3.3.1. Проблемы описания структуры

Рис. 6. Сравнение сечений реакции 16O(γ,xn), полученных в разных экспериментах при близких значениях энергетического разрешения: точки с ошибками - эксперимент, выполненный в МГУ на пучке тормозного -излучения энергетическое разрешение Δ= 200 кэВ; квадраты - эксперимент, выполненный на пучке квазимоноэнергетических аннигиляционных фотонов в Сакле (Франция) [26], Δ = 180 – 280 кэВ; звёздочки – аналогичный эксперимент, выполненный в Ливерморе (США), Δ = 200 – 300 кэВ.

    Как было отмечено выше, положение по энергии и общая форма ГДР как в сферических, так и в деформированных ядрах достаточно хорошо описываются в рамках простейших коллективных моделей ядра [8].
    Однако ни одна из них не претендует на описание наблюдаемых экспериментально структурных особенностей ГДР – значительного количества резонансов различной ширины и формы, часто распределенных в области энергий, ширина которых достигает (а в отдельных случаях превышает) 10 МэВ. Эксперименты, выполненные с достаточно высоким энергетическим разрешением, выявляют структуру ГДР трех видов – грубую (гросс), промежуточную и тонкую.
    Такие структурные особенности отчетливо проявляются, например, в случае реакции ¹⁶O(,xn), 3 сечения для которой, определенные разными методами, приведены на Рис. 6. Видны особенности с шириной ~ 5 МэВ (собственно ГДР, расположенный при энергии около 24 МэВ), с шириной ~ 1 МэВ (резонансы при энергиях ~ 17, 19, 21, 23, 25 МэВ) и с шириной ~ 100 кэВ.

Рис. 7. Экспериментальная и предсказываемая статистической теорией зависимости от массового числа А ядра мишени относительного вклада сечения фотопротонной реакции в полное сечение фотопоглощения [5] .

    Кроме того, определенные трудности возникают при описании с их помощью распадных характеристик гигантского резонанса:

• экспериментальные выходы фотопротонов [5] в тяжелых ядрах (Рис. 7) превышают предсказываемые статистической теорией в 10² - 10³ раз;
• совершенно не описываются большая ширина и сложная форма (промежуточная и тонкая структура) ГДР;
• фотонуклонные спектры существенно отличаются от статистических по форме;
• угловые распределения фотонуклонов, как правило, не являются изотропными, как того требует статистическая теория.

    Необходимость преодоления указанных трудностей потребовала разработки сначала одночастичной, а затем многочастичной модели оболочек [9, 10]. Последняя, предсказывая появление сильных когерентных Е1 возбуждений в области энергий существенно больших, чем энергии одночастичных электрических дипольных колебаний, оказывается в состоянии правильно описать энергетическое положение ГДР.
    При этом форма ГДР описывается лишь приблизительно: предсказываемый спектр Е1 возбуждений оказывается чрезвычайно бедным (учет остаточного взаимодействия приводит, как правило, к формированию одного – двух когерентных (коллективных) состояний, исчерпывающих практически всю дипольную сумму). Развитие модели путем дополнения обычных возбуждений типа «одна частица – одна дырка (1p - 1h), многочастично многодырочными возбуждениями, расширения их возможного базиса путем единого описания различных коллективных движений (вращений, поверхностных колебаний, дипольных колебаний ядра), а также взаимодействий между ними позволило приблизиться к описанию структуры ГДР.
    На основании сказанного можно сделать заключение о том, что коллективные входные 1p - 1h состояния определяют гросс-структуру (ширины ~ несколько МэВ) ГДР, связь входных состояний с более сложными состояниями коллективного характера приводит к формированию резонансов (с шириной ~ МэВ) промежуточной структуры ГДР, а взаимодействие входных состояний ядра с неколлективными многочастично многодырочными возбуждениями - к появлению резонансов с шириной ~ 100 кэВ.

3.3.2. Проблемы описания ширины

    Несмотря на очевидные успехи современных коллективных и микроскопических моделей в описании ГДР, интерпретация его формы и большой ширины далека от завершения. Это обусловлено целым рядом обстоятельств, из которых следует отметить большие вычислительные трудности и отсутствие до сих пор достоверной информации о ряде важных параметров теории.
    Вместе с тем большое значение для описания наблюдаемых экспериментально параметров ГДР, его проявлений в сечениях различных парциальных реакций, соотношений вероятностей различных каналов распада имеют эффекты, обусловленные различием конфигурационной структуры ядерных оболочек и действием правил отбора по изоспину.

Конфигурационное расщепление гигантских дипольных резонансов.

    Суть концепции конфигурационного расщепления [11] ГДР, наиболее ярко проявляется в области легких (A ≤ 40) ядер. Она заключается в том, что в таких ядрах, в отличие от средних и тяжелых, не формируется узкий пик, отвечающий коллективным колебаниям всех протонов ядра относительно всех его нейтронов с некоторой единой частотой. Дипольные колебания в значительной степени утрачивают коллективную природу.
    Интенсивное дипольное поглощение фотонов происходит не в области единого максимума ГДР, а в достаточно широкой (10 – 20 МэВ) области энергий. При этом фотоны из области меньших энергий формируют ветвь “I” (низкоэнергетичная компонента σ_нэ) ГДР, обусловленную переходами нуклонов из внешней частично заполненной оболочки в ближайшую свободную оболочку. Фотоны из области больших энергий формируют ветвь “II” (высокоэнергетичная компонента σ_вэ), обусловленную переходами нуклонов из внутренней заполненной оболочки во внешнюю частично заполненную. Физическая причина такого расщепления ГДР заключается в том, что в легких ядрах заметную роль играет пространственно обменная часть нуклон нуклонного взаимодействия. Благодаря действию пространственно обменных сил и нелокальности нуклон нуклонного взаимодействия и возникает сильный сдвиг по энергии глубоких дырочных состояний, отвечающих внутренним заполненным оболочкам ядра.
    На Рис. 8 приведена схема конфигурационного расщепления ГДР легкого ядра ⁷Li, для которого оно должно иметь величину ~ 10 МэВ.
    Наиболее ярким проявлением эффектов конфигурационного расщепления является заметное различие энергий фотонуклонов, соответствующих двум указанным группам переходов. На Рис. 9 для ядра ⁷Li представлены реакции, в котроых проявляются обе компоненты расщепления.
    Слева перечислены реакции компоненты «I» - в них не происходит разрушения кора ядра лития – ядра гелия или α-частицы, и она присутствует среди продуктов реакций. Справа перечислены реакции компонеты «II» - в них α-частица разрушается, и среди продуктов реакций отсутствует.
    Следует отметить, что и для более тяжелых ядер, например, ядер 1f-2p оболочки величина расщепления, обусловленного этими эффектами, может достигать нескольких МэВ, а для ядер 1s оболочки – десятка МэВ.

Рис. 8. Схема конфигурационного расщепления ГДР ядра 7Li.

Рис. 9. Перечень реакций, формирующих 2 конфигурационные компонеты ГДР ядра 7Li. Слева – реакции компоненты «I», справа – компоненты «II».

    С одной стороны, распад высоковозбужденных состояний гигантского резонанса ядра (N, Z) с изоспином T_> по нейтронному каналу на основной и низколежащие уровни конечного ядра (N   1, Z) запрещен правилами отбора по изоспину, поскольку нейтрон, уносящий изоспин ½, не может оставить конечное ядро в состоянии с изоспином T = T₀ - 1/2.
    С другой стороны, распад уровней гигантского резонанса, имеющих изоспин T_<, по протонному каналу на состояния конечного ядра (N, Z - 1) по сравнению с распадом более высоко расположенных уровней с изоспином T_> сильно подавляется кулоновским барьером ядра. Таким образом, распад состояний гигантского с изоспином T_< должен идти преимущественно по нейтронному каналу, а с изоспином T_> – по протонному: гигантский резонанс с T_> будет проявлять себя главным образом в фотопротонной реакции, а гигантский резонанс с T_< – в фотонейтронной.Для детального изучения таких эффектов необходима информация не только об энергетических спектрах выбиваемых фотонуклонов, но и о парциальных и полных сечениях реакций с их образованием: необходимо знать не только с какого именно состояния возбужденного ядра испускается нуклон определенной энергии, но и на какое состояние конечного ядра происходит этот переход. Поскольку заселение ядерных оболочек протонами и нейтронами происходит по-разному, для детального изучения эффектов конфигурационного расщепления ГДР необходима информация об обоих каналах его распада.

Изоспиновое расщепление гигантских дипольных резонансов.

    В начале шестидесятых годов было установлено, что изоспин является хорошим квантовым числом. Тот факт, что состояния ядра характеризуются определенным значением изоспина, существенным образом сказывается на особенностях различных ядерных реакций, в том числе и реакций, вызываемых электромагнитным излучением. Суть концепции изоспинового расщепления ГДР [12 - 14] наиболее ярко проявляющегося в области средних и тяжелых ядер, заключается в следующем. В соответствии с правилами отбора по изоспину, в ядрах с N = Z конечными состояниями будут являться состояния с одним значением изоспина Т = 1. При взаимодействии налетающих γ квантов с ядром, имеющим изоспин основного состояния Т₀ = (N   Z)/2 ≠ 0, в нем происходит (Рис. 10) возбуждение двух групп уровней с изоспинами Т_< = Т₀ и T_> = Т₀ + 1, которые концентрируются при разных энергиях возбуждения.
    Центр гигантского резонанса с T_> располагается при более высоких энергиях, чем центр тяжести гигантского резонанса с T_<. Это позволяет более правильно описать ширину ГДР.

3.3.3. Проблемы описания интегрального сечения фотопоглощения

    Несмотря на то, что предсказания дипольного правила сумм (9) считаются вполне удовлетворительными оценками абсолютных величин ГДР (12), сравнение конкретных значений [15] интегральных сечений реакций (γ,sn), (γ,p) и (γ,abs) – соответственно σ^инт(sn), σ^инт(p) и σ^инт(abs) – с такими предсказаниями (Таблица 1) выявляют весьма пеструю картину.

Рис. 10. Схема возбуждения и распада по нейтронному и протонному каналам состояний ГДР с различными значениями изоспина (пунктир – переходы, запрещенные законом сохранения изоспина).

Таблица 1.

Сравнение величин [15] интегральных сечений реакций (γ,sn), (γ,p) и (γ,abs) – соответственно σ^инт(sn), σ^инт(p) и σ^инт(abs) – с предсказаниями дипольного правила сумм.

    В то время, как для одних ядер действительно наблюдается удовлетворительное согласие, для других обнаруживаются существенные расхождения, причем как в одну, так и другую сторону.
    Следует отметить, что имеется большое количество случаев, когда экспериментальные величины ГДР заметно превышают оценки дипольного правила сумм. Эти расхождения оказываются настолько значительными, что для их объяснения в ряде теоретических исследований было введено понятие эффективной массы нуклона внутри ядра, отличающейся от массы нуклона в свободном состоянии.
    Детальный анализ приведенных данных выявляет их вполне определенную зависимость от способа получения. Так, например, абсолютные значения сечений фотопоглощения, полученных в экспериментах с тормозным γ-излучением, отличаются от результатов экспериментов, выполненных на пучках квазимоноэнергетических аннигиляционных фотонов.
    Более того, сравнение данных и того и другого типа, полученных в разных лабораториях, также отличаются друг от друга. Очевидно, что подобные расхождения являются следствием присутствия в данных неучтенных систематических погрешностей. Определение их величины и степени вляния на результат измерений, разработка методов их учета существенно меняют ситуацию с оценкой абсолютной величины ГДР.
    Более подробно описание основных характеристик ГДР может быть получено в работах [16 – 21].