Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Описание мультипольних возбуждений ядра в теории конечных ферми-систем (ТКФС) 14
1.1. Низкочастотный отклик ядра на внешнее поле 14
1.2. Структура эффективного нуклон-нуклонного взаимодействия для возбуждений аномальной и нормальной четности 30
Глава II. Свойства мультипольних возбуждений зависящего от спинов нуклон-нуклонного взаимодействия 41
2.1. Анализ свойств магнитных дипольных резонансов в зарядово-обменном и нейтральном каналах 42
2.2. Магнитные характеристики ядер и эффективное спин-спиновое взаимодействие 54
Глава Ш. Мультипольные спин-флип возбуждения в атомных ядрах 66
3.1. Свойства спин-флип возбуждений в ( 1,0 )-канале..б7
3.2. К вопросу о мультипольних магнитных резонансах в нейтральном канале 75
3.3. Схематический анализ влияния спаривания на распределение силы MI-возбуждений 86
Глава IV. Магнитные мультипольные возбуждения в ядерных реакциях 93
4.1. Микроскопический анализ реакции ( р, р ) при Е = 200 МэВ с возбуждением магнитных резонансов и состояний аномальной четности 94
4.2. Электронное рассеяние с возбуждением магнитных состояний
4.3. Спин-изоспиновые возбуждения в зарядово-обменных реакциях
Приложение отделение угловых переменных в уравнении для эффективного поля. 140
Литература
- Структура эффективного нуклон-нуклонного взаимодействия для возбуждений аномальной и нормальной четности
- Магнитные характеристики ядер и эффективное спин-спиновое взаимодействие
- К вопросу о мультипольних магнитных резонансах в нейтральном канале
- Электронное рассеяние с возбуждением магнитных состояний
Введение к работе
Мультипольные гигантские резонанси являются универсальной особенностью отклика атомных ядер на внешнее возмущение. Они представляют собой нормальные моды ядерных колебаний и могут возбуждаться в самых различных реакциях независимо от типа налетающих частиц и природы их взаимодействия с нуклонами ядра. За десять с небольшим лет, прошедших после первых свидетельств о проявлении в ядерных реакциях мультипольних резонансов, отличных от хорошо известного дипольного резонанса /1,2/, накоплен и систематизирован значительный объем экспериментальной информации (см. /3-6/ и ссылки в них).
Интерес к теоретическому изучению гигантских резонансов в последнее время возрос, что связано с одной стороны с повышением качества экспериментальных данных. С другой стороны, гигантские резонанси, как коллективные возбуждения ядра, относительно слабо зависят от тонких деталей структуры конкретного ядра. По этой причине исследование коллективных степеней свободы, связанных с мультипольними резонансами, дает уникальные возможности определения фундаментальных ядерных характеристик и получения сведений о компонентах эффективных взаимодействий нуклонов в ядрах и роли различных механизмов возбуждения ядра в области энергии возбуждения ниже или порядка энергии Ферми ( bF ^0 МэВ).
Особый класс мультипольних резонансов составляют спиновые колебания ядер (магнитные мультипольные возбуждения) - элементарные моды колебаний, сопровождающиеся изменением ориентации спина нуклонов. Они не имеют классической аналогии, так как связаны с изменением проекции спина нуклонов и, вообще говоря, их зарядового состояния. Эти возбуждения проявляются в различных реакциях с передачей спина AS^l (или спина и заряда /ATzl = 1 ). четность их аномальна к1І~{-і)7+^ ( X -полный момент, $ -спиновый момент,
ЗС -четность возбуждения, Tz - проекция изоспина основного состояния ядра мишени) ;В спин-изосшшовом канале они имеют квантовые числа, как у ^ -мезона ( TIL= 0~ 1, 2~... I А 7"/ = 1 ) .. отсюда цяя этих мод возникло название "пионные возбуждения".
Б последние годы спиновые возбуждения стали объектом интенсивного изучения. Оказалось, что исследование характеристик этих низкоэнергетических ( uj g F ) состояний позволяет делать не -посредственные выводы об эффектах, связанных с мезонным обменом внутри ядра, с динамической структурой нуклонов, в частности,с возбуждением Д -изобары и, возможно, других барионных резонансов, Интересны также вопросы о механизмах и степени нарушения спин-изо-спиновой SUM-симметрии в атомных ядрах, о возможности наблюдения предкритических эффектов. Указанные проблемы позволяют перекинуть мостик между традиционной ядерной физикой низких и средних энергий и релятивистской ядерной физикой.
Принципиальным моментом в описании магнитных мультипольних возбуждений является корректный выбор эффективного нуклон-нуклон-ного взаимодействия в спин-изоспиновом канале ^- , Наиболее последовательно этот вопрос был рассмотрен в работах А.Б.Мигдала /7-9/, в которых была показана особая роль однопионного обмена во взаимодействіш нуклонов в ядерной среде, Однопионный обмен - генерирует дальнодействувдую компоненту эффективного взаимодействия нуклонов в ядре, которая определяет основную зависимость ^ от переданного импульса на масштабах cj^rnxc # Оставшаяся часть взаимодействия Эъ » отвечающая обмену несколькими мезонами и более тяжелыми мезонними резонансами ( р, ш,-- ), локальна вплоть до ^-ніцС — y-mjcc и может быть параметризована с помощью универсальных констант теории конечных ферми-систем (ТКФС), Такая структура взаимодействия приводит к конкуренции в спин-изоспиновом канале локального отталкивания и однопионного притяжения, вследствие чего энергия "пионных возбуждений" Ш(к) в ядерной среде по-
- б -
шжается. При переданном импульсе cj- К0 - i,5pF uj(k0) (при достаточной плотности нуклонов) может даже обратиться в ноль, что означало бы возможность фазового перехода с образованием периодической неоднородности спиновой плотности нуклонов с волновым вектором К^Ьр (пионная конденсация, А.Б.Мигдал, 1971 /7/)-.
Неопределенность в значениях констант эффективных NN- и &N-взаимодействий в ядрах не позволяет точно указать критическую плотность нуклонов, отвечающую 7С -конденсации; из оценок следует, что она превышает нормальную ядерную плотность (fKP*~1,5-2 90 при Т~0) поэтому в реальных ядрах ЗС -конденсата скорее всего нет, С другой стороны экспериментальные данные не исключают относительной близости ядер к точке Ж. -конденсатной неустойчивости (ТЇЇКїї). В зависимости от степени близости ядер к ТПКП предсказываются различные эффекты, связанные с усилением "пионного поля" в ядрах. При сильной близости к точке фазового перехода предкритическое усиление настолько велико, что непосредственно проявилось бы в сечениях реакций неупрутого рассеяния с возбуждением магнитных мультипольних состояний /10-13/. При более умеренной близости . можно говорить лишь о некотором смягчении пионной степени свободы. Поиск этого эффекта представляет сложную экспериментальную задачу, требующую исследования узкого класса реакций, особо чувствительных к пионному полю в ядрах, например (е,е'Х ) /14/, (Ж,27с) /15/. Возможность его наблюдения обсуждалась также в связи с проблемой релятивистских ядро-ядерных столкновений /16-18/, при которых достигаются значительное уплотнение и разогрев ядерного вещества и в принципе не исключается усиление пионного поля. Существовавшие до недавнего времени наборы констант эффективных A//V- и XIV -взаимодействий извлекались в основном из анализа слабоколлективных состояний тяжелых ядер /19,12/, для которых параметризация 'Рб^Зъ+Щс зачастую оказывается слишком упрощенной. Сечения реакций неупругого рассеяния с возбуждением магнитных состоя-
шй, рассчитанные с этими наборами констант, имеют заметное пред-критическое усиление в области переданных импульсов Я- J,5PF$ что, однако не подтверждается пока на эксперименте.
Таким образом, актуальной остается задача уточнения параметров зависящей от спинов амплитуды взаимодействия квазичастиц в здрах те : прежде всего спин-изоспиновой константы Ландау -- Мигдала grf и константы перенормировки аксиально-векторных верши в среде f5 , определяющих степень близости ядер к ТІЖН. За-іетим, что параметр 5$ = is входит как в оператор локального за->яда по отношению к спин-изоспиновым полям еаі^'СЗ - 4-2f , так [ в амплитуду однотонного обмена
Константа спин-спинового взаимодействия g" непосредствен-:о не связана со степенью близости ядер к ТПКН, но ее уточнение редставляет интерес по той причине, что существует очень немного влений, чувствительных к величине g . Прямая информация о па-аметрах Т$ может быть получена из анализа характеристик кол-ективных возбуждений магнитного типа. Важным моментом является ис-ользование при этом полного одночастичного базиса - только в этом лучае можно говорить о модельно-независимом извлечении констант заимодействия.
До недавнего времени имелось мало достоверных данных о коллек-авных спиновых колебаниях в средних и тяжелых атомных ядрах. Лишь последние годы прогресс в экспериментальных методах исследования пиновых степеней свободы привел к обнаружению в реакциях ( р/Ъ ) ( р, р1 ) при промежуточных энергиях протонов гигантского гамов-геллеровского резонанса (ГТР) /20/ в ядрах с А=48-238 и МТ-резо-энсов в нейтральном канале в среднетяжелых ядрах /21/. Из обработ-ї спектров указанных реакций была получена систематика энергий и атричных элементов соответствующих переходов, анализ которой цриво-
щт к ряду важных физических следствий (см.обзоры /22,24/). В частности, оказывается, что эффект подавления аксиально-векторных вершин в среде, обнаруженный ранее при рассмотрении систематики магнитных моментов ядер /25,26/, носит универсальный характер и проявляется в ослаблении силы магнитных резонансов в интервале энергий возбуждения вплоть до СО F . Одной из целей настоящей заботы являлся анализ в рамках ТКФС с точным учетом однопионного эбмена и одночастичного континуума новых экспериментальных данных о магнитных мультипольних возбуждениях с целью определения параметров с% .
Другой круг вопросов связан с исследованием проявления особенностей микроскопической структуры магнитных резонансов в раз-очных ядерных реакциях, обладающих свойством селективности по отношению к таким состояниям. Имеется в виду микроскопическая схема анализа ядерных реакций, в которой в рамках указанного выше подхода находятся вначале переходные плотности возбужденных состояний -
y-tp О) , характеризующие отклик ядра, независимый от природа внешнего возмущающего поля. Затем найденные величины $\г(г) используются в качестве структурной части для вычисления сечений методом микроскопического &WBA , Амплитуда эффективного взаимодействия налетающих частиц с нуклонами ядра F- при малых на -чальных энергиях ( В а f ) предполагается совпадающей с амплитудой взаимодействия ТКФС на поверхности Ферми, а при промежуточных энергиях приходится учитывать энергетическую зависимость амплитуды F Непосредственный анализ сечений ядерных реакций имеет преимущество перед сравнением с экспериментом вероятностей переходов, при извлечении которых используются модельные представления, точность которых зачастую трудно проконтролировать. Такой анализ позволяет, с одной стороны, независимо оценить параметры 3~& , а с другой - исследовать степень чувствительности той или иной реакции к эффектам, связанным со смягчением пионной моды.
Б соответствии со сказанным выше, основными целями работы являлись:
уточнение универсальных параметров зависящей от спинов части амплитуды взаимодействия квазичастиц в ТКФС: о- , а-' , ^ /6 на основе анализа свойств коллективных возбуждений магнитного типа в рамках ТКФС с точным учетом однопионного обмена и одночас-тичного континуума;
исследование в предложенной схеме свойств известных возбуждений магнитного типа и прогноз характеристик новых магнитных мультипольних резонансов как в нейтральном, так и в заряженном каналах;
микроскопический анализ на основе переходных плотностей, полученных с найденными константами, реакций неупругого рассеяния, позволяющих селективно возбуждать магнитные мультипольные состояния: однонушгонных реакций неупругого рассеяния ( р, п. ), ( р,р ) при промежуточных энергиях, реакции неупругого магнитного рассеяния электронов (е,е') , реакции перезарядки ионов лития:(6 LL,
Не). Исследование чувствительности указанных процессов к эффектам смягчения пионной моды в ядрах.
диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения.
В Главе I. носящей вводный характер, изложен метод расчета структурных характеристик мультипольних возбуждений, основанный на ТКФС. Подробно описана процедура построения частично-дырочного пропагатора, в котором точно учитывается вклад одночастичного континуума и вводится искусственное затухание квазичастиц, что позволяет с единой точки зрения описывать дискретные состояния и резонанси. Рассмотрен вопрос о выборе амплитуд эффективного Ш -взаимодействия для возбуждений аномальной и нормальной четности. В координатном представлении получены уравнения для эффективного поля в нейтральном и заряженных каналах, сформулирован рецепт на-
хождения из их решений силовых функций и переходных плотностей мультипольних возбуждений.
В Главе П на основе предложенной модели исследуются коллективные возбуждения магнитного типа - ГЕР и MI-резонансы в нейтральном канале. Из сравнения с экспериментальными данными уточняются параглетры зависящей от спинов амплитуды взаимодействия квазичастиц: g &' if*
Константа перенормировки аксиально-векторных вершин в ядер-
2 ной среде оценивается из систематики значений Mgt , полученных
непосредственно из сечений ( Р/ п. ) реакций при углах 9^0 .Микроскопическая обработка экспериментальных спектров ( pfVb )-реакций указывает на заметное подавление интегральной силы ГТ-переходов (на уровне 35-40$ от правила сумм 3(N-2) ), откуда для локального заряда в ТКЗЮ получается оценка Є о Z ?й= -i-2js~ 0,8 Гем самым, фиксируется значение одного из параметров амплитуды Т& : is = ^ 0,1.
Спин-изоспиновая константа р- определяется из расчетов положения максимумов ГТР в средних и тяжелых ядрах." Независимый ана-ішз энергий максимумов МІ-резонансов в нейтральном канале приводит к оценке g1 =1,1*0,1, практически совпадающей с результатом анализа энергий ГТР. Цри этом для спин-спиновой константы получается значение g* = -ОД + 0,1. Малое значение g согласуется с рас-їетами по теории Бракнера и подтверждается видом эмпирических по-ренциалов A//V -взаимодействия, извлекаемых из ( р ,р/ )-реакций.
Для проверки полученных параметров 3-& проведен анализ энергетики низколежащих состояний аномальной четности в РЬ Экс-іериментальной энергии недавно обнаруженного состояния і^ [ Ех =5,846 МэВ) отвечает значение g" =0,05+0,1, что является независимым указанием на малость константы спин-спинового взаимодей-)твия. проведен анализ мультиплетов нечетно-нечетных ядер Z0&&1 , 20а у , ца К с выделением дальнодействия в поперечном кана-
-line, подтверждающий неравенство констант спин-изоспинового и спин--спинового взаимодействий g*«g' .
В Главе III с полученным набором параметров взаимодействия рассчитываются свойства магнитных мультипольных и электрических зпин-флип резонансов. Изучается интересный класс спиновых колебаний - ешш-,флип возбуждения в ( П,,р~1 )-канале. Сделан вывод о гом, что исследования этих возбуждений в реакциях ( П. ,р ), ( %~f ^о )» (Li , &е ).. позволяют систематизировать свойства спин-флип резонансов с A L > 7 . Шдробно проанализированы результаты экспериментов по исследованию спектра реакции Zr ( Li, Be) д Y исполненных в ИАЭ им. И.В.Курчатова. Показано, что вклад гамов-'еллеровских переходов в исследуемом канале реакции пренебрежимо іал, а структура в силовых функциях обусловлена в основном переїдами с A L = Л ,
Изучены низколежащая ( Ohco ) и высоколежащая ( Ihcu ) ютви МІ-резонанса в Pb . Проанализированы результаты поиска Ihoj -резонанса в РЬ в реакции ( е, е' ) црц -Q- =180 и Ее = 60 МэВ. Рассмотрена возможность наблюдения высоколежащих ре-онансов с J =1+, 3+ в среднетяжелых ядрах в реакции ( р/ Р ).
Доведен анализ влияния спаривания на распределение силы MI-возбуждений в ядрах с незаполненными оболочками.
Структура эффективного нуклон-нуклонного взаимодействия для возбуждений аномальной и нормальной четности
Решив уравнения (1.35-1.36) для заданного внешнего поля, находим также силовую функцию содержащую полную информацию о спектральном распределении мульти польного возбуждения, степени исчерпывания им соответствующего пра вила сумм (в случае дискретного состояния имеем просто матричный элемент перехода). Для внешнего поля "\ (1.34) сило вая функция дает (при соответствующей нормировке) дважды дифференциальное борновское сечение, неупругого процесса. Величина P T,S -собственная характеристика ядра, независимая от вида внешнего поля, используется для микроскопического расчета угловых распределений различных неупругих реакций (см.гл. ІУ).
Каноническая параметризация неприводимой локальной амплитуды взаимодействия квазичастиц J- в ТКФС, как и в теории нормальной ферми-жидкости /27/, основана на введении универсальных констант, характеризующих гармоники разложения J- в ряд по полиномам Лежандра от угла между импульсами сталкивающихся квазичастиц на поверхности Ферми. Обычно ограничиваются нулевыми гармониками: где т, т - константы изоскалярной и изовекторной частей взаимодействия, не зависящего от спинов, a g,& - константы спин-спинового и спин-изоспинового взаимодействий, Со -обратная плотность зостояний на поверхности Ферми. Дальнейшие исследования показали, что применительно к атомным ядрам такая параметризация справедлива лишь при описании процессов с малыми характерными импульсами. Число таких явлений в ядрах невелико, большие переданные импульсы оказываются, в частности, существенными при описании возбуждений как электрического, так и магнитного типа.
Во-первых, существенную роль играет конечность системы. В неограниченной системе с короткодеиствием между частицами координатная и импульсная зависимость эффективного поля У такая же,как у возмущающего поля В конечной системе даже однородное внешнее поле индуцирует внутри системы эффективное поле с резкой неоднородностью вблизи поверхности, причем характерные импульсы для Y(jr, к) лепат в интервале К- 0 -f- PF Этот эффект подтверждается существованием поверхностных максимумов в переходных плотностях коллективных возбуждений, найденных из фурье-ана-лиза формфакторов неупругого электронного рассеяния. Для их корректного описания в случае возбуждений нормальной четности необходим учет зависимости эффективного Л/Л/ -взаимодействия от нук-лонной плотности, которая приводит к появлению в 7 высокоимпульсных компонентов. Зависимость &" от переданного импульса в этом случае учитывается феноменологически с помощью сил конечного радиуса. В случае возбуждений аномальной четности необходимо выделить в У амплитуду однопионного обмена в аннигиляционном канале - 7 (к)
Рассмотрим подробно структуру зависящего от спинов взаимодействия. Особая роль 7%[к.) в этом канале определяется тем, что однопионный обмен индуцирует наиболее дальне-действующую часть ядерных сил: характерные импульсы, на которых меняется У -(К) -это К тк рр/2 (здесь и далее А.= с = і ), в то время как характерные импульсы, на которых меняется %= Т Тії , порядка обратного радиуса кора Гс ( К ГС ZpF ) в частности, амшштуда р -мезонного обмена шлеет такой же характерный масштаб изменения К гпр- рр» Поэтому в первом приближении можно зависимость То от К не учитывать. Отметим, что 9 эффективно включает и амплитуду однопионного обмена в канале рассеяния, поскольку рассматриваются случаи, когда 7 не содержит резкой зависимости от переданного импульса К /9/.
Поскольку нас будут интересовать лишь малые частоты UJ E «№% то в 7Г так же» как ив , можно пренебречь зависимостью от ш и положить в ней ( )= 0 Входящая в ( ) величина к ) бла годаря эффектам среды отличается от пустотной функции пропагатор свободного пиона, пион-нуклонная константа связи при к - О , обратная плотность состояний на поверхности Ферми 0 12р 1М 1- 300 МэВ.Зм , /тг го =135 МэВ - масса пиона. Ис-пользуя значение 0,0081, получаем сг = -1,45.
Цроанализируем диаграммы, приводящие к отличию Амшштуде 9 отвечают диаграммы (перечеркнута диаграмма, не входящая по определению в где толстая волнистая линия изображает функцию распространения оЭ пиона в ядерной среде, неприводимую в том же смысле, что и F . Она связана с сЭо (тонкая волнистая линия) обычным уравнением Дай-сона:
Как ясно из предыдущего, стоящий здесь поляризационный оператор не полный; он не содержит частично-дырочного слагаемого Наиболее существенный член - U, к.2) связан с виртуальным рождением Л -изобары. В работе /9/ подробно исследованы различные слагаемые РА , включая вклад S -рассеяния и вклады более далеких р -волновых резонансов. ІЗцесь, следуя /8/ и /30/ , мы используем для -Р выражение, в котором цренебрегаетоя вкладом 5 -рассеяния; оно существенно для нейтронной среды /9/, а в случае симметричной ядерной материи невелико.
Итак, член U, к J имеет следующую структуру: здесь кружок - пустотная вершина ІЇNu - взаимодействия, треугольник 0CNA - вершина в среде разница между этими вершинами учитывается феноменологически с помощью множителя (I- оС ). Его происхождение связано с петельными (б) и более сложными диаграммами (в). В некоторых работах /31,32/ Т А вычисляется с учетом лишь диаграмм типа (б), в которые входит плохо известная амплитуда NA -рассеяния Г/уд (квадратик на рис. б) ), относительно которой делаются довольно произвольные предположения. Мы предпочитаем считать oi феноменологическим параметром
Магнитные характеристики ядер и эффективное спин-спиновое взаимодействие
В случае РЬ слабое влияние CaCOVj на вероятность юзбуждения состояния J -1 объясняется изоскалярной природой последнего. Эффект подавления вероятности изоскалярных спин-зпиновых возбуждений (V ) может проявляться в небольшой зтепени за счет смешивания с изовекторными (смешивание возбуждений [t и Ig в рЬ незначительно). В области энергий выше нейтронного порога в РЬ , где возможна локализация MI-резонанса, в экспериментах /55/ в интервале 7,37+7,80 МэВ было найдено 34 уровня Г+ с суммарной вероятностью B(MI)=7,9+0,4 /J0 , что составляет приблизительно половину той силы, которую можно ожидать, исходя из универсальности оператора 6 ?Гбг J Кроме того, наблюдалось 7 возможных 1+ состояний с более высокой энергией в интервале 8,22-9,40 МэВ с силой (B(MI)=8,5+0,5/t/o /56/. Это может означать, что фактически обнаружена уже почти вся сила Ml резонанса в РЬ , но она сильно фрагментирована за счет связи с возбуждениями более сложными, чем 1р11ъ . Отметим, что полная наблюдаемая сила Ml переходов в ЯрЬво всех указанных диапазонах энергий ( 18fto ) по отношению к сумме одночастичных оценок для обоих дублетов (60//о ) составляет- 30%, в то время как наш расчет дает для этого отношения 35%.
Итак, значение локального заряда во С 5cj= 0,8, найденное из анализа интегральной силы ГТ-переходов, не противоречит имею щимся экспериментальным данным о вероятностях возбуждения Ml со стояний в нейтральном канале. Более прямая информация о факторе подавления магнитных возбуждений может быть получена из сравне ния с экспериментом угловых распределений реакции ( р Р ) с возбуждением состояний 1+, рассчитанных в рамках с мик роскопическими переходами плотностями (см. 4.1).
Оценка константы спин-спинового взаимодействия, найденная в 2.1 на первый взгляд противоречит результатам работы /59/, в которой анализировались магнитные моменты и вероятности разрешен-ных и С -запрещенных одночастичных переходов ядер в области nb а также расчетам спектров слабоколлективных состояний аномальной, 208 т І , четности в гЬ /11,12/. В этих работах использовались следующие значения констант взаимодействия g =0,8, сг =1,0 /59/; & =0,4, Р" =1,0 /11,12/. Мы не будем обсуждать более ранние работы /60/; в которых константы содержат неопределенность, связанную с неполнотой одночастичного базиса.
Надежное определение константы сг осложняется тем, что немногие ядерные характеристики чувствительны к ее валичине. Так, магнитные моменты ядер определяются изовекторной частью магнитной по-тяризуемости A/ g /26/. Для возбуждений в заряженном канале член Г вообще не дает вклада, а в нейтральном канале возникает неопределенность, связанная с тем, что в задачу входят обе константы 0"пд , Исключением являются возбуждения J = 1 в ядрах, близких к зеркальным, где уровни, построенные на "зеркальных" спин-орбиталь-шх дублетах хорошо разделены по изоспину и положение одного из определяется константой о . Такая ситуация реализуется, на 2.08 [іример, в pjj , где имеются два дублета с орбитальными момен гами -ц =5, L2. = Надежное определение константы спин-спинового взаимодействия представляет интерес для оценки степени нарушения спин-изоспиновой 5иЙ- -симметрии в атомных ядрах, в схеме которой среди прочих должно выполняться равенство Р = Д /62/.
Итак, начнем с изоскалярных состояний аномальной четности в нейтральном канале ядра го . Среда них особый интерес представляет Ij-состояние, обнаруженное недавно на эксперименте. Благодаря сильной чувствительности его положения к константе pr , анализ его энергетики представляет особый интерес для проверки зна-чения р- , полученного из описания MI-резонансов в (- а и z . Результат расчета энергии состояния ІІ в зависимости от значения константы Р представлен на рис.3. Отметим, что в зависимости от знака константы сг rf-состояние в нашем расчете расположено либо ниже полусуммы одно-частичных энергий спин-орбитальных дублетов, либо лежит выше. Вероятность возбуждения изоскалярных состояний по сравнению с изовекторнымй 1лала(при небольших Ер ( Єр) отно-сительная малость -(/gf) ), что естественно затруднило экспериментальный поиск состояния l. В реакции ( р; р ) с высоким разрешением /63/ было получено Е(4 ) =6,2 МэВ, что соответствовало в схеме работы /64/ значению рг =0,1540,2. В серии экспериментов по резонансной флюоресценции фотонов /65/ было найдено (// )=4,84 МэВ. Столь низкое значение Е( ) в нашем подходе могло быть объяснено лишь введением малой отрицательной константы Г = -0,2 /66/,
К вопросу о мультипольних магнитных резонансах в нейтральном канале
В случае РЬ слабое влияние CaCOVj на вероятность юзбуждения состояния J -1 объясняется изоскалярной природой последнего. Эффект подавления вероятности изоскалярных спин-зпиновых возбуждений (V ) может проявляться в небольшой зтепени за счет смешивания с изовекторными (смешивание возбуждений [t и Ig в рЬ незначительно). В области энергий выше нейтронного порога в РЬ , где возможна локализация MI-резонанса, в экспериментах /55/ в интервале 7,37+7,80 МэВ было найдено 34 уровня Г+ с суммарной вероятностью B(MI)=7,9+0,4 /J0 , что составляет приблизительно половину той силы, которую можно ожидать, исходя из универсальности оператора 6 Гбг J Кроме того, наблюдалось 7 возможных 1+ состояний с более высокой энергией в интервале 8,22-9,40 МэВ с силой (B(MI)=8,5+0,5/t/o /56/. Это может означать, что фактически обнаружена уже почти вся сила Ml резонанса в РЬ , но она сильно фрагментирована за счет связи с возбуждениями более сложными, чем 1р11ъ . Отметим, что полная наблюдаемая сила Ml переходов в ЯрЬво всех указанных диапазонах энергий ( 18fto ) по отношению к сумме одночастичных оценок для обоих дублетов (60//о ) составляет- 30%, в то время как наш расчет дает для этого отношения 35%.
Итак, значение локального заряда во С 5cj= 0,8, найденное из анализа интегральной силы ГТ-переходов, не противоречит имею щимся экспериментальным данным о вероятностях возбуждения Ml со стояний в нейтральном канале. Более прямая информация о факторе подавления магнитных возбуждений может быть получена из сравне ния с экспериментом угловых распределений реакции ( р Р ) с возбуждением состояний 1+, рассчитанных в рамках с мик роскопическими переходами плотностями (см. 4.1).
Оценка константы спин-спинового взаимодействия, найденная в 2.1 на первый взгляд противоречит результатам работы /59/, в которой анализировались магнитные моменты и вероятности разрешен-ных и С -запрещенных одночастичных переходов ядер в области nb а также расчетам спектров слабоколлективных состояний аномальной, 208 т І , четности в гЬ /11,12/. В этих работах использовались следующие значения констант взаимодействия g =0,8, сг =1,0 /59/; & =0,4, Р" =1,0 /11,12/. Мы не будем обсуждать более ранние работы /60/; в которых константы содержат неопределенность, связанную с неполнотой одночастичного базиса.
Надежное определение константы сг осложняется тем, что немногие ядерные характеристики чувствительны к ее валичине. Так, магнитные моменты ядер определяются изовекторной частью магнитной по-тяризуемости A/ g /26/. Для возбуждений в заряженном канале член Г вообще не дает вклада, а в нейтральном канале возникает неопределенность, связанная с тем, что в задачу входят обе константы 0"пд , Исключением являются возбуждения J = 1 в ядрах, близких к зеркальным, где уровни, построенные на "зеркальных" спин-орбиталь-шх дублетах хорошо разделены по изоспину и положение одного из определяется константой о . Такая ситуация реализуется, на 2.08 [іример, в pjj , где имеются два дублета с орбитальными момен гами -ц =5, L2. = Надежное определение константы спин-спинового взаимодействия представляет интерес для оценки степени нарушения спин-изоспиновой 5иЙ- -симметрии в атомных ядрах, в схеме которой среди прочих должно выполняться равенство Р = Д /62/.
Итак, начнем с изоскалярных состояний аномальной четности в нейтральном канале ядра го . Среда них особый интерес представляет Ij-состояние, обнаруженное недавно на эксперименте. Благодаря сильной чувствительности его положения к константе pr , анализ его энергетики представляет особый интерес для проверки зна-чения р- , полученного из описания MI-резонансов в (- а и z . Результат расчета энергии состояния ІІ в зависимости от значения константы Р представлен на рис.3. Отметим, что в зависимости от знака константы сг rf-состояние в нашем расчете расположено либо ниже полусуммы одно-частичных энергий спин-орбитальных дублетов, либо лежит выше. Вероятность возбуждения изоскалярных состояний по сравнению с изовекторнымй 1лала(при небольших Ер ( Єр) отно-сительная малость -(/gf) ), что естественно затруднило экспериментальный поиск состояния l. В реакции ( р; р ) с высоким разрешением /63/ было получено Е(4 ) =6,2 МэВ, что соответствовало в схеме работы /64/ значению рг =0,1540,2. В серии экспериментов по резонансной флюоресценции фотонов /65/ было найдено (// )=4,84 МэВ. Столь низкое значение Е( ) в нашем подходе могло быть объяснено лишь введением малой отрицательной константы Г = -0,2 /66/, пределения силы ГТ-переходов по ( р/ П ) и ( -; р )-кана лам в изотопах /Vt и исследование степени исчерпывания безмодельного цравила сумм 3( М - ).Результаты расчета силовых с&унк 60А/. 66... щи ГТ-переходов в /vi и /ус представлены на рис. 10.Отметим сразу,что в этих расчетах мы использовали одночастичные уровни потенциала Вудса-Саксона,не подогнанные к экспериментальным значениям,кроме того не учитывалось спаривание,играющее заметную роль в ядрах /и .По этой причине наши расчеты носят модельный характерно есть сопоставлять рассчитанные энергии ГТ-возбуждений с экспериментальными можно лишь в грубом приближении. Что касается силы ГТ-переходов,то ее относительное распределение по /3 и Р) 1 -каналам воспроизводится в таком расчете в целом верно.
Из рис.10 можно сделать вывод,что в /Vt основная сила + ГТ-переходов содержится в аналоговых I - возбуждениях, принадлежащих fi и р г каналам: состояние 1+, "ГТ-резонанс" и аналого-вый 1+, Т -резонанс в ( р/ П )-ветви исчерпывают 88% правила сумм, с учетом аналогового 1+ -резонанса в канале ( / , Р ) доля исчерпывания правила сумм снижается до 55%,что согласуется с систематикой исчерпывания силы ГТ-переходов в других ядрах /4,26 /. В N1 переход (іїіт)У и 5/2.) полностью блокируется, и основная сила ГТ-переходов "перекачивается" в интенсивный ГТ-резонанс в (р,П ) -канале,который исчерпывает — 64% правила сумм.
Электронное рассеяние с возбуждением магнитных состояний
Перезарядки являются важным инструментом исследования ядерных переходов, индуцируемых изовекторными взаимодействиями В этих реакциях возбуждаются состояния в изобарах ядра-мишени и тем самым изовекторные моды отделяются от изоскалярных. Далее, динамические и кинематические особенности конкретных реакций могут давать дополнительную избирательность по отношению к изовекторным переходам вполне определенного типа.
Наиболее ярким примером "динамической избирательности" служит реакция ( р/ ) при энергии протонов EL IOO МэВ, в которой цри небольших передачах импульса спин-изоспиновая компонента взаимодействия налетающего протона с нуклонами ядра доминирует над изоешшовой компонентой. Это позволило детально изучить спин-флипо-вые AL =о, ! =1 переходы - гигантские гамов-теллеровские резонанси (ГГР) - и открыть другие коллективные зарядово-обменные возбуждения в ядрах, в частности, &L = AD 1 резонансы (например, см. работу/15/ и ссылки в ней). Примером "кинематической избирательности" может служить реакция ( Li ) в случае прямого одноступенчатого механизма в этой реакции из-за правил отбора по спину и изоспину А =1, дТ =1 преимущественно должны осуществляться спин-флиповые переходы /111,112/.
В 4.S с микроскопическими переходными плотностями анализируются зарядово-обменные реакции ( Li , tje. ) и ( Р/ К- ) с возбуждением магнитных мультипольних состояний в изобарах С N /ИЗ/. Особое внимание уделено изучению низколежащего it -состояния и ГГР, которые являются характерной чертой спектров реакций перезарядки при малых углах рассеяния. Как будет показано ниже, анализ отношений дифференциальных сечений реакций перезарядки с возбуждением этих состояний с одинаковой симметрией позволяет в принципе извлекать значение спин-изоспиновой константы Сг/ и делать заключения о степени близости ядер к ТПКН. Такой метод имеет ряд преимуществ перед непосредственным сравнением рассчитанного сечения возбуждения индивидуального состояния с экспериментальным. Во-первых, отдельные состояния по случайным причинам могут быть нечувствительными к близости к ТПКН. Во-вторых, неопределенность в амплитуде взаимодействия налетающей частицы с нуклоном ядра, связанная, например, с энергетической зависимостью последней, становится гораздо менее существенной. Величина отношения сечений определяется фактически отношением кинематических структурных факторов и динамическим усилением, зависящим от степени близости ядер к ТПКН. В качестве примера проанализированы недавние эксперименты по исследованию реакции /IIQ/, выполненные в ЙАЭ им. И.В.Курчатова. Выбор легкого ядра 14 г1 L объясняется тем, что состояния в нем хорошо локализованы и спектр возбуждения хорошо изучен с помощью других реакций /114/; во-вторых,внимание к изотопам углерода обусловлено экспериментами 42С(е,е ) 2С /108/ (см. 4.2).
Среди реакций перезарядки реакция { LL t Ие ) представляет особый интерес. Во-первых, сам механизм перезарядки в этом случае должен целиком определяться спин-изоспиновым членом /III, 112/. Во-вторых, в реакциях с ионами лития, по сравнению с легкими налетающиш частицами диапазон передаваемых импульсов существенно расширен и охватывает область больших значений Cj , важную для изучения роли тензорных сил в ядерном взаимодействии. И, наконец, особенностью реакции ( Li , Не ) является слабая связь ядра п , что может привести к снижению вклада предравновесных процессов и механизма образования составного ядра в исследуемую реакцию.
До настоящего времени реакция ( Li , He ) изучалась при относительно низких энергиях пучка, лежащих в интервале 30-40 МэВ /111,112,115-117/. Из экспериментов на26 /115/, 8С& /116/ и Fe /117/, выполненных с достаточно хорошим энергетическим разрешением, видно, что по крайней мере среди нижних состояний конечных ядер интенсивнее всего возбуждаются уровни аномальной четности (1+, 3+, 5+). И, наоборот, в отличие от реакций (Д/7. ) и ( nQ, "С ) в реакции ( Ll пО. ) состояния нормальной четности (0+,2+,4+,6+) возбуждаются слабо. Следует, однако, заметить, что при низких энергиях ионов LL в реакции ( 11, пЄ ) было обнаружено проявление более сложных, чем одноступенчатый, механизмов, что затрудняет анализ.
