период
Т
1
/
2
α
-распадов превышает период
Т
1
/
2
β
-превращений, что
связано с близостью к определенным числам
N
и
Z
(см. рис. 3).
Ядра
232
Th,
238
U,
244
Pu и
250
Cm, расположенные в вершинахсо-
ответствующихтреугольников, перегружены на 2, 5, 4 и 4 нейтрона
соответственно по отношению к оптимальному значению
N/Z
. Ка-
ждое из ядер
236
Pu,
242
Cm,
242
Cf недогружено пятью нейтронами, что
заметно снижает период
Т
1
/
2
ядер
242
Cm и
242
Cf (см. рис. 2,
б
и рис. 3).
“Интерференция” этихтреугольников образует “отмель”. Короткожи-
вущие ядра
216
Th,
218
U,
220
Pu,
222
Cm с магическим числом
N
= 126
,
расположенные в вершинахдругихтреугольников, сильно перегруже-
ны протонами. Наиболее устойчивые деформированные нуклиды, на-
ходящиеся в вершинах прямого угла (
232
Th,
238
U,
236
Pu,
244
Pu,
242
Cm,
250
Cm,
242
Cf), заметно влияют на повышение устойчивости других
ядер, расположенныхна катетах(
N
или
Z
=
const), даже за пре-
делами данныхтреугольников (см. рис. 2,
б
). Треугольники с дважды
магическими ядрами оказывают гораздо меньшее влияние на нукли-
ды, лежащие вне этихтреугольников, и характеризуются более резким
переходом от относительно долгоживущихили стабильныхнуклидов
к короткоживущим нуклидам. Это связано с широким “размытым”
максимумом в зависимости
Q
(
N, Z
) и малым градиентом grad
Q
для
деформированныхядер в квазистационарном состоянии, а также с
большим градиентом grad
Q
в окрестности
Q
= 0
для дважды маги-
ческихядер.
Однако модель Лукаса не всегда применима. Специфика оболочеч-
ной структуры атомного ядра в отличие от оболочечной структуры
атома (электронныхоболочек) заключается в отсутствии выделенного
силового центра и сильном взаимодействии нуклонов между собой. В
связи с этим оболочечную модель ядра построить труднее и сделать
это возможно лишь благодаря тому, что сильное взаимодействие ну-
клонов и короткодействующее влияние ядерныхсил позволяют полу-
чить сферически симметричный потенциал, в поле которого нуклоны
движутся независимо друг от друга [10]. Оболочечная модель непри-
менима для ядер, находящихся в сильно возбужденных энергетических
состояниях: нуклоны в таком ядре нельзя принять практически невза-
имодействующими. Оболочечная модель плохо применима для легких
сферическихядер, находящихся даже в основном энергетическом со-
стоянии [10].
Как было отмечено ранее, атомные ядра
232
Th и
238
U имеют свой-
ства дважды магических, не являясь даже “единожды” магическими.
Ряд четно-четныхядер с наполовину заполненной оболочкой обладает
ярко выраженной структурой вращательныхуровней. Этот экспери-
ментальный факт противоречит модели, основанной на предположе-
нии о сферической симметрии самосогласованного ядерного потен-
циала и, следовательно, формы ядра: сферически симметричное ядро
согласно законам квантовой механики не имеет вращательных степе-
ней свободы [10]. Таким образом, для некоторыхядер, находящихся в
ISSN 1812-3368. Вестник МГТУ им. Н.Э. Баумана. Сер. “Естественные науки”. 2013. № 4
45
