8. Конфигурационное расщепление гигантского дипольного резонанса

    Явление конфигурационного расщепления гигантского резонанса состоит в расщеплении по энергии электрических дипольных переходов нуклонов из разных оболочек. Нуклоны разных оболочек могут участвовать в формировании ГДР в немагических ядрах, а таких ядер подавляющее большинство. В немагических ядрах внешняя оболочка незамкнута, в связи с чем возможны две ветви Е1-переходов (см. рис. 41). На этом рисунке на примере ядер с незамкнутой внешней 1d2s-оболочкой (т.е. ядер, заключенных между дважды магическими ядрами ¹⁶О и ⁴⁰Са) показано как возникают две ветви ГДР - ветвь А переходов из внешней незаполненной 1d2s-оболочки в ближайшую свободную оболочку 1f2p (1d2s→1f2p) и ветвь Б переходов из наименее глубокой полностью заполненной оболочки 1р в частично заполненную внешнюю оболочку 1d2s (1р→1d2s). Эти переходы имеют разные средние энергии. Переходы Б имеют бóльшую энергию, чем переходы А, в силу чего эти две ветви ГДР оказываются расщепленными по энергии так как показано на рисунке. По существу можно говорить о возникновении в ядрах с незамкнутыми оболочками двух гигантских дипольных резонансов (А и Б) или двух его ветвей.

Рис. 41. Возникновение конфигурационного расщепления гигантского дипольного резонанса у ядер 1d2s-оболочки

    Конфигурационное расщепление возникает за счет того, что расстояние между ядерными оболочками уменьшается по мере перехода от внутренних оболочек к внешним. Это иллюстрируется рис. 42, на котором приведена сводка энергий связи протонов на различных оболочках легких ядер (А ≤ 60), полученных по данным реакций квазиупругого выбивания протонов (р,2р) и (е,е'р) [53, 54]. Видно, что энергия связи нуклона замкнутой оболочки, участвующего в формировании гигантского резонанса, довольно быстро увеличивается с ростом числа частиц во внешней незаполненной оболочке, тогда как энергия связи нуклона на поверхности Ферми, куда попадает нуклон из замкнутой оболочки, меняется слабо и остается почти постоянной.
    Энергия связи нуклона на замкнутой оболочке зависит примерно линейно от числа валентных нуклонов. Например, при заполнении нейтронной оболочки замкнутые уровни протонной оболочки смещаются вниз на величину

где N - число нейтронов в валентной оболочке, а

соответственно, для ядер 1p-, 1d2s- и 1f2p-оболочек.
    Благодаря такому поведению замкнутых оболочек Е1-переходы из этих оболочек смещаются относительно переходов из внешней оболочки в сторону больших энергий. Можно показать, что подобное поведение энергий связи нуклонов разных оболочек, в конечном счете, объясняется влиянием пространственно-обменных нуклон-нуклонных сил Майораны.

Рис. 42. Энергии связи протонов различных оболочек легких ядер по данным реакций квазиупругого выбивания протонов (р,2р) и (е,е'р)

    В качестве примера вновь рассмотрим ядро ¹²С, относящееся к ядрам 1р-оболочки. Экспериментальное сечение фотопоглощения этого ядра и данные теоретического расчета показаны на рис. 26 (§6). Для этого ядра наиболее сильные переходы типа А это переходы 1p_3/2→1d_3/2, а наиболее сильные переходы типа Б это переходы 1s_1/2→1p_1/2. Энергии этих переходов в нулевом приближении составляют соответственно 15.0 и 27.6 МэВ [34], т.е. различаются почти на 13 МэВ. 90% этой большой разницы возникает за счет сильного опускания замкнутой оболочки 1s относительно внешней оболочки 1р, вызванного силами Майораны, и хорошо видного из экспериментальных данных, приведенных на рис. 42.
    Столь большое различие в энергиях Е1-переходов из разных оболочек приводит к тому, что частично-дырочная часть остаточного взаимодействия оказывается не в состоянии собрать всю или значительную часть вероятности электрических дипольных переходов в одном-двух близких по энергии когерентных состояниях и сформировать компактный гигантский резонанс. Это хорошо видно из рис. 26, из которого следует, что энергетическое различие (≈13 МэВ) между Е1-переходами из внутренней (1s) и внешней (1p) оболочками в ядре ¹²С сохраняется и после учета частично-дырочного взаимодействия. Его учет приводит, по существу, лишь к сдвигу вверх по энергии Е1-переходов нулевого приближения на величину ≈10 МэВ. При этом сдвинутые уровни сохраняют свою одночастичную природу, т.е. формируются в основном одной 1p1h-конфигурацией. Таким образом, в данном случае (также как и в случае других лёгких ядер) эффект Брауна-Болстерли полной или существенной коллективизации отсутствует. Дипольные переходы нуклонов из разных оболочек вследствие неполной (по существу, слабой) коллективизации частично-дырочных конфигураций остаются в различных энергетических областях. ГДР оказывается «рассыпанным» по некоторым энергетически разделенным группам локальных дипольных переходов. Т.е. имеет место конфигурационное расщепление ГДР, которое и определяет основные черты этого резонанса в легких ядрах.
    Явление конфигурационного расщепления гигантского резонанса было предсказано и теоретически обосновано в начале 1960-х годов в НИИЯФ МГУ В.Г. Неудачиным, В.Г. Шевченко, Р.А. Эрамжяном и Н.П. Юдиным [55-57]. Экспериментально оно было доказано также в НИИЯФ МГУ работами Б.С. Ишханова и И.М. Капитонова [58, 59]. Детально это явление описано в обзорах [60, 61].
    Прежде чем рассматривать далее явление конфигурационного расщепления гигантского резонанса, кратко остановимся на постановке экспериментов, которые позволили его непосредственно наблюдать. В этих экспериментах изучается нуклонный (протонный или нейтронный) распад ГДР с заселением отдельных уровней конечного ядра (см. рис. 43). Определить, какой уровень i и с какой вероятностью заселяется в результате вылета из ядра А фотонуклона можно, либо измеряя энергетические спектры фотонуклонов, либо измеряя спектры гамма-квантов девозбуждения γ', снимающих возбуждения конечного ядра А-1. Обычно осуществляют оба типа экспериментов (спектрометрирование нуклонов и гамма-квантов), которые хорошо дополняют друг друга.
    Заселяемые уровни в конечном ядре имеют энергии возбуждения E_i существенно (по крайней мере, на энергию B_p,n ≈ 10 МэВ, где B_p,n - энергия отделения протона (нейтрона)) меньше энергий высоколежащих состояний ГДР, имеющих величину ≈20 МэВ. Заселяемые состояния ядра А-1 в основном являются низколежащими и изучены существенно лучше, чем высокорасположенные состояния ГДР ядра А. В частности известно, какие из заселяемых состояний являются дырочными (1h) относительно изучаемого ядра А, а какие нет. Знание природы заселяемых при распаде ГДР конечных состояний ядра А-1 позволяет извлечь новую ценную информацию о состояниях ГДР ядра А (см. также рис. 23).

Рис. 43. Нуклонный распад гигантского дипольного резонанса ядра А с заселением отдельных уровней конечного ядра А-1

    Применительно к ядрам 1d2s-оболочки (рис. 41) программа экспериментального исследования конфигурационного расщепления ГДР выглядит следующим образом. Изучаются фотонуклонные реакции (γ,p_i) и (γ,n_i) с заселением отдельных (i-х) уровней конечных ядер. Если произошел полупрямой распад состояния ГДР типа А, т.е. отвечающего Е1-нуклонному переходу 1d2s → 1f2p, то из ядра вылетел 1f- или 2p-нуклон, а конечное ядро А-1 осталось в состоянии, которое является дыркой в оболочке 1d2s ядра А (обозначим его как. 1d2s^-1). В этом случае мы увидим заселение такого состояния ядра А-1, которое (по отношению к ядру А) имеет дырочную структуру , или . Если же произошел полупрямой распад состояния гигантского резонанса типа Б (1р → 1d2s), то из ядра вылетел 1р- или 2s-нуклон, а конечное ядро А-1 осталось в состоянии, которое является дыркой в оболочке 1р ядра А (1р^-1). При этом будет зафиксировано заселение состояния ядра А-1, которое (по отношению к ядру А) имеет дырочную структуру или . Изучая зависимость сечений всех основных парциальных фотонуклонных реакций σ(γ,p_i) и σ(γ,n_i) от энергии E_γ во всей области ГДР, можем составить из этих сечений две суммы - сумму парциальных сечений заселения дырочных состояний 1d2s^-1 и сумму сечений заселения дырочных состояний 1р^-1. Эти два суммарных сечения и дадут нам компоненты А и Б гигантского резонанса.
    Конечно, описанный способ разделения ГДР на компоненты А и Б применим лишь тогда, когда полупрямой распад гигантского резонанса доминирует или хотя бы составляет значительную его часть. Это справедливо для рассматриваемых нами лёгких ядер (А ≤ 60). В любом случае описываемые эксперименты по определению сечений реакций (γ,p_i) и (γ,n_i) позволяют определить вероятность полупрямого механизма распада ГДР и установить является ли он доминирующим для данного ядра или нет. Если вероятность полупрямого механизма распада ГДР для данного ядра незначительна, то это означает, что при распаде состояний гигантского резонанса будут заселяться не дырочные уровни конечного ядра (1h), а уровни более сложной природы типа 1р2h, 2p3h, и т. д., в которых информация об исходных частично-дырочных конфигурациях состояний ГДР уже потеряна. В этом случае описываемые опыты, по крайней мере, позволяют установить количественное соотношение между вероятностями статистического и полупрямого распада ГДР.
    Информацию о дырочных (и частичных) уровнях ядер получают в реакциях однонуклонной передачи - срыва и подхвата, типа (n,d), (p,d), (d,³He), (³He,⁴He). Глубокие дырочные уровни исследуют в реакциях квазиупругого выбивания нуклонов (р, 2р), (е,е'р), (е,е'n). Эти реакции позволяют определить спин-четность заселяемого дырочного уровня (принадлежность к той или иной подоболочке) и его спектроскопический фактор S^-(i), который характеризует «степень дырочности» уровня i (насколько он близок к чистому дырочному состоянию 1h или какая доля дырочного возбуждения заключена в данном уровне). Каким образом спектроскопический фактор характеризует «дырочность» уровня показывает следующее соотношение, имеющее смысл спектроскопического правила сумм для протонных дырок:

(80)

где C² = 2T/(2T + 1)  (Т - изоспин конечного ядра А-1), - число протонов на данной подоболочке nlj в ядре А и суммирование проводится по всем состояниям конечного ядра А-1, среди которых распределена протонная дырка в подоболочке nlj ядра А. Из соотношения (80) следует, что если протонная дырка в подоболочке nlj ядра А сосредоточена в единственном состоянии конечного ядра А-1, то данное состояние является чистой протонной дыркой в этой подоболочке и должно иметь максимально возможный спектроскопический фактор, определяемый равенством . Если же протонная дырка в подоболочке nlj ядра А разбросана по нескольким уровням ядра А-1, то «степень дырочности» каждого из этих уровней определяется той долей величины , которая приходится на данный уровень.
    Ширина (Г^↑)^nlj полупрямого распада дипольного уровня с заселением нуклонной дырки в подоболочке nlj пропорциональна числу нуклонов N^nlj на этой подоболочке в основном состоянии исходного ядра А. Поэтому, если заселяемое состояние является чисто дырочным, то для рассматриваемого дипольного уровня можем записать (Г^↑)^nlj ~ N^nlj или применительно к протонному распаду . Если заселяемое состояние i не является чисто дырочным, то ширина протонного полупрямого распада дипольного уровня с заселением этого состояния должна быть уменьшена по сравнению с во столько раз, во сколько протонный спектроскопический фактор этого уровня меньше величины , т.е. можем записать

(81)

Таким образом, ширина полупрямого распада дипольного состояния ядра А с заселением i-го уровня конечного ядра А-1 пропорциональна спектроскопическому фактору этого уровня. Это утверждение является ключевым для процедуры извлечения из экспериментальных парциальных фотонуклонных сечений σ(γ,p_i) и σ(γ,n_i) их полупрямых компонент, т.е. получения данных о вероятности полупрямого распада ГДР и его оболочечной структуре. Полученная в результате такой процедуры информация позволяет непосредственно проверить справедливость концепции конфигурационного расщепления ГДР.
    Если полупрямой распад ГДР доминирует для данного ядра, то между вероятностями (сечениями) заселения отдельных уровней конечного ядра и их спектроскопическими факторами должна наблюдаться отчетливая корреляция, являющаяся следствием соотношения (81). Покажем, что для ядер 1d2s-оболочки такая корреляция действительно имеет место. На рис. 44 приведены экспериментальные парциальные фотопротонные сечения σ(γ,p_i) для ядер ²⁴Mg и ²⁷Al полученные как в результате регистрации фотопротонов, с определением их энергии (спектрометрирование протонов), так и спектрометрированием фотонов γ', снимающих возбуждение конечных ядер ²³Na и ²⁶Mg. Эти парциальные сечения сравниваются со спектроскопическими факторами протонного подхвата заселяемых уровней. Как хорошо видно из этого рисунка, взятого из работы [62], корреляция между сравниваемыми величинами настолько очевидна, что не оставляет никаких сомнений в доминировании для ядер ²⁴Mg и ²⁷Al механизма полупрямого распада гигантского резонанса.
    Корреляция между парциальными фотонуклонными сечениями и спектроскопическими факторами заселяемых уровней имеет место для всех легких ядер. Приведем один пример, доказывающий это. На рис. 45 дано сравнение сечений реакции (γ,p₀) для восьми ядер 1d2s-оболочки (²⁰Ne, ²³Na, ²⁴Mg, ²⁷Al, ²⁸Si, ³¹P, ³²S и ⁴⁰Ca) со спектроскопическими факторами основных состояний конечных ядер (соответственно, ¹⁹F, ²²Ne, ²³Na, ²⁶Mg, ²⁷Al, ³⁰Si, ³¹P и ³⁹K). По вертикальной оси на верхней части рисунка приведена доля интегрального сечения реакции σ(γ,p₀) в полном сечении фотопоглощения, а именно, - величина ∫σ(γ,p₀)dE, нормированная на классическое электрическое дипольное правило сумм 60NZ/A МэВ×мб. На нижней части рисунка дана величина основного состояния конечного ядра А-1, отнесенная к полному числу протонов в оболочке 1d2s ядра А, т.е. к величине Z-8. Данные рис. 45 убедительно свидетельствуют о том, что (γ,p₀)-реакция ядер 1d2s-оболочки практически целиком обусловлена полупрямым механизмом распада ГДР.
    Метод извлечения из парциальных фотонуклонных сечений полупрямых компонент ГДР и сведений о его оболочечной (конфигурационной) структуре на основе спектроскопической информации о заселяемых уровнях конечных ядер был разработан в НИИЯФ МГУ и описан в работах [60, 62-64].

Рис. 44. Корреляция между парциальными фотопротонными сечениями и спектроскопическими факторами протонного подхвата (вертикальные линии) для ядер ²⁴Mg и ²⁷Al. Парциальные фотопротонные сечения были получены спектрометрированием как фотонов γ', снимающих возбуждение конечного ядра (заштрихованные столбики), так и протонов (сплошные линии). Сечения реакции (γ,p₀) получены из (p,γ₀)-экспериментов

Рис. 45. Сравнение нормированных интегральных сечений (γ,p₀)-реакции (верхний рисунок) с нормированными спектроскопическими факторами заселяемых основных состояний конечных ядер (нижний рисунок).

    Гигантский дипольный резонанс легких атомных ядер был детально исследован на основе анализа огромного экспериментального материала по парциальным фотонуклонным сечениям. Достаточно сказать, что только по 22-м ядрам 1d2s- и 1f2p-оболочек (от ¹⁶О до ⁵⁸Ni) было измерено и проанализировано около 400 парциальных фотонуклонных сечений. Все эти данные показывают, что явление конфигурационного расщепления ГДР играет определяющую роль в процессе фоторасщепления легких ядер вплоть до А ≈ 60, т.е. является стержнем той новой физики, которая формирует особенности ГДР в этих ядрах.
    Рассмотрим ситуацию с ядрами 1d2s-оболочки. В качестве первого примера упомянутой выше процедуры извлечения из фотоядерных сечений их полупрямых компонент приведем данные для ядра ²⁴Мg (рис. 46). Из этого рисунка следует, что полупрямой механизм ответственен за 65-70% сечения фотопоглощения этого ядра, причем доля полупрямых процессов в фотопротонном канале 50-60%, а в фотонейтроном - 90-95%. Полупрямые процессы доминируют и в фоторасщеплении большинства других ядер 1d2s-оболочки (см. рис. 32). В среднем для этих ядер полупрямой распад обеспечивает ≈ 60% интегрального сечения фотопоглощения. У ядер 1f2p-оболочки доля полупрямого распада снижается до ≈ 20% (для А ≈ 60).

Рис. 46. Сечения реакций (γ,р) и (γ,n) для ядра ²⁴Mg и их сумма, являющаяся, по существу, сечением фотопоглощения σ_γ. Штриховкой показаны полупрямые компоненты этих сечений

Рис. 47. Сечение фотопоглощения (σ(γ,p) + σ(γ,n)) для ядра ²⁴Mg и его полупрямая компонента. Столбики - данные теоретического расчета [65]. Указана конфигурационная структура основных Е1-переходов в различных областях гигантского резонанса

    Что касается конфигурационного расщепления ГДР ядра ²⁴Мg, то данные о нем представлены на рис. 47. Полное фотонуклонное сечение (сечение фотопоглощения) этого ядра характеризуется гросс-структурой из двух максимумов в районе 20 и 25 МэВ. Анализ экспериментальных парциальных сечений показал, что эти максимумы формируются соответственно ветвями А и Б гигантского резонанса. Аналогичные результаты получены и в теоретическом расчете [65]. Данные этого расчета, как и экспериментальные данные, показывают, что конфигурационное расщепление ГДР ядра ²⁴Мg возникает за счет сдвига к высоким энергиям Е1-переходов 1p_3/2→1d2s, связанных с самой глубокой подоболочкой 1p_3/2, участвующей в формировании гигантского резонанса этого ядра. Переходы 1p_1/2→1d2s незначительно (по данным опыта - на 1-2 МэВ) смещены относительно переходов 1d2s→1f2p и вместе с этими последними формируют ветвь А гигантского резонанса. В расчете [65] учтен лишь полупрямой механизм распада ГДР, поэтому расчетная ветвь Б, состоящая из трех переходов в районе E_γ = 23-27 МэВ, представляется слишком интенсивной. Однако, как видно из хода полупрямой компоненты сечения, в рассматриваемой энергетической области статистический распад ГДР начинает превалировать, что, как мы уже знаем, должно приводить к «растаскиванию» дипольной силы по большому энергетическому интервалу, приближая форму теоретической кривой фотопоглощения к экспериментальной. В отличие от ветви Б гигантского резонанса ветвь А характеризуется доминирующей ролью полупрямого распада ГДР. Авторы расчета [65] оценивают вероятность полупрямого распада ГДР ядра ²⁴Мg в районе 20 МэВ (ветвь А) как примерно равную 60%. Для области > 23 МэВ (ветвь Б), она по их оценкам составляет ≈30%. Эти цифры полностью согласуются с результатами анализа экспериментальных данных, что хорошо видно из рис. 46 и 47.

Рис. 48. Сечение фотопоглощения ядра ²⁸Si. Точки, соединенные линиями, - эксперимент [32], столбики и плавная кривая - теоретический расчет [31, 66]

    Следующий пример это ГДР ядра ²⁸Si (рис. 48). Экспериментальное сечение фотопоглощения для него [32] вместе с данными теоретического расчета [31, 66] представлено на рис. 48. Расчет, как и эксперимент (см. ниже рис. 49) демонстрирует масштабное (≈10 МэВ) конфигурационное расщепление ГДР. Вновь, как и в случае ²⁴Мg, это расщепление возникает за счет сдвига к высоким энергиям Е1-переходов 1p_3/2→1d2s, связанных с глубокой подоболочкой 1p_3/2. Переходы 1p_1/2→1d2s смещены относительно переходов 1d2s→1f2p всего лишь на 1.3 МэВ и вместе с этими последними формируют ветвь А гигантского резонанса, также как это было и в случае ²⁴Мg. Расчет [31, 66] учитывает как полупрямой так и статистический распад ГДР ядра ²⁸Si и дает для вероятности полупрямого распада ГДР в районе основного максимума 20 МэВ (ветвь А) величину ≈80%, а в районе высокоэнергичного (> 26 МэВ) хвоста ГДР (ветвь Б) уменьшение этой вероятности до 10-20%. Эти величины также согласуются с результатами независимого анализа экспериментальных парциальных фотонуклонных сечений.

Рис. 49. Результат деления гигантского резонанса ядер 23Na, 24Mg, 27Al и 28Si на компоненты А (сплошная линия) и Б (пунктир) на основе анализа экспериментальных парциальных фотонуклонных сечений [58]. Стрелки показывают центры тяжести компонент

    Рис. 49 показывает результат деления гигантского резонанса ядер ²³Na, ²⁴Mg, ²⁷Al и ²⁸Si на компоненты А и Б на основе анализа только экспериментальных парциальных фотонуклонных сечений без привлечения каких-либо теоеретических расчетов процесса фоторасщепления [58]. Видно, что ветвь А гигантского резонанса имеет форму компактного достаточно узкого (5-8 МэВ) резонанса с максимумом в районе 20 МэВ (т.е. там, где находится главный максимум ГДР). В то же время ветвь Б разбросана в очень широком энергетическом интервале 20-50 МэВ без какого-либо выраженного общего максимума и формирует медленно спадающий высокоэнергичный хвост ГДР. Столь большая ширина ветви Б является с одной стороны отражением сильного разброса частично-дырочных дипольных состояний, обусловленных переходами 1p_3/2→1d2s, по состояниям более сложной природы типа 2p2h, плотность которых быстро растет с энергией возбуждения ядра, а с другой - сильной фрагментаций дырки ядра А по конечным уровням ядра А-1. Эта фрагментация достигает величины 20-30 МэВ. В конечном счете оба этих фактора имеют общий механизм - ядерные уровни, имеющие высокую энергию возбуждения (а именно такими являются состояния ГДР и глубокие дырочные уровни) оказываются в плотном фоне уровней более сложной природы, что приводит к их сильному разбросу (фрагментации) по этим более сложным уровням, т.е. потере исходной сравнительно простой структуры (1p1h или 1h). В отличие от дырки дырка фрагментирована слабо. Её спектроскопическая сила чаще всего содержится в 1-2 уровнях конечного ядра, расположенных примерно в той же энергетической области, что и дырочные уровни 1d2s^-1.
    Рис. 49 позволяет понять причину аномально большой ширины ГДР ядер начала 1d2s-оболочки, таких как ¹⁸О, ¹⁹F и ²³Na. Их ширина достигает 20 МэВ (см. рис. 27). В этих ядрах ветвь Б доминирует и поэтому определяет общие характеристики ГДР. По мере заполнения внешней 1d2s-оболочки и переходу к ядрам середины этой оболочки, таким как ²⁴Mg, ²⁷Al и ²⁸Si, Е1-переходы группы Б блокируются и, наоборот, растет роль переходов группы А, формирующих более компактную кривую сечения фотопоглощения.
    Данные рис. 49, вместе с данными рис. 47 и 48 позволяют получить величину ΔЕ_кр конфигурационного расщепления ГДР ядер 1d2s-оболочки. Это расщепление в §7 мы обозначили как ΔЕ₂ (расщепление Е1-переходов из двух разных оболочек). Величину ΔЕ_кр ≡ ΔЕ₂ можно оценивать двояко: либо как расщепление максимумов компонент А и Б, либо как расщепление их центров тяжести. В любом случае на основе приведенной выше информации для ядер 1d2s-оболочки можем записать

    На рис. 50 показано, как с увеличением А меняется вероятность W нуклонных Е1-переходов из внешних оболочек для ядер тяжелее ¹⁶О. С увеличением А внешняя (1d2s) оболочка заполняется, что приводит вначале к росту вероятности переходов 1d2s→1f2p (соответственно вероятность переходов 1р→1d2s уменьшается). После того как число нуклонов начинает превышать 32 (ядра тяжелее ³²S), из-за размытости границы Ферми всё бóльшая часть нуклонов в основном состоянии оказывается на оболочке 1f2p и становятся возможными Е1-переходы из этой оболочки (1f2p→1g2d3s). Для ядер с ≥ 60 эти переходы становятся доминирующими. Соответственно при А > 32 вероятность переходов 1d2s→1f2p начинает уменьшаться.

Рис. 50. Вероятность Е1-переходов из внешних оболочек для ядер тяжелее ¹⁶О [42]

    Приведем теперь сводку данных о конфигурационном расщеплении гигантского резонанса ядер 1р-оболочки (рис. 51). На этом рисунке, взятом из работы [42], показаны рассчитанные в многочастичной модели оболочек сечения фотопоглощения для большинства ядер 1р-оболочки. Линия, пересекающая рисунок, разделяет переходы А (1р→1d2s) и Б (1s→1р). Важно отметить, что эти далеко разнесенные друг от друга по энергии группы А и Б смешиваются незначительно и, как и в случае ядер 1d2s-оболочки, единое дипольное состояние не образуется и здесь фактически также нужно говорить не о гигантском дипольном резонансе в смысле схематической модели Брауна-Болстерли, а о полосе Е1- поглощения шириной 20-30 МэВ.

Рис. 51. Рассчитанные в рамках многочастичной модели оболочек сечения фотопоглощения ядер 1р-оболочки [42]. Полученные в расчете «столбики» уширены по формуле Брейта-Вигнера с шириной Г = 2 МэВ. Сплошная секущая линия разделяет переходы А (1р→1d2s) и Б (1s→1р)

    Нужно отметить, что в ядрах 1р-оболочки возникает важный дополнительный аспект конфигурационного расщепления, существенно усиливающий масштаб этого расщепления в подобных ядрах. Речь идет о проявлении в ядрах 1р-оболочки так называемой супермультиплетной симметрии. Для ядер 1р-оболочки, средний самосогласованный потенциал сильно зависит от квантового числа «схемы Юнга» [14], характеризующего перестановочную симметрию пространственных переменных оболочечных конфигураций (см. подробнее [61]). Фактически в этих условиях можно даже не анализировать ГДР в терминах оболочечных одночастичных конфигураций. Удобнее непосредственно указывать оболочечную конфигурацию и её схему Юнга. Оказывается, что состояния, принадлежащие различным схемам Юнга, в ядрах 1р-оболочки разделены большим энергетическим интервалом. Поглощение ядром фотона с достаточной энергией приводит к изменению в нем одной из схем Юнга, существенно расширяя и обогащая спектр ядерного фотопоглощения. Наиболее сильные и устойчивые эффекты супермультиплетного расщепления возникают при таких изменениях схем Юнга, когда в них уменьшается число «четверок». Расщепление по схемам Юнга достигает в ядрах 1р-оболочки 15-16 МэВ. В результате расщепления по схемам Юнга в изотопах лития, например, возникают три разнесенные по энергии области интесивного поглощения фотонов: 10-15, 15-20 и 25-35 МэВ.
    Рис. 47-49 и 51 показывают, какое огромное влияние на гросс-структуру и ширину гигантского резонанса легких ядер оказывает явление его конфигурационного расщепления.
    При переходе к ядрам 1f2p-оболочки (А > 40) масштаб конфигурационного расщепления снижается в связи уменьшением роли сил Майорана для более высоких оболочек (см. (79)). Расщепление переходов группы А и Б уменьшается и усиливается их перемешивание. Кроме того, как показывает рис. 32, доля полупрямого распада ГДР для ядер тяжелее ⁴⁰Са быстро уменьшается и при А ≈ 50-60 уже доминирует статистический распад. Тем не менее, проявление конфигурационного расщепления по результатам анализа парциальных фотонуклонных сечений прослеживается вплоть до ядра ⁵⁸Ni [68]. Таким образом, можно утверждать что явление конфигурационного расщепления ГДР имеет место для ядер с числом нуклонов по крайней мере вплоть до ≈60.
    В заключение параграфа отметим, что конфигурационное расщепление, понимаемое как характерная структура спектра возбуждений лёгкого ядра, проявляется не только при воздействии на ядро электрического дипольного фотона, но также и при действии на него спин-изоспинового дипольного поля. Дипольное и спин-дипольное внешние поля эффективно возникают в реакциях с такими пробными частицами как мюоны, пионы и нейтроны (в реакциях n, p-перезарядки), а также в реакциях фоторождения пионов ядрами [60]. Во всех этих процессах наблюдают расщепление спектра ядерных возбуждений на группы уровней, предсказываемых концепцией конфигурационного расщепления. Таким образом, можно сказать, что без концепции конфигурационного расщепления вообще нельзя понять «отклик» легких ядер на действие различных зависящих от времени внешних полей.

24.04.2014