книги из ГПНТБ / Зелевинский, В. Г. Ядерное вращение и высокие вращательные состояния

л6 1

лЛ ^

нейтронный вклады в статический квадрупольный момент 0,0

для ядер редкоземельной области приведены в таблице 3 со­ вместно с экспериментальными данными. Детали расчетов и обсуждение погрешностей содержатся в /13/. В большинстве случаев имеется хорошее согласие с экспериментом. Причины существующей в ряде ядер недостаточности однопараметри­ ческих формул (2 .1 2 ) обсуждались в разделе 2. Таблица 3

дает много предсказаний для проверки которых пока нет данных. 12)

Т А Б Л И Ц А 3.

Сравнение вычисленных неадиабатических параметров /13 / с экспериментальными данными.

предсказания имеют лишь условный смысл.

65

10, Микроскопическая теория, разграничивающая адиа­ батическое искажение и смешивание, показывает недоста -

точность феноменологической схемы. Универсальность ре­ зультатов последней и жесткая связь .м.э. различных опера­ торов являются следствием ограничения несколькими коллег-

.;тивными степенями свободы. В то же время в микротеории,

помимо тех же колл^ективных переменных, фигурируют вза­ имодействующие с ними одночастичные степени свободы, ко­ торые описываются динамической м.п. и дают в наблюда -

емые величины (5 .5 4 , 5 6 ) вклады, специфические для каж­

дого оператора. Универсальные же вклады в оС

(5 .5 4 ), действительно имеют структуру (5 .6 4 ).

Второе принципиальное отличие от феноменологии обус­

ловлено тем, что колебательные с-шени свободы можно от­

66

ются и высшими порядками по смешиванию полос, но как уже упоминалось, они малы по сравнению с поправками от иска­ жения. Вычисление спектра (4 .1 ) проведено в работе /67/

и дает хорошее согласие с экспериментом, ликвидируя имев­ шееся в МПВ /22,23/ расхождение без введения новых па­ раметров.

Изложенный метод вычисления надиабатических эффектов

позволяет построить количественную теорию в области-

& <?Г 1 . С ростом момента и уменьшением Е из-за

разрушения спаривания параметр 8" растет и адиабати­ ческое разложение (5 .2 4 ) становится плохим.

6.' О микроскопическом описании высоких вращательных*1

состояний.

1. Микроскопической теории, корректно описывающей аномалии вращательных полос (раздел 4 ) пока не существу­ ет. Это связано как с неясностями трактовки и многообра-

67

зйем мыслимых механизмов, так и с трудностями решения квантовой задачи многих тел. Положение не спасают точно решаемые модели /68,46,69/, которые в основном учитыва ют лишь разрушение спаривания. Эти модели полезны, но вряд ли применимы к реальным ситуациям; попытки экстра­ полировать их предсказания на конкретные ядра обычно не согласуются с экспериментом.

Попытки создания теории обычно основываются на МПВ,

где рассматривается врчтение аксиального ядра вокруг оси,

перпендикулярной оси симметрии. Альтернативным является вариационный подход /70/, где пробная внутренняя функция проектируется на состояния с определенным моментом. Рас­ сматривая проекционный метод как феноменологический

/7 1/, можно показать, что он дает разумное описание вра­ щательных спектров ниже точки сингулярности. Аналогично

обещающими. Ограничиваясь приближением Хартри-Фока-

полнить квазичастицами наинизшие состояния. Находя затем средний момент

Такая программа наталкивается на ряд трудностей. Во-

первых, оператор (6 .2 ) содержит два выделенных направле­ ния - ось Z симметрии поля “5 и ось X вращения.

В такой ситуации мы Ее знаем хороших квантовых чисел. В

общем виде можно лишь рассмотреть адиабатическую область

малых Q , либо область, где основную роль играет враще

ние, а деформация мало существенна /45/. Нетрудно пока- •

зать, что если Д 6 - характерное расстояние между рас­ щепленными по деформации уровнями с |А ] з ) = I, которые

69

приближенные методы решения уравнения Шредингера с га­ мильтонианом (6 .2 ) здесь отсутствуют.

Во-вторых, и это главное, решение задачи должно быть

согласованным,.

раРй[г ' “ + ТГ-в(Х$Т^). (6-4)

Именно условия согласования определяют разрушение сверх-

текучести ( Д ) и форму ядра ( ) как функции 52..

В такой постановке задача находится на пределе возможнос­ ти современных вычислительных машин. Лишь при ограниче-

не'и малым.? одночастичным пространством (один j -уро­ вень в упоминавшейся в разделе 4 модели /52/ с выстраи­ ванием пар) и моделировании остатка фиксированным рота­ тором молено получить определенные результаты.

2.Выясним вопрос о применимости МПВ. Эта модель

(раздел 3 ) выводится из квазиклассических аналогий /16/

или из соображений сохранения момента в среднем (52. -

лагранжев множитель). Комбинируя последний подход с ме­ тодом самосогласованного поля, придем к формулировке МПВ;

совпадающей с (6 .1 ) /74/. Покажем /3/, что МПВ является частным случаем квазиклассического приближения в методе