Диссертация (1150792), страница 12
Текст из файла (страница 12)
Изучение нестабильности ядерной материи при субъядерныхплотностях показало, что она может быть важной для понимания процессов,происходящих при столкновениях тяжёлых ионов в лабораторных условиях[72,78].Теория ферми-жидкости ядерной материи допускает релятивистскоеобобщение для описания таких объектов, как дираковская трактовкаатомного ядра, кварковая материя, ядерная материя в экстремальныхусловиях [79]. Общий подход к такой релятивистской теории намечен ещё вработе [80].
Как и в случае электронной жидкости тяжёлых металлов,построение последовательной релятивистской теории требует учётаперестройки структуры квазичастиц в результате магнитных взаимодействийв системе [81].Выводы из результатов, полученных в третьей главе1) Кинетическое уравнение теории ферми-жидкости Ландау-Силина строгоприменимо для описания слабо неравновесного нормального состоянияядерной материи при учёте конечной ширины одночастичныхэнергетических уровней в линейном приближении. При большой ширинеэнергетических уровней, когда линейного приближения недостаточно, левуючасть уравнения можно считать сохраняющей свой обычный вид, но праваячасть уравнения, содержащая интеграл столкновений, подвергаетсяперенормировке, в том числе за счёт учёта непосредственного квантового«взаимодействия» функции распределения квазичастиц с большой ширинойэнергетического уровня.
Это обстоятельство необходимо учитывать прирассмотрении вопроса о затухании различных ветвей спектра коллективныхвозбуждений. Однако сам вид спектра (закон дисперсии) различных ветвейне зависит от ширины энергетических уровней.582) В условиях, когда в системе возможно существование сверхтекучего илисверхпроводящего состояния, кинетическое уравнение Ландау-Силина можетиспользоваться для описания неравновесного состояния и, в частности, дляисследования спектра коллективных возбуждений при температурах, болеевысоких, чем температура, при которой система возвращается в нормальное(не сверхтекучее) состояние.3) Установленная справедливость обобщённого кинетического уравненияпри конечной ширине одночастичных энергетических уровней позволяеттеоретически обосновать законность исследования спектра коллективныхвозбуждений ядерной материи на основе представлений теории фермижидкости несмотря на сильное, но недостаточно известное межчастичноевзаимодействие, при условии его описания в рамках нуклон-нуклонного(NN) потенциала.
При этом немонотонный характер изменения нуклоннуклонного потенциала с расстоянием может приводить к более богатойкартине спектра колебаний, чем в He3 или электронной жидкости простыхметаллов.Глава 4. Адиабатическое приближение при описании спектраколлективных возбуждений в атомных ядрахВ этой главе на основе обобщения метода Каданова-Бейма на случайнеоднородных систем рассматривается вопрос о применимостиадиабатического приближения Борна-Оппенгеймера для исследованияспектров колебаний и вращений в тяжелых атомных ядрах.4.1.Адиабатическое приближение для атомных ядерВ спектрах коллективных возбуждений атомных ядер, как показано в[5] и в [71], на основе анализа экспериментальных данных, представленыветви, соответствующие колебаниям и вращениям.
В этих работахотмечается, что само обнаруженное на опыте коллективное движение такого59типа в атомном ядре является, на первый взгляд, удивительным явлением,если исходить из представления о ядре как о совокупности сильновзаимодействующих между собой нейтронов и протонов. Действительно, притеоритическом описании возможных коллективных возбуждений в ядреобычно исходят из аналогии с колебательными и вращательными спектрамив молекулярных системах [82]. Однако имеется принципиальное отличиеситуаций, характерных для молекул и атомных ядер.Возникновение вращательных и колебательных ветвей спектровколлективных возбуждений в молекулярных системах получает естественноеобъяснение на основе адиабатического приближения Борна-Оппенгеймера,справедливость которого обусловлена огромным различием масс электронови ионов.
В атомных ядрах различие масс протонов и нейтронов слишкоммало, чтобы можно было непосредственно говорить о применимостиадиабатического приближения, для которого характерно разбиениеэлектронных и ионных координат на быстрые (irrelevant) и медленные(relevant) [71,83]. Однако ещё в 1951 г. О. Бор отмечал, что хотя, впротивоположность случаю молекул, в ядре нет тяжёлых частиц,обеспечивающих жёсткость структуры, там проявляются некоторые свойствакогерентности, которые делают возможным такие типы движения, длясуществования которых эффективная масса квазичастиц должна быть великапо сравнению с массой отдельного нуклона [84].В молекулярных системах электронные возбуждения имеют порядоквеличины 105 см-1, колебательные частоты – это величины порядка 103 см-1, аэнергии вращений порядка 10-1 см-1 [71].
Это означает, что электронныедвижения происходят от двух до шести порядков величины быстрее, чеммолекулярные коллективные движения. В атомных ядрах, представляющихсобой сильно вырожденные квантовые ферми-системы, характерное времяформирования одночастичного энергетического спектра составляет величинупорядка τ~ħ EF, где EF – энергия Ферми [30].
Для ядерной системы время τоказывается величиной порядка 10-22 сек, и это является характернымвременем разделения одночастичного и коллективного движений.Действительно, τ оказывается величиной одного порядка со временемдвижения нуклона поперёк ядра 4R/vF = 3 10-22 сек, где R - радиус ядра, а vF –скорость на поверхности Ферми [71]. Характерное время вращениясоставляет 10-21 сек, что всего в 30 раз превосходит значение τ, а периодядерных осцилляций только немного превосходит время одночастичногодвижения τ. Эти оценки, естественно, ставят под сомнение справедливостьадиабатического приближения для атомного ядра.
В то же время тщательныйанализ экспериментальных данных показывает, что в действительности60наблюдаются многочисленные отклонения от характерной идеальнойкартины колебательных и вращательных спектрах, предсказываемых врамках адиабатического приближения. В частности, положенияколебательныхполосотличаютсяотэквидистантнойкартиныгармонического приближения, а моменты инерции вращательных полосспектра не являются постоянными величинами, а проявляют малыеизменения как функции момента импульса. Это означает, что данные ветвиспектра не являются чисто коллективными, а являются результатомопределенной когерентной суперпозиции одночастичных возбуждений ватомном ядре [71].Использование ферми-жидкостного подхода позволяет рассматриватьспектр низкочастотных по сравнению с одночастичными движениямиколлективных возбуждений системы с помощью кинетического уравнениябез явного обращения к адиабатическому приближению [30].
Однако этотподход в настоящее время разработан в такой степени, что непосредственноприменим только к бесконечной ядерной материи, а колебания и вращения вконечных ядрах теоретически рассматриваются с помощью адиабатическогоприближения [71]. Проведённый выше анализ условий применимостикинетического уравнения теории нормальной ферми-жидкости позволяет, покрайней мере, на качественном уровне подойти к проблеме обоснованиязаконности использования адиабатического приближения для описанияколебаний и вращений в атомном ядре с учетом упомянутых вышеотклонений.Экспериментально установленное существование у атомных ядерколебательных и вращательных ветвей в спектре коллективных возбужденийв действительности уже фактически свидетельствует о приближеннойсправедливости адиабатического приближения для процессов внутри ядра,несмотря на ничтожное различие масс входящих в состав ядра нейтронов ипротонов [85].
Для теоретического осмысления этого обстоятельстванеобходимо рассмотреть вопрос о природе нуклон-нуклонных (NN) ядерныхсил, фигурирующих в ферми-жидкостном подходе к физике ядра. Наиболеепоследовательная теория нуклон-нуклонных сил, основанная напредставлении об обмене мезонами различных типов, представлена в [86,87].В работе [74] на основе анализа указанных работ показано, какимобразом формируется структура немонотонного NN – потенциала, когда наразличных расстояниях притяжение сменяется отталкиванием в зависимостиот характера мезонного обмена.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
