ной жидкости к почти постоянном плотности заряда внутри ядра.
При более детальном изучении энергии связи ядер выяснилось, что £св систематически изменяется в зависимости от того, ч╦тные или иеч╦тные Z n N. Это можно объяснить наличием парных корреляции нуклонов между одноим╦нными нуклонами, что приводит к дополнит, энергии связи и описывается последним слагаемым в ф-лс (1): 6=0 для нечетного А, 6 = ≈ 1 для ч╦тных А и ч╦тных Z и 6=1 для ч╦тных А и не-я╦тных Z.
Все константы в ф-ле fl) определяются «подгонкой» энергии связи под экспериментально измеренные массы ядер: а&=15,56 МэВ, 0^=17,23 МэВ, at.=0,697 (для гс=1,24фм) МэВ, аг=23,28 МэВт а^-12 МэВ. В среднем ф-ла (1) хорошо описывает массы ядер. Отклонения (=^1%, т. е. /-10≈20 МэВ) наблюдаются вблизи магических ядер, к-рыс оказываются более сильно связанными, чем в среднем. Отклонения связаны с оболочечнон структурой и деформацией ядер {см. Обо-лочечиая модель ядра, Деформированные ядра). Оболо-чечпая поправка к энергии связи возбужденного ядра быстро уменьшается с увеличением возбуждения. Для ядер с А >200 оболочсчпая поправка практически исчезает при энергии возбуждения 30 ≈ 50 МэВ,
К, м. я. описывает процесс деления ядер как результат квадрупольной деформации поверхности капли, приводящей к образованию двух ядер [Л. Майткер (L. Meitner), О. Фриш (О. Frisch), H. Борт Уылер, Френкель]. Для несжимас-Moii ядерной жидкости с резким краем деформация капли изменяет только поверхностную £s и кулоновскую ╦с энергии, так что поведение капли при делении определяется одним безразмерным параметром:
(2)
вращающейся капли нет
Ш
Кр
наз. параметром делимости. Здесь gc и £s ~ кулоыов-ская и поверхностная энергии для сфсрич. ядра (в К. м. я. ядро в основном состоянии имеет сфсрич. форму). При .е<1 возникает потенц. барьер (барьер деления) £у, к-рый при 1≈х<1 равен:
(3)
На вершине барьера капля имеет форму вытянутого сфероида, а при меньших значениях х ≈ гаптелеоб-разную форму. Барьер деления увеличивается с уменьшением х. Для ядер в области W≈ Hg<?^~25 ≈ 20 МэВ; согласие наблюдаемых барьеров деления с вычисленными в К. м. я. означает, что член, пропорциональный
Л^а в (1), имеет смысл поверхностной энергии. При ж>1 барьер деления исчезает, т. е. у ядра нет устойчивого состояния. Это справедливо при большой энергии возбуждения. В основном же состоянии ядра в образовании барьера деления при ж-И важную роль играют оболочочные поправки,
Если капля ядерной жидкости вращается, то ее свойства зависят помимо параметра делимости х от безразмерного параметра у, равного отношению энергии вращения сферич. капли к о╦ поверхностной энергии £s, Для j>0,81 при у>Уо=7/Б(1'≈ я)8 У вращающейся капли нет устойчивого состояния. При у<у0 в минимуме энергии капля имеет форму сплюснутого сфероида, а барьер деления:
Для z<0,81 с ростом анергии вращения сплюснутый сфероид сменяется тр╦хосной фигурой. Изменение симметрии равновесной фигуры вращающегося ядра происходит, когда с увеличением угл. момента сплюснутые двухосные эллипсоиды переходят в тр╦хосные эллипсоиды Яко'би. При ещ╦ больших у тр╦хосные фигуры
Оч
с; с;
теряют устойчивость ≈ у устойчивого равновесия.
Существуют помимо (1) другие полуэмпприч. ф-лц панельной модели для £св, отличающиеся лишь уч╦том того или иного числа поправочных членов. Гл. поправка возникает из-за диффузного распределения плотности на границе ядра. Диффузность влияет па энергию симметрии, кулоновскую и поверхностную энергии. Вводятся также поправки, учитывающие сжимаемость ядерной жидкости и др. Величина поправок обычно больше неск. Мэв, а их число тг>10. Зависимость этих поправок от Л и Z не позволяет над╦жно определить соответствующие эмпирич. константы в ф-ле (1). Это возможно потому, что изменения А п Z для известных масс ядер происходят в относительно узкой
области долины р-стабильных ядер (рис. 2).
Лит,.: Кравцов В, А,, Массы атомон и энергии ГЕНИИ ядер, 2 и.чд., М., 1974; Myers W, D., Development of Ш<? semiempirical droplet model, «Atom, data and nucl. data tables», 1976, v. 17, ╧ 5≈6, p, 411; Бор О,, Мотто пьсоы Б., Структура атомного ядра, пер. с англ., т. 2, М., 1977.
Г. А. Пик-Пмчпп.
КАПИЛЛЯРНАЯ КОНДЕНСАЦИЯ ≈ конденсация пара в капиллярах и микротрсщинах пористых тел, а также в промежутках между тесно сближенными тв╦рдыми частицами или телами. Необходимое условие К. к.≈ смачивание жидкостью поверхности тела (частиц). К. к. начинается с адсорбции молекул пара поверхностью конденсации и образования менисков жидкости. Т. к. имеет место смачивание, форма менисков в капиллярах вогнутая и давление насыщенного пара над ними р, согласно Кельвина уравнению, ниже, чем давление насыщ. пара р0 над плоской поверхностью. Т. о., К. к. происходит при более низких, чем р0, давлениях. Объ╦м жидкости, сконденсировавшейся в порах, достигает предельной величины при р≈ р└. В этом случае поверхность раздела жидкость ≈ газ имеет нулевую кривизну (плоскость, катеноид).
Сложная капиллярная структура пористого тела может служить причиной капиллярного гистерезиса ≈ зависимости кол-ва сконденсировавшейся в капиллярах жидкости не только от р, по и от цредысторпи процесса, т. с. от того, как было достигнуто данное состояние: в процессе конденсации или жо в ходе испарения жидкости.
К. к. увеличивает поглощенно (сорбцию) паров пористыми телами, в особенности вблизи точки насыщения паров. Е╦ используют для улавливания жидкостей тонкопористыми телами (сорбентами), она играет большую роль в процессах сушки, удержания влаги почва-ми, строительными и др. пористыми материалами (см. Капиллярные явления). я. В. Чураеа.
КАПИЛЛЯРНОЕ ДАВЛЕНИЕ ≈ разность давлений по обе стороны искривл╦нной поверхности раздела двух жидкостей или жидкости и газа. Величина К. д. связана с поверхностным натяжением и радиусом ср. кривизны поверхности жидкости Лапласа уравнением. В случае погнутой поверхности жидкости давление в ней понижено по сравнению с давлением в соседней фазе и К. д. Др<0, для выпуклой поверхности Др>0, для плоской поверхности Др ≈О, К. д.≈ следствие действия сил поверхностного натяжения, к-рые направлены по касательной к поверхности, что приводит к появлению составляющей, направленной внутрь объ╦ма контактирующих фаз. См, также Капиллярные явления.
Н. В. Чур╧в.
КАПИЛЛИРНЫЕ ВОЛНЫ ≈ волны на поверхности жидкости, свойства к-рых существенным образом определяются силами поверхностного натяжения, в отличие от гравитац. волн, для к-рых нреобладает влияние силы тяжести. Резкого разграничения между этими двумя типами волн нет, но влияние гравитации обычно мало для достаточно коротких волн ≈ ряби; к К. в. относят волны с длинами <1,7 см. К. в. могут возбуждаться либо непосредственно ветром, либо пут╦м нелинейной »-л трансформации иа гребнях гравитац. волн; в свою оче- *3°
