрах s=2. Используя квантовое число “ старшинство” и предельно ко­роткодействующие дельта-силы, Зелдес показал, что формула типа (3.2.9) соответствует теоретическим ожиданиям. Все коэф­фициенты формулы Леви были выражены Зелдесом через различные теоретические параметры ядра. Таким образом, хотя формула Леви появилась как чисто эмпирическая, результаты исследований Зелдеса показали, что ее вполне можно считать полуэмпирической, как и все предыдущие.

Формула Леви, по-видимому, лучшая из существующих, однако она имеет один существенный недостаток: она плохо применима на границе областей действия коэффициентов. Имен­но около Z и N, равных 28, 40, 50, 64, 82, 126 и 140, формула Леви дает самые большие расхождения, в особенности если по ней рассчитывать энергии β-распадов. Кроме того, коэффициен­ты формулы Леви вычислены без учета новейших значений масс и, по-видимому, должны быть уточнены. По мнению Б. С. Джелепова и Г. Ф. Драницыной, при этом вычислении следует уменьшить число подобластей с разными наборами коэффи­циентов α и δ, отбросив подоболочки Z =64 и N =140.

Формула Камерона содержит много постоянных. Этим же недостатком страдает и формула Бекеров. В первом варианте формулы Бекеры, исходя из того, что ядерные силы короткодействующие и обладают свойством насыщения, предположили, что ядро следует разделить на внешние нуклоны и внутреннюю часть, содержащую заполненные оболочки. Они приняли, что внешние нуклоны не взаимодействуют друг с дру­гом, не считая энергии, выделяющейся при образовании пар. Из этой простой модели следует, что нуклоны одинаковой чет­ности имеют энергию связи, вызванную связью с сердцевиной, зависящую только от избытка нейтронов I=N–Z. Таким обра­зом, для энергии связи предложен первый вариант формулы

ЕB=b'(I)А+а' (I)+P' (A, I)[(-1)N+(-1)Z]+S'(A, I)+R'(A, I), (3.2.10)

где Р' член, учитывающий эффект спаривания, зависящий от четности N и Z; S' поправка на эффект оболочек; R' малый остаток.

В этой формуле существенно предположение, что энергия связи на один нуклон, равная b', зависит только от избытка нейтронов I. Это означает, что сечения энергетической поверх­ности по линиям I=N–Z, самые длинные сечения, содержащие 30—60 нуклидов, должны иметь одинаковый уклон, т.е. должны характеризоваться прямой линией. Опытные данные подтверждают довольно хорошо это предположение. В дальнейшем Бекеры дополнили эту формулу еще одним членом:

ЕB=b(I)А+а(I)+c(A)+P (A, I)[(-1)N+(-1)Z]+S(A, I)+R(A, I). (3.2.11)

Сравнивая значения, полученные по этой формуле, с экспериментальными значениями масс Вапстра и Хьюзенга и урав­нивая их по методу наименьших квадратов, Бекеры получили ряд значений коэффициентов b и а для 2≤ I ≤58 и 6≤ A ≤258, т. е. более 400 цифровых постоянных. Для членов Р, учитываю­щих четность N и Z, они также приняли набор некоторых эмпи­рических значений.

Чтобы уменьшить число постоянных, были предложены фор­мулы, в которых коэффициенты а, b и с представлены в виде функций от I и А. Однако вид этих функций весьма сложен, например функция b(I) есть полином пятой степени от I и содержит, кроме того, два члена с синусом.

Таким образом, эта формула оказалась не проще формулы Камерона. По утверждению Бекеров, она дает значения, рас­ходящиеся с измеренными массами для легких нуклидов не бо­лее ±400 кэв, а для тяжелых (A >180) не более ±200 кэв. У оболочек в отдельных случаях расхождение может достигать ± 1000 кэв. Недостаток работы Бекеров — отсутствие таблиц масс, вычисленных по этим формулам.

В заключение, подводя итоги, следует отметить, что сущест­вует очень большое число полуэмпирических формул разного качества. Несмотря на то, что первая из них, формула Бете— Вейцзекера, как будто устарела, она продолжает входить как составная часть почти во все самые новые формулы, кроме формул типа Леви — Зелдеса. Новые формулы достаточно слож­ны и вычисление по ним масс довольно трудоемко.

 

 


 

Литература

1. Завельский Ф.С. Взвешивание миров, атомов и элементарных частиц. –М.: Атомиздат, 1970.

2. Г. Фраунфельдер, Э. Хенли, Субъатомная физика. –М.: «Мир», 1979.

3. Кравцов В.А. Масса атомов и энергии связи ядер. –М.: Атомиздат, 1974.


[1] В физической шкале атомных весов атомный вес изотопа кислорода принят равным точно 16,0000.



Поделиться:




Поиск по сайту

©2015-2024 poisk-ru.ru
Все права принадлежать их авторам. Данный сайт не претендует на авторства, а предоставляет бесплатное использование.
Дата создания страницы: 2020-03-31 Нарушение авторских прав и Нарушение персональных данных


Поиск по сайту: