Приглашаем посетить сайт

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах
СВЕРХТЕКУЧЕСТЬ АТОМНЫХ ЯДЕР

СВЕРХТЕКУЧЕСТЬ АТОМНЫХ ЯДЕР

СВЕРХТЕКУЧЕСТЬ АТОМНЫХ ЯДЕР - коррелированное движение нейтронови протонов в средних и тяжёлых ядрах, аналогичное движению электронов в сверхпроводниках. Идея С. а. я. была выдвинута в 1958 О. Бором, <Б. Моттельсоном и Д. Пайнсом [1] под влиянием теории сверхпроводимости электронов в металлах. В металлах притяжение между находящимися вблизиповерхности Ферми электронами, обусловленное обменом фононами, может приводитьк образованию связанных состояний квазичастиц - куперовских пар. При низкойтемп-ре эти пары образуют бозе-конденсат (см. Бозе-Эйнштейна конденсация), сверхтекучесть к-рого и приводит к сверхпроводимости металла. Энергиясвязи пары А играет роль параметра порядка для фазового перехода из нормальнойфазы металла в сверхпроводящую. Она определяет и энергетич. щель в одночастичномспектре сверхпроводника. Так. в нормальном проводнике спектр имеет вид , где р - импульс квазичастицы, рр - ферми-импульс, т _е- эффективная масса электрона; в сверхпроводнике:

Притяжение между тождеств. нуклонами в синглетном (спин S = 0)s-волновомсостоянии приводит к аналогичному эффекту в атомных ядрах (см. Сверхтекучаямодель ядра). Однако при этом оказывается, что размер формально введённойкуперовской пары порядка или даже больше размера ядра (фм, т. к. в средних и тяжёлых ядрах ~ 1 МэВ). Поэтому реально связанное состояние пары нуклонов в ядре не образуетсяи можно говорить только о парных корреляциях протонов и нейтронов в среднихи тяжёлых ядрах. Тем не менее многие качеств. эффекты сверхтекучести ватомных ядрах проявляются. Как и в случае электронов в сверхпроводнике, <изменяется одночастичный спектр нуклонов. Если в несверхтекучем ядре онопределяется одночастичными энергиями нуклонов в среднем поле ядра (см. Оболочечная модель ядра), то при учётекорреляции энергии частичных и дырочных возбуждений вблизи поверхностиФерми нейтронов и протонов даются выражением:

где -химический потенциал протонов или нейтронов в ядре (рис. 1).

В тех случаях, когда просвет между уровнями энергии ядра заметно превышает , эффекты сверхтекучести несущественны. Именно такая ситуация осуществляетсяв магических ядрах, к-рые являются несверхтекучими. Однако при добавлениивсего неск. нуклонов сверхтекучесть возникает. В полумагич. ядрах сверхтекучестьсуществует только для нуклонов с немагич. числом.

Др. эффект С. а. я.- кардинальное изменение чисел заполнения частицвблизи поверхности Ферми. В идеальном ферми-газе распределение частиц поимпульсам п(р )имеет вид единичной «ступеньки»:( р -р _F )(см. Ферми-распределение). В нормальной фермижидкости взаимодействие между частицами лишь уменьшает величинуступеньки п(р), но сам факт существования скачка остаётся в силе, <т. е. распределение квазичастиц по-прежнему имеет вид единичной ступеньки. <Сверхтекучесть размывает эту ступеньку на интервал Аналогично, в несверхтекучем ядре квазичастицы распределены по одночастичнымсостояниям по закону . Учёт парных корреляций делает переход от = 1 к =0 плавным, с характерным масштабом (рис. 2). Этот эффект - дробное заполнение уровней вблизи поверхности Ферми- влияет на вероятности ядерных и переходов. <Так, для одночастичного перехода появляется фактор ,к-рый уменьшает вероятность перехода иногда на порядок. Существенно влияетС. а. я. и на альфа-распад.

Рис. 1. Влияние спаривания на одночастичный спектр нуклонов в моделиэквидистантных уровней;= 2d, d - расстояние между соседними уровнями .

Рис. 2. Числа заполнения для невзаимодействующих частиц (пунктирная ступенька) и с учётом спаривания(сплошная кривая).

Рис. 3. Четно-нечётный эффект в энергиях отделения нейтрона от ядрапри фиксированной величине нейтронного избытка в ядре N - Z = 21.

Парные корреляции объясняют и четно-нечётное «дрожание» энергий связиядер В (N, Z). Здесь N - число нейтронов, Z - число протоновв ядре или энергии отделения нейтрона п от ядра

(рис. 3). Энергетич. щель приближённоможет быть извлечена из разностей энергий связи или S_n(N, Z). Так, для нейтронов

Аналогично вычисляется . Значения ,извлекаемые из соотношения (1), могут быть приближённо аппроксимированысоотношениями:

где А = N+ Z. Однако есть заметные отклонения от (2),особенно вблизи магич. ядер, и (2) не имеет явного физ. смысла.

Наиб. ярко сверхтекучие свойства проявляются в деформированных ядрах. Квантовая ферми-система, пе обладающая сверхтекучестью, должна иметьтакой же момент инерции, как твёрдое тело того же объёма и формы. Существенноменьшие (в 2-2,5 раза) эксперим. значения моментов инерции деформиров. <ядер не объясняла, оболочечная модель. Учёт сверхтекучести естественнообъясняет этот эффект.

Спектроскопия высокоспиновых состояний ядер позволила обнаружитьряд особенностей их спектров (т. н. обратный загиб, двойной обратный загиб).Эти особенности обусловлены фазовыми переходами в ядрах, вызванными ростомугл. момента. Фазовый переход может быть связан либо с изменением формыядра (напр., возникновением аксиальной деформации), либо с изменением характераспаривания. Так, обратный загиб связывают с разрушением парной корреляциинуклонов под влиянием вращения. Возможно, эти особенности спектров связаныс возникновением в возбуждённых высокоспиновых состояниях ядер триплетногоспаривания [3], к-рое может быть результатом притягательного взаимодействиянуклонов в р-состоянии со спином S=1 (гл. обр. спин-орбитального). Гипотезатриплетного спаривания приводит к ряду предсказаний, напр. для вероятностеймагн. -переходов.

Природа С. а. я. не вполне ясна. Подходы в теории ядра, основанные напервых принципах (напр., теория Бете - Брукнера), приводят для синглетногосостояния либо к отталкивательному взаимодействию нуклонов, либо к притяжению, <слишком слабому для возникновения сверхтекучести. В отличие от бесконечныхсистем, где для возникновения спаривания достаточно сколь угодно слабоговзаимодействия, в ядрах энергия притягательного взаимодействия должна бытьсравнима с расстоянием между уровнями у поверхности Ферми. Результаты этихтеорий ставят под сомнение объёмный характер спаривания в ядрах. В то жевремя на поверхности ядра в этом состоянии должно быть сильное притяжение, <связанное с резонансным характером взаимодействия нуклонов малой энергиив пустоте. Т. к. реально существующие ядра - сравнительно небольшие системы, <этого поверхностного притяжения может оказаться достаточно для того, чтобыэфф. взаимодействие оказалось притягательным и нужной величины [4].

Большинство эффектов сверхтекучести мало зависит от её природы (объёмнойили поверхностной). Наиб. чувствительны к этому реакции двухнуклонной передачи(см. Прямые ядерные реакции). Однако данные не столь прецизионны, <а теория этих реакций не столь точна, чтобы сделать чёткое различие междудвумя крайними случаями. Возможна п промежуточная ситуация, когда взаимодействиепритягательно и внутри ядра и на поверхности, но поверхностное притяжениегораздо сильнее и играет существенную роль в спаривании.

Лит.:1) В о h r А., М о t t е 1 s о п В. R., P i n e s D., Possibleanology between the excitation spectra of nuclei and those of the superconductingmetalls slate, «Phys. Rev.», 1958, v. 110, № 4, p. 936 2) Соловьев В. Г.,Теория сложных ядер, М., 1971; 3) Ф а л ь к о В. И., III а п и р о И. С.,Триплетов спаривание в ядрах, «ЖЭТФ», 1986, т. 91, в. 4, с. 1194; 4) Ми г д а л А. Б., Теория конечных ферми-систем и свойства атомных ядер,2 изд., М., 1983. Э. Е. Саперштейн.