Полумикроскопическое описание фоторасщепления ядер 28Si и 32S

• Автор: Канзюба, Виктор Григорьевич
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1983
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 162 c. : ил

ГЛАВА I. МИКРОСКОПИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ ГИГАНТСКИХ
РЕЗОНАНСОВ Ю
§ I. Базис и модельный гамильтониан Ю
§ 2. Частично-дырочное приближение
1. Многочастичная модель оболочек
2. Теория конечных ферми-систем
§ 3. Учет состояний непрерывного спектра
§ 4. Включение в базис более сложных
конфигураций
Глава II. ПОЛУМИКРОСКОПИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ СТРУКТУРЫ И РАСПАДНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ГИГАНТСКОГО РЕЗОНАНСА
§ I. Полумикроскопическая модель колебаний
ядра с сепарабельными силами (ПМК)
1. Базис, модельный гамильтониан, секулярное уравнение
2. Оценка нулевых энергий
3. Обобщение ПМК на случай состояний непрерывного спектра
§ 2. Комбинированная модель фоторасщепления
1. Полупрямой фотоэффект
2. Предравновесный и равновесный
механизм фоторасщепления

Глава III. ПРИМЕНЕНИЕ ПМК И КОМБИНИРОВАННОЙ МОДЕЛИ ДЛЯ ОПИСАНИЯ СТРУКТУРЫ И РАСПАДНЫХ СВОЙСТВ ГИГАНТСКОГО ДИПОЛЬНОГО РЕЗОНАНСА ЯДЕР 28$ і И 325
§ I. Описание фоторасщепления 335
1. Выбор параметров модели
2. Процедура расчета. Чувствительность результатов расчета к выбору энергий 75 нулевого приближения
3. Результаты расчета
§ 2. Описание гигантского дипольного резонанса
ядра 23&
1. Выбор параметров ПМК
2. Результаты расчета
§ 3. Выводы ИЗ
ГЛАВА ГУ. РАСЧЕТ ФОТОРАСЩЕПЛЕНИЯ 28^і , 325 С
РЕАЛИСТИЧЕСКИМИ ПЛОТНОСТЯМИ МНОГОЧАСТИЧНЫХ-МНОГОДЫРОСНЫХ СОСТОЯНИЙ
§ I. Реалистические плотности и их использование
для описания раепадных характеристик ДГР
§ 2. Результаты расчета с реалистическими
плотностями
§ 3. Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

ЕВВДЕНИЕ
Теоретическое описание мультипольных гигантских резонансов (МГР) представляет одну из важнейших задач ядерной физики. МЕР возбуждаются в результате возмущения среднего поля ядра при взаимодействии с J-квантами, электронами, мезонами, нуклонами и другими частицами. Исключительная роль МГР определяется тем обстоятельством, что они исчерпывают от 30% до 90% энергетически взвешенных правил сумм для соответствующих операторов перехода.
Б последнее десятилетие проблеме описания МГР было уделено очень большое внимание. Этой теме посвящено сотни работ, многочисленные обзоры, несколько монографий. Однако, до сих пор уровень понимания проблемы носит скорее качественный, чем количественный характер. Достаточно сказать, что микроскопические расчеты МГР с использованием многочастичной модели оболочек или теории конечных ферми-систем могут быть пока выполнены только для легких ядер, либо для ядер с замкнутыми главными оболочками (магических ядер). Между тем надежное теоретическое описание ядерных реакций с возбуждением МГР представляет огромный интерес для практических приложений (например, при расчете некоторых типов реакторов, расчете защиты от нейтронов и во многих других случаях), так как экспериментальное исследование некоторых аспектов ядерных реакций'наталкивается на значительные трудности и требует больших материальных затрат.
Гигантские резонансы представляют собственные колебания ядра (нормальные моды). Для их описания в настоящее время используются как коллективные модели, типа гидродинамической /1-4/, так и микроскопические модели, типа приближения случайных фаз (*canclom-ph<*se ft р p^oxi mat ion -RPA ). С микроскопической точки зрения МГР

Следовательно, в этом (и только в этом) случае энергия является центроидом энергий возбуждения истинных собственных состояний ядра, по которым распределяется состояние
/9/(7 Т)Г%>,
и такое состояние можно трактовать как реальное возбуждение ядра - входное состояние, которое образуется на начальной стадии ядерной реакции, а затем распадается, распределяясь по многим собственным состояниям ядра.
Отметим, что для сильно коллективизированных ЕРА состояний неравенство (19) может выполняться даже тогда, когда базис
не удовлетворяет условию
с^0т)^|^(7дао> » «уз (21)
Для одночастичных решений 0^ (УТ)1’Ч?0'>?
условие (19) сводится к (21).
Так как
<0^(7Т)^|0^(ЭТ№„> _ _ и&
<о/р (7т)^„ | о^(эттд->ы с¥а 1 н:' 1^;■>
то притерию "физичности" одночастичных ЕРА решений можно придать более удобный для использования вид:
~ ил ^ * ЛРЫ ^ (22)
Это условие обычно хорошо выполняется для колебаний отрицательной четности и для высокоэнергичных ветвей колебаний положительной четности, так как в этом случае ы. и р> принадлежат разным главным оболочкам ядра. Для низкоэнергичных колебаний положительной четности, связанных с одночастичными переходами ^~Ле(-в валентном пространстве, можно найти массовые области, где ^4^1 (так, для ядер середины 1с1 25 оболочки 0.1). Отметим,