Заключение

    Гигантский дипольный резонанс атомных ядер изучается уже больше 60 лет (с 1947 г.). За это время проведено огромное количество экспериментальных и теоретических исследований, и в настоящее время можно считать, что физика этого уникального ядерного явления понята достаточно хорошо. Гигантский резонанс присущ всем ядрам, и по яркости и универсальности своего проявления с ним, пожалуй, не сравнится ни одно ядерное «событие». Если делить ядерную физику на низкоэнергичную (ядерную спектроскопию до энергий отделения нуклона B_n,p) и высокоэнергичную (при энергиях выше B_n,p), то, по существу, основные сведения о высокоэнергичной ядерной динамике получены из исследований, непосредственно связанных с гигантским резонансом или инициированных им. Достаточно отметить, что вся физика мультипольных гигантских резонансов атомных ядер возникла из физики гигантского дипольного резонанса.
    Гигантский резонанс экспериментально изучался для большинства стабильных атомных ядер, и в настоящее время мы располагаем богатой систематикой сведений о нём по всей периодической таблице элементов. Основные сведения такого рода накоплены в Центре данных фотоядерных экспериментов НИИЯФ МГУ и являются достоянием всего мирового научного сообщества. Анализ этих обширных данных и попытки интерпретировать их в рамках различных теоретических подходов позволили совершить прорыв в понимании физики ядерных возбуждений большой энергии (физики «горячих» ядер). Более того, удалось выявить непосредственную связь этой физики со свойствами основных и низколежащих ядерных состояний, т.е. удалось объединить физику «горячих» и «холодных» атомных ядер и тем самым получить единую картину всех главных ядерных явлений.
    Ниже в сжатом виде приводятся те выводы о физике гигантского дипольного резонанса, которые следуют из внимательного (тщательного) анализа накопленных экспериментальных данных по ядерному фоторасщеплению и сопоставления их с теоретическими расчетами, выполненными в рамках различных подходов. Подчеркнем, что все эти выводы базируются, прежде всего, на огромном массиве экспериментальных данных, полученных самыми разными методами и в различных лабораториях. Потребовались серьёзный и критический анализ всех этих данных, разработка методов выявления и устранения систематических погрешностей данных параллельного типа, опубликованных разными экспериментальными группами, и сведение этих данных к некому «общему знаменателю». Благодаря этой работе, выполняемой в течение многих лет в ЦДФЭ НИИЯФ МГУ, мы впервые располагаем обширными и доступными базами не только экспериментальных, но оцененных (проанализированных по совокупности результатов разных экспериментов) данных по всем основным параметрам ГДР. Путем сопоставления именно этих во многом итоговых данных с результатами теоретических расчетов оказалось возможным сделать, по существу, окончательные выводы о той глубинной физике, которая и определяет формирование столь яркого и многообразного ядерного явления каким является гигантский дипольный резонанс.
    Одним из наиболее существенных и показательных достижений в физике ядра, непосредственно связанных с гигантским резонансом, явилось создание современного варианта многочастичной модели оболочек, позволившей в рамках сугубо микроскопического подхода объяснить возникновение коллективных ядерных возбуждений. Отметим, что физика гигантских резонансов получила и внеядерную «прописку». Электрический гигантский дипольный резонанс наблюдают и в таких неядерных системах как атомы, металлические, кластеры и фуллерены. Более того, основные теоретические подходы, используемые для описания гигантских резонансов в этих системах, прямо заимствованы из ядерной физики.
    Гигантский дипольный резонанс оказался чрезвычайно богат по своему физическому содержанию. Это хорошо видно, если рассматривать его свойства, последовательно увеличивая число нуклонов в ядре. Простейшим ядром, способным поглотить фотон, является дейтрон ²Н. Резонанс нейтрон-протонных (Е1) колебаний возникает в нём при достаточно низкой энергии 4.4 МэВ (ширина резонанса ≈ 10 МэВ), и это резонансное поглощение Е1-фотонов является доминирующим явлением для этого ядра на всей энергетической шкале (вплоть до ≈ 100 МэВ). С этой точки зрения это уже гигантский дипольный резонанс, хотя частота его n-p колебаний из-за аномальной рыхлости дейтрона ещё слишком низка по сравнению со «стандартной» частотой Е1-колебаний, присущих ГДР. Однако уже в ядрах из трёх нуклонов (³Н и ³Не) средняя энергия резонансных Е1-колебаний поднимается до 16 - 18 МэВ (при ширине резонанса ≈ 15 МэВ), и это уже «полноценный» гигантский дипольный резонанс, глобальные характеристики которого довольно систематически эволюционируют по мере дальнейшего увеличения числа нуклонов вплоть до самого конца периодической таблицы элементов.
    С точки зрения простейших коллективных моделей ГДР - это резонансные колебания протонной ядерной жидкости относительно нейтронной внутри фиксированной ядерной поверхности. Конечно, такой подход оправдан лишь для достаточно массивных ядер (А ~> 60). Эффект Даноса-Окамото, проявляющийся в массивных несферических ядрах, непосредственно демонстрирует это.
    Более фундаментальный подход к описанию ГДР использует микроскопические модели, ключевое место среди которых занимает модель оболочек. С помощью современных вариантов этой модели (многочастичная модель оболочек в приближении Тамма-Данкова или случайных фаз) в принципе можно рассчитать характеристики гигантского резонанса любого ядра. С точки зрения оболочечного подхода гигантский резонанс представляет собой группу смешанных остаточными силами Е1-переходов нуклонов из внешних заполненных или частично заполненных оболочек на свободные места в ближайшей высокорасположенной оболочке с образованием пар частица-дырка. Типичная энергия такой пары в простейшей (одночастичной) модели оболочек, т.е. без учета остаточных сил, дается средним межоболочечным расстоянием 1ħω в стандартном осцилляторном внутриядерном потенциале и оказывается в 1.5 - 2 раза ниже реальной энергии ГДР. Учет остаточных сил между нуклонами с одной стороны раздвигает одночастичные оболочки, а с другой приводит к дополнительному взаимодействию между образовавшейся при поглощении ядром фотона частицей и дыркой (частично-дырочному взаимодействию), также имеющему характер отталкивания. Всё это в совокупности повышает энергию расчётного ГДР до экспериментально наблюдаемой величины, знаменуя исторический успех многочастичной модели оболочек.
    Поучительным этапом в понимании физики гигантского резонанса явилось осознание того, что оболочечная картина ядерного фоторасщепления по-разному реализуется в легких и тяжелых ядрах. В тяжелых ядрах остаточные силы между нуклонами играют определяющую роль в формировании ГДР. Совместное остаточное взаимодействие многих частично-дырочных пар (в тяжелых ядрах число этих пар достигает » 30) оказывается столь большим, что оно нивелирует (по существу, стирает) различия между энергиями исходных (до включения остаточных сил) частично-дырочных пар. Оно формирует единое дипольное состояние, являющееся почти равномерной смесью невозмущенных частично-дырочных (1р1h) состояний, и втягивающее в себя практически всю вероятность Е1-переходов.
    Этот механизм (Брауна-Болстерли), впервые возникший в задаче описания ГДР, показывает, как возникает коллективное состояние (любое, не только ГДР) из набора простейших частично-дырочных ядерных степеней свободы, т.е. как в возбужденной системе многих отдельных нуклонов возникает их единое скоррелированное движение - ядерная коллективная степень свободы.
    В силу мощной коллективизации многих частично-дырочных конфигураций свойства ГДР в средних и тяжелых ядрах слабо меняются при переходе от ядра к ядру. В таких ядрах доминирует статистический (испарительный) механизм нуклонного распада ГДР. Ядро, поглотившее фотон, в конечном счете «забывает» о своем прошлом и своём структурном своеобразии в исходном состоянии. Поэтому свойства ГДР в средних и тяжелых ядрах определяются не индивидуальными (структурными), а усредненными характеристиками ядер. Распадные свойства ГДР массивных ядер и, в частности, его ширина связаны с фрагментацией коллективного дипольного состояния по огромному числу 2р2h и более сложных конфигураций, и, следовательно, также отражают только усредненные характеристики ядер. За счет этой фрагментации гигантский резонанс в массивных сферических ядрах имеет форму достаточно гладкого резонанса с шириной » 4 МэВ. Можно сказать, что картина ГДР в средних и тяжелых ядрах является довольно монотонной, оживляемой разве что его расщеплением из-за деформации и изоспиновым расщеплением.
    Совсем иная ситуация имеет место в легких ядрах. Во-первых, за счёт резкого опускания глубоких одночастичных уровней энергии Е1-переходов из внешней частично заполненной оболочки в свободную (переходы типа А) и из самой высокой заполненной оболочки в частично заполненную (переходы типа Б) оказываются сильно различающимися. За счет этого фактора в ряде случаев энергетический разброс Е1-конфигураций достигает 10 - 15 МэВ. Во-вторых, особенности супермультиплетной структуры самых легких ядер приводят к дополнительному расщеплению конфигураций по схемам Юнга, достигающему в ядрах 1р-оболочки 15-16 МэВ. Сильный разброс по энергии исходных конфигураций, обусловленный влиянием этих двух факторов, приводит к тому, что в легких ядрах остаточное взаимодействие оказывается не в состоянии сформировать единое дипольное состояние. Коллективизация в смысле механизма Брауна-Болстерли отсутствует. Гигантский резонанс оказывается «рассыпанным» по сильно разделенным отдельным группам состояний, на которых могут образовываться локальные дипольные подсостояния. Более того, поскольку ГДР легких ядер распадается максимально быстро (на полупрямой стадии), т.е. непосредственно из 1р1h-конфигураций, возникших сразу при поглощении ядром фотона, то вылетающие из ядра А фотонуклоны несут информацию об этих конфигурациях, которая и может быть непосредственно извлечена из экспериментов, в которых фиксируются заселяемые состояния конечных А-1 ядер. Таким образом, по сравнению с ГДР средних и тяжелых ядер, ГДР легких ядер, во-первых, формируется на основе других принципов, во-вторых, является значительно более богатым по запечатленной в нем информации. Вся совокупность этих явлений в легких ядрах носит название конфигурационного расщепления ГДР. Это явление, открытое в НИИЯФ МГУ, имеет универсальный характер. Оно проявляется в ядерных реакциях с самыми различными пробными частицами. Можно сказать, что без концепции конфигурационного расщепления вообще нельзя понять «отклик» легких ядер на действие различных зависящих от времени внешних полей. С точки зрения простейших коллективных моделей конфигурационное расщепление ГДР в легких ядрах можно интерпретировать как более быстрые дипольные колебания нуклонов внутренних оболочек по сравнению с внешними нуклонами.
    Явление конфигурационного расщепления наиболее ярко и масштабно проявляется в ядрах 1р- и 1d2s-оболочек, т.е. в области А ≤ 40. Его можно проследить вплоть до А ≈ 60. В более массивных ядрах оно исчезает. В них с ростом массового числа всё больше доминирует механизм Брауна-Болстерли. Таким образом, с ростом массового числа происходит переход от ГДР, представляющего собой широкую полосу рассыпанных по энергии отдельных 1р1h-состояний, к коллективному дипольному состоянию. Имеет место своеобразный «фазовый переход». Область массовых чисел, где происходит этот переход, можно примерно оценить в 70 - 80 нуклонов.
    Понимание различной природы формирования ГДР в легких и тяжелых ядрах позволяет окончательно разобраться в том, какие факторы, формируют ширину и структуру гигантского резонанса ядер, расположенных в разных частях периодической таблицы. Под шириной и структурой ГДР мы здесь имеем ввиду энергетический интервал, в котором группируются основные частично-дырочные Е1-переходы, и гросс-структуру сечений фотопоглощения. Основными факторами, формирующими ширину ГДР, являются процессы его расщепления:

• по энергии дипольных 1р1h-переходов из одной оболочки;
• по энергии 1р1h-переходов из разных, как правило, двух, оболочек (конфигурационное расщепление);
• связанного со спецификой квантового числа изоспина (изоспиновое расщепление);
• связанного с деформацией (несферичностью) ядра в основном состоянии.

    Эти же факторы формируют и гросс-структуру гигантского резонанса. Вся совокупность имеющихся экспериментальных данных по фоторасщеплению ядер даёт достаточно полное представление о том, какие из этих факторов «работают» в ядрах различного веса. Не отвлекаясь на детали, ограничимся краткими выводами. В легких ядрах в принципе могут быть существенными все перечисленные факторы, но наиболее масштабные и хорошо фиксируемые экспериментом являются конфигурационное и изоспиновое расщепление. Они, как правило, дополняют и усиливают друг друга. Что касается деформации, то нет прямых экспериментальных свидетельств не только в пользу её определяющего влияния на характеристики ГДР легких ядер, но даже на сколько-нибудь заметное влияние на них. Причина этого до конца не ясна. Возможно, деформация влияет на характеристики ГДР легких ядер «параллельно» и в ту же сторону, что конфигурационное и изоспиновое расщепление, но, поскольку её влияние менее масштабно, то оно тонет в проявлениях более сильных факторов. Вторая возможная причина – это потеря легким ядром при поглощении высокоэнергичного фотона своей статической деформации, присущей основному состоянию. К этой теме мы ещё вернёмся ниже.
    В средних и тяжелых ядрах конфигурационное расщепление перестает оказывать существенное влияние на глобальные характеристики ГДР. Что касается изоспинового расщепления, то оно по мере роста массы ядра (и одновременно нейтронного избытка N – Z) также утрачивает влияние на ширину и гросс-структуру гигантского резонанса, поскольку T_>-ветвь сечения фотопоглощения с увеличением А быстро вырождается и уходит далеко за максимум ГДР. В этих условиях на первый план выходит деформация. Её проявление составляет содержание эффекта Даноса-Окамото, существование которого доказано многими экспериментами. Показательным является то, что характер и величина деформационного расщепления ГДР в средне-тяжелых и тяжелых несферических ядрах являются именно такими, которые следуют из характера и величины её статической деформации. Это означает, что массивное ядро, поглотившее высокоэнергичный фотон, не утрачивает этой деформации за время жизни ГДР (10^–19 – 10^–18 с). На вопрос о том, почему в ядре с энергией возбуждения ≈ 15 МэВ за это достаточно длительное по ядерным меркам время (до 10⁴ ядерных времён) не только не разрушается исходная форма ядра, но даже и не нарушается сколько-нибудь заметно, ответ может быть следующим. В формировании гигантского резонанса участвуют нуклоны двух самых внешних ядерных оболочек. Таким образом, в тяжелом ядре основной нуклонный остов, лежащий под внешними оболочками, вообще не затрагивается процессом фоторасщепления. В тяжелом ядре этот остов – основная часть ядра и именно с его поляризацией дальнодействующими остаточными силами связано появление несферичности ядра в основном состоянии. Фотоны, формирующие ГДР, вызывают дипольные протон-нейтронные колебания в поверхностном ядерном слое и поэтому не влияют на поляризацию остова.
    В легких ядрах ситуация иная. Все оболочки (в 1р-ядрах) или две из трех оболочек (в 1d2s-ядрах) вовлечены в процесс фоторасщепления, и поэтому естественно ожидать, по крайней мере, частичной потери ядром его исходной (статической) деформации. В какой степени более быстрый (за время ≈ 10^–21 сек) распад ГДР легкого ядра способствует сохранению деформации, неясно.
    Кратко остановимся на проблеме промежуточной и тонкой структуры ГДР. Она по-разному «решается» в легких и тяжёлых ядрах. В легких ядрах из-за сравнительно низкой плотности роль 2р2h-конфигураций в формировании промежуточной структуры незначительна. Эта структура определяется разбросом 1р1h-конфигураций в пределах одной оболочки. Тонкая структуры ГДР наблюдается у легких ядер с числом нуклонов > 20. Именно за её возникновение в таких легких ядрах и отвечают 2р2h-конфигурации.
    В средних и особенно тяжелых ядрах плотность 2р2h-конфигураций, на которые могут распадаться входные 1р1h дипольные состояния, огромна. Поэтому эти конфигурации формируют не только ширину ГДР массивных ядер, но и его промежуточную и тонкую структуру. Структурные эффекты разброса 1р1h-состояний в таких ядрах, в отличие от легких ядер, несущественны и подавлены сильной коллективизацией этих состояний.
    В целом рассмотрение физики гигантского резонанса показывает, что он весьма чувствителен к структурным особенностям ядер, особенно легких. Изменение числа нуклонов в ядре на 1 – 2 способно радикальным образом изменить форму и ширину ГДР. Эта тонкая настроенность параметров ГДР на структурную индивидуальность ядер делает его необычайно ценным инструментом ядерно-физических исследований. Для того, чтобы ещё раз подчеркнуть это представим себе гипотетическую ситуацию, когда различные ядра в плане особенностей своей внутренней структуры почти не отличаются друг от друга. Ядра различной массы - это просто кусочки одной и той же ядерной материи большего или меньшего объема. С точки зрения оболочечного строения такое единообразие предполагает существование у всех ядер системы одночастичных уровней, каркасом которой являются осцилляторные оболочки сферического потенциала. В этом случае во всех ядрах мы будем иметь ГДР в виде узкого одиночного резонанса с энергией 1ħω ≈ 41·А^–1/3 МэВ. В таком «максимально упрощенном» ГДР отражена как одинаковость всех ядер в смысле их оболочечного строения (все ядра имеют одинаковые расстояния между оболочками), так и одинаковость формы ядер (все ядра сферические). К этой оболочечной и сферической симметрии мы добавим и N – Z симметрию, т.е. будем считать, что у всех ядер число нейтронов равно числу протонов (все ядра самосопряженные). В этом случае «осцилляторный» Е1-резонанс, которым мы наделили все ядра, будет у всех у них иметь и один и тот же изоспин T_> = 1.
    Теперь будем последовательно возвращаться к реальным ядрам. Сначала обратимся к их оболочечному строению. Осцилляторная однородность оболочек (их эквидистантность и, соответственно, вырожденность по межоболочечному расстоянию) снимается реальными нуклон-нуклонными силами и, прежде всего их остаточной составляющей. Это сильно опускает энергии глубоких оболочек (особенно в легких ядрах) по сравнению с внешними оболочками и это расщепление по межоболочечному расстоянию немедленно приводит к конфигурационному расщеплению ГДР. В массивных ядрах масштаб этого межоболочечного расщепления быстро уменьшается и его следы стираются возросшим эффектом коллективизации 1р1h-конфигураций остаточными силами.
    Откажемся теперь от однородности ядерной формы, т.е. от сферичности всех ядер. Снятие вырождения ядерной формы также осуществляется остаточными нуклон-нуклонными силами (их дальнодействующей частью, поляризующей ядерный остов). Теперь наряду с сферическими ядрами мы получаем и несферические и ГДР обогащается эффектом Даноса-Окамото.
    И, наконец, откажемся от N –Z симметрии. Эта симметрия (вырожденность по числу нуклонов каждого типа) снимается кулоновскими силами. При этом подавляющая часть ядер превратится в несамосопряженные ядра (N >Z) и возникнет расщепление гигантского резонанса по изоспину.
    Из этого схематического примера, с одной стороны, хорошо видно, как гигантский резонанс отслеживает структурные изменения ядер. С другой стороны мы убеждаемся, что многообразие характеристик ГДР определяется, прежде всего, потерей ядрами однородности (симметрии) их оболочечного строения, однородности (симметрии) формы и N –Z симметрии.
    Существование в течение многих лет существенных проблем систематического различия данных разных экспериментов, обусловлено целым рядом специфических трудностей проведения экспериментов на фотонных пучках. Главным из них, безусловно, является отсутствие до настоящего времени пучков реально моноэнергетических фотонов. Аппаратные функции экспериментов с различными квазимоноэнергетическими фотонами, во-первых, имеют очень сложные формы, а во вторых, существенно различаются в разных экспериментах.
    Сложные формы аппаратных функций разных экспериментов приводят к различиям определяемых сечений по всем основным параметрам – форме, величине и энергетическому положению. Совместный анализ с единых позиций результатов разных экспериментов позволяет выработать методы учета имеющихся систематических расхождений и с их помощью привести результаты таких экспериментов к согласию. Это позволяет получить оцененные сечения фотоядерных реакций, свободные от таких расхождений и имеющих высокие не только статистическую, но и полную погрешности, что открывает возможности для получения не только для существенного уточнения имеющихся данных, но (во многих случаях) и для получения новых физических результатов.
    Вместе с тем, окончательное решение не только обсуждавшихся выше, но и многих других проблем определения точности и надёжности экспериментальных фотоядерных данных, несомненно требует проведения новых измерений с истинно моноэнергетическими фотонами на установках нового поколения. При этом всё сказанное свидетельствует о необходимости сочетать открывающиеся возможности установок с пучками реально моноэнергетических фотонов с надежными методами определения интенсивности потока фотонов, эффективности регистрирующей аппаратуры и множественности продуктов реакций.

    Работа поддержана Госконтрактом № 02.513.12.0046, грантами Президента РФ №№ НШ-1619.2003.2, НШ-5365.2006.2 и НШ-485.2008.2 для поддержки молодых российских учёных и ведущих научных школ и в течение ряда лет частично поддерживалась грантами РФФИ № 99-07-90015, 03-07-90431, 04-02-16275, 04-07-99601.

    В заключение авторы выражают благодарность доценту Кафедры общей ядерной физики Физического факультета МГУ к.ф.-м.н. М.Е.Степанову, к.ф.-м.н. Д.С.Руденко и Н.Н.Пескову за полезные обсуждения и большую помощь в обработке, анализе, интерпретации и представлении данных, программистам С.Ю.Комарову и В.В.Чеснокову – за помощь в проведении расчетов и оформлении работы.