10.7. Пример: пионоподобные 2-состояния в ...

В качестве конкретного примера пионоподобных возбуждений рассмотрим состояния ядра 160 с и изоспином Главные конфигурации модели оболочек с низшей энергией получаются путем переноса нуклона с заполненной -оболочки на открытую оболочку На рис. 10.14 показаны пять состояний, являющихся результирующими невозмущенными частично-дырочными возбуждениями.

Поучительно исследовать чувствительность спектра изовекторных -возбуждений к изменениям спин-изоспиновой силы. Взаимодействие в состояниях с такими квантовыми числами определяется в основном конкуренцией притягивательного однопионного обмена и отталкивательного члена, пропорционального в уравнении (10.55). Для теперешней цели будем пренебрегать -обменом и рассмотрим схематическое взаимодействие в виде

Рис. 10.14. Энергии частично-дырочных состояний в приближении случайных фаз как функции ферми-жидкостнош параметра Слева: положения невозмущенных уровней, определяемые одночастичными энергиями нуклонов и дырок справа: положения экспериментальных состояний ил из обзора Ajzenberg-Selove, 1986. Указанные на рисунке квантовые числа для частично-дырочных состояний относятся к орбиталям невозмущенных одночастичных конфигураций (получено из работы Meyer-ter-Vehn, 1981).

Далее эффекты этого взаимодействия можно изучить в приближении ПСФ. В настоящем случае модельное пространство частично-дырочных конфигураций ограничено теми пятью состояниями, о которых упоминалось выше. А-дырочные состояния явно не рассматриваются и поэтому должны быть включены в соответствующее эффективное взаимодействие Аналогичная процедура приводит к появлению перенормирующих множителей для

Важный фактор возникает в продольной по спину части, которая умножается на

Здесь величина

дается уравнением (5.104), и мы предположили, что

На рис. 10.14 показаны типичные результаты для энергий -состояний в 160. Наиболее яркой особенностью является эволюция коллективной спин-изоспиновой моды при малых При уменьшении до значения эта мода быстро превращается в мягкую моду с нулевой энергией. В этой ситуации полностью проявляется притяжение однопионного обмена (в основном — от его тензорной компоненты). Детальный анализ показывает, что формфактор этого состояния имеет резкий пик при переданном импульсе В этой области сосредоточивается почти вся интенсивность спин-изоспинового перехода на

Приведенный пример служит иллюстрацией аналога фазового перехода к пионному конденсату в бесконечной ядерной материи (см. раздел 5.12), но для случая конечного ядра. Напомним, что такой фазовый переход связан с величинами в том же интервале значений и с критическим импульсом

В конечных ядрах коллективная пионная мода не может проявляться так, как она реализуется в ядерной материи, т.е. в виде плоской волны Вместо этого она принимает вид сферических волн в ядерном объеме радиуса Я: мы находим почти вырожденные изовекторныё моды с вплоть до максимального углового момента . В настоящем случае ядра мода на самом деле является модой с максимальным спином. Ее сопровождают моды с качественно подобными свойствами.

Сравнение с экспериментально наблюдаемым спектром состояний в ядре приведенном на рис. 10.14, тотчас же показывает, что малые значения при которых образовывался бы пионный конденсат, определенно исключены. Из рисунка ясно, что этот спектр лучше всего описывается при значениях притяжение от ОПО тоща уравновешено -талкивательным так что общее взаимодействие является слабым и наши состояния лишь слегка сдвигаются от своих невозмущенных положений в модели оболочек.