Поправки высших порядков в квазичастично-фононной модели для четно-четных сферических ядер

• Автор: Нгуен Динь Данг, 0
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1984
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 120 c. : ил

Глава I. ОДНОФОНОННЫЕ СОСТОЯНИЙ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ТИПА
§ I. Преобразование гамильтониана модели. Структура
и энергии однофононных Ех-состояниЙ
§ 2. Параметры модели и детали расчетов
§ 3. Влияние спин-мультипольных сил на свойства
ЕХ-состояний
§ 4. Оценки поправок к ПХФ для четно-четных сферических ядер
„Г Вы воды
Глава II‘. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ОДНО- И ДВУХФОНОННЫХ СОСТОЯНИЙ
§ I. Система основных уравнений КФМ с учетом принципа Паули и фононных корреляций в основном состоянии при нулевой температуре
§ 3. Диаграммная интерпретация уравнений КФМ.
Сравнение с другими подходами
§ 3. Уравнения КФМ с точным учетом чисел заполнения
однофононных уровней при конечной температуре
Выводы
Глава III. ОЦЕНКИ ЭФФЕКТОВ ФОНОННЫХ КОРРЕЛЯЦИЙ В ОСНОВНОМ СОСТОЯНИИ, ПРИНЦИПА ПАУЛИ И ФОНОННОГО РАССЕЯНИЯ ДЛЯ СХЕМАТИЧЕСКИХ СЛУЧАЕВ. ОПИСАНИЕ ГМР В ЧЕТНОЧЕТНЫХ СФЕРИЧЕСКИХ ЯДРАХ
§ I. Оценки эффектов фононных корреляций Б основном
состоянии, принципа Паули и фононного рассеяния
§ 2. Описание ГМР в четно-четных сферических ядрах . 91 Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Последние двадцать лет развития теоретической ядерной физики ознаменовались созданием и широким развитием микроскопических моделей структуры атомного ядра. В этих моделях атомное ядро представляет собой систему взаимодействующих нуклонов, движущихся в самосогласованном среднем поле. Роль среднего поля весьма велика: оно ответственно за многие конкретные свойства каждого ядра, за отличие ряда свойств одних ядер от других. Среднее поле описывается средним потенциалом, вид которого либо выбирается феноменологически, например, в форме потенциала Вудса-Саксона, либо вычисляется методом Хартри-Фока на основе нуклон-нуклонного взаимодействия.
Развитие микроскопических моделей началось после построения теории парных корреляций сверхпроводящего типа в атомных ядрах. Математический аппарат, который служит основой при построении теории сверхтекучести, был сформулирован еще в 1946 г. Н.Н.Боголюбовым. После важных рэбот по теории сверхпроводимости Дж.Бэр-дина, Л.Купера, Дж.Шриффер^*/ и Н.Н.Боголюбова с учениками^2/ возникла идея о применении теорий сверхпроводимости и сверхтекучести для изучения строения атомного ядра. В 1958 г. вышла работа Н.Н.Боголюбова, в которой он сформулироввл условия сверхтекучести ядерной материи^/. Б том же году О.Бор, Б.Моттельсон и Д.Пайне поставили вопрос о существовании сверхтекучих состояний в атомных ядрах^Л Все это послужило стимулом для создания последовательной теории парных корреляций сверхпроводящего типа в 8томных ядрах, которая была построена независимо С.Т.Беляевым^ и В.Г,Соловьевым^6/ и положила начало широкому изучению ядерной структуры не основе микроскопического подхода.

На основе метода Хартри-Фока-Боголюбова (ХФб/7/ было пока-зано^8/, что в гамильтониане системы частиц, взаимодействие между которыми обладает двухчастичным характером, наряду с членом, соответствующим самосогласованному среднему потенциалу, существует член, описывающий остаточные парные корреляции сверхпроводящего типа. При этом последний принципиально не может быть включен в самосогласованный потенциал. Как показали рабо-1ы/5»6/^ парные корреляции сверхпроводящего типа играют важную роль в формировании низколежащих возбуждений сферических и деформированных ядер.
В микроскопических моделях выделяются два направления: в одном для описания ядерных состояний используются модельные волновые функции, в другом - уравнения для соответствующих вершин на основе метода функций Грина. К последнему относятся работы по теории конечных ферми-систем (ТКФС) (см., например/9’10^).
Квазичастично-фононная модель (КФМ) - одна из микроскопических моделей, в которых сложность ядерных состояний отражена в многокомпонентной волновой функции. В основе КФМ лежит теория парных корреляций сверхпроводящего типа, упомянутая выше/5*6/. Математический аппарат КФМ и полученные в ее рамках результаты систематически изложены в работах/**"’^/. Квазичастично-фононная модель ядра претендует на описание широкого круга свойств возбужденных состояний атомных ядер. Область применения КФМ до настоящего времени - главным образом - промежуточные и высокие
энергии возбуждения - от 5 до 20-30 МзВ в непрерывном спектре /11,12,13,16,17/^
Характеристики ядерных возбуждений, изучающиеся в КФМ, зависят от распределения по спектру возбуждений силы простых (одно-, двух-, трахквазичаетичних конфигураций. Распределение же силы

Таблица
Энергии и <Ч10ХН1Нвв9чхЛ> 2+-состояний:
а) для ^Бт с разными значениями q^=
б) для ^Те в расчете с изоскалярньш взаимодействием
( ге^2^0, зе.(2)=0) а)
ч<2) = -1,1 Ч(2) = -1.2 ^ = -1,25
Е,МэВ <нвв^ МэВ Б, МэВ <4> МэВ Е, МэВ <НВВ> МэВ
1,66 0,065 1,66 0,130 1,66 0,163
2,642 0,043 2,642 0,086 2,642 0,108
2,744 0,059 2,744 0,118 2,744 0,148
3,123 0,071 3,122 0,141 3,122 0,177
3,669 0,041 3,668 0,082 3,668 0,102
3,873 0,018 3,873 0,036 3,873 0,045

Е,МэВ <Н§в>,МэВ <н|в> /Ег%
0,602 -0,241 40,0
2,312 -0,0354 1
2,468 -0,0099 0,4
2,533 -0,0551 2,17
2,609 -0,0154 0,59
2,648 -0,0265 1,00
Мы проанализировали результаты расчетов среднего значения

по теории возмущений в рамках ПХФ. Как ожидалось, эти значения оказываются сравнительно малыми, и следовательно применимость теории возмущений в этом случае оправдана. Иными словами, эти результаты подтверждают хорошую применимость ПХФ в форме

(1.10), в рамках которой учет членов Нвв приводит лишь к незна-