гигантские силы осциллятора

ГИГАНТСКИЕ СИЛЫ ОСЦИЛЛЯТОРА - возникают, когда оптически создаваемый экситон рождается в связанном состоянии. Это может быть связанное состояние экситона с примесным центром (экситонно-примесный комплекс - ЭПК) либо с др. квазичастицей (с др. экситоном, магноном, фононом и др.). Необходимо только, чтобы энергия связи , где - ширина экситонной зоны (рис.).

В спектроскопии силой осциллятора f наз. безразмерный параметр, пропорц. интенсивности оптич. перехода (произведение квадрата матричного элемента перехода на разность населённостей уровней) [1]. Возникновение Г. с. о. проявляется в том, что интенсивность поглощения света с образованием ЭПК (в расчёте на 1 примесный центр) значительно превышает интенсивность собственного экситонного поглощения f_э (в расчёте на элементарную ячейку) [2]. Между силами осцилляторов соответствующих переходов существует приближённая связь . Отсюда всякий раз, когда , т. е. когда уровень ЭПК является "мелким".

Схема энергетических уровней и оптических переходов. - основное состояние кристалла; - ширина экситонной зоны; - уровень экситонно-примесного комплекса с энергией связи . Схема соответствует случаю, когда состояние экситона с квазиимпульеом k=0, в к-рое разрешен оптический переход (волнистые линии), находится на дне экситонной зоны.

Физ. механизм возникновения Г. с. о. состоит в том, что в "мелком" ЭПК экситонное возбуждение охватывает область, значительно превышающую объём элементарной ячейки. Во всей этой области возникают когерентные колебания электрич. дипольного момента, и в результате на частоте электронного перехода в ЭПК свет поглощает целая "антенна", состоящая из примесной молекулы и близлежащих молекул осн. кристалла.

Возникновение Г. с. о. наблюдалось на молекулярных экситонах [3], Ванъе - Momma акситонах в полупроводниках (где f_эпк/f_э~10⁴, [4, 5]), на колебательных экситонах [6] и магнитных возбуждениях в магнитоупорядоченных кристаллах [7]. Следствие Г. с. о.- короткие радиац. времена жизни ЭПК ; в прямозонных полупроводниках ~10^-9-10^-10 с, поэтому ЭПК являются осн. каналом низкотемпературной излучат. рекомбинации. Аналогичные явления наблюдались на биэкситонах (Г. с. о. для оптич. превращения экситона в биэкситон и короткое радиац. время жизни биэкситона).

Лит.: 1) Блохинцев Д. И., Основы квантовой механики, 6 изд., M., 1983; 2) Pашба Э. И., Теория примесного поглощения света в молекулярных кристаллах, "Оптика и спектроскопия", 1957, т. 2, с. 568; 3) Броуде В. Л., Pаш6а Э. И., Шека E. Ф., Аномальное примесное поглощение вблизи экситонных полос молекулярных кристаллов, "ДАН СССР", 1961, т. 139, с. 1085; 4) Hеnry С. H., Nassau K., Lifetimes of bound excitons in CdS, "Phys. Rev., Ser. B", 1970, v. 1, p. 1628; 5) Тимофеев В. Б., Яловец Т. Н., Аномальная интенсивность экситонно-примесного поглощения в кристаллах CdS, "ФТТ", 1972, т. 14, с. 481; 6) Белоусов M. В., Погарев Д. E., Шултин А. А., Количественное исследование колебательных спектров изотопносмешанных кристаллов нитрата натрия, "ФТТ", 1978, т. 20, с.1415; 7) Еременко В. В. и др., Перестройка спектра магнитных возбуждений антиферромагнитного CoF₂ с примесью MnF₂ малой концентрации, "ЖЭТФ", 1982, т. 82, с. 813.

В. Б. Тимофеев.

Классификация и основные особенности. Классификация Г. р. как состояний колебат. типа производится по квантовым числам вибрац. возбуждений - по полному угл. моменту I и чётности (обозначается). Полный момент I складывается из орбитального L и спинового S угл. моментов возбуждённого ядра, причём , S=0, 1 (см. ниже). Для нейтральной ветви возбуждений Г. р. можно классифицировать характеристиками -кванта, испускаемого при снятии возбуждения данного типа. Поэтому Г. р. с S=0,1; I=L; наз. электрическими 2^L-польными (обозначается EL), а с S=1, наз. магнитными 2^L-польными (ML). T. о., Г. р. Е0 соответствует возбуждённому состоянию (электрич. монопольный Г. p.), E1 - состоянию 1^- (электрич. дипольный Г. p.), E2- состоянию 2⁺ (электрич. квадрупольный Г. p.), M1 - состоянию 1⁺ (магн. дипольный Г. p.), M2 - состоянию 2^- (магн. квадрупольный Г. р.) и т. д. (см. Мулътиполъное излучение, Гамма-излучение).

Для заряж. ветвей возбуждения установившейся терминологии нет, указывают , отмечая случай S=1 дополнит. словом "спин" (напр., спин-дипольный Г. р.) и указывая ветвь возбуждения . Существуют спец. названия лишь для простейших Г. р. этого типа с : для 0⁺ - аналоговый резонанс (или изобарич. аналоговый резонанс); для 1⁺- гамов-теллеровский резонанс (см. ниже).

Изменение изотопич. спина T ядра при возбуждении Г. р. отличает изоскалярный от изоспинового (изовекторного) (обозначаются дополнит. ниж. индексами, напр. E1₀, E2₁, табл. 1).

	Табл.1.-Общая классификация гигантских резонансов с квантовыми числами в четно-чётных ядрах
	Вид колебаний		S	Ip
				= 0, обозначение
	Изоскаляр-вые	0	0
		0	1			-
	Изоспиновые (изовекторные)	1	0
	Спин-изоспиновые	1	1

Г. р. наблюдаются у большинства ядер. Они располагаются, как правило, в непрерывном спектре возбуждений ядра и имеют ширины порядка неск. МэВ. Форма, ширина Г и энергия Г. р. плавно изменяются от ядра к ядру, напр. для электрич. Г. р. пропорц. А^1/3, где А - массовое число.

Важной характеристикой Г. р. является процент исчерпания правила сумм. Обычно Г. р. исчерпывает значит. долю соответствующего правила сумм, т. е. его интенсивность ("сила") по сравнению с максимально возможной суммой вероятностей всех переходов этого типа велика (отсюда назв. Г. р.), что свидетельствует о большой коллективности состояния.

Теоретические модели. Существуют 2 подхода к описанию Г. р.- феноменологический и микроскопический. Большинство феноменологич. теорий исходит из того, что сильная коллективизация состояния позволяет применить для описания колебаний формы и объёма ядра гидродинамич. модель. В этой модели Г. р. E1 соответствует колебанию центра масс нейтронов относительно центра масс протонов (рис. 2, 6), E0 - компрессионным колебаниям, в процессе к-рых ядро изменяет свой радиус (рис. 2, а), Е2 - квадрупольным колебаниям сферич. ядерной поверхности (рис. 2, в, г).

Рис. 2. Схематическое изображение гигантских резонансов как олебаний ядра в гидродинамической модели: а - E0₀; б - E1₁; в-Е2₀; г- E2₁.

Для всех Г. р., кроме низколежащего дипольного, возможны 2 вида колебаний: один, когда протоны и нейтроны колеблются в фазе (изоскалярный Г. р.), другой - когда они колеблются в противофазе (изовекторный). T. к. для разделения протонов от нейтронов необходимо затратить дополнит. энергию, то изовекторные Г. р. имеют большую энергию, чем соответствующие иаоскалярные.

Для возникновения Г. р. необходимо, чтобы в ядре появилась стоячая волна, т. е. чтобы по длине окружности или диаметру ядра 2R уложилось целое число длин волн . Это условие означает, что ~R, что даёт для энергии возбуждения зависимость

Для деформированных ядер феноменологич. теория предсказывает расщепление Г. р. на неск. компонент. Напр., Г. p. E1 расщепляется на 2 компоненты, связанные с условием ~R для каждой из 2 гл. осей эллипсоида вращения. По величине расщепления можно получить сведения о степени деформации ядра в осн. состоянии.

Микроскопич. теория исходит из оболочечной модели ядра. В простейшем случае возбуждение Г. р.- результат перехода нуклонов из одной главной заполненной оболочки в другую, незаполненную (рис. 3). Взаимодействие нуклонов упорядочивает эти переходы в когерентное движение. T. о., Г. р.- результат когерентного сложения мн. переходов частица - дырка (ч-д) с необходимыми моментом и чётностью , так что соответствующие вероятности переходов во много раз (10) превышают вероятности одночастичных переходов. Cp. энергетич. интервал между соседними оболочками МэВ. Поэтому в. модели оболочек энергия возбуждения Г. р. , где m=1 для Г. p. E1, т=2 для Е2. При этом Г. р. могут иметь неск. компонент, так Г. р. Е3 может иметь низкоэнергетич. компоненту, соответствующую переходам с энергией , и. высокоэнергетическую, соответствующую переходам. Учёт т. н. остаточного частично-дырочного взаимодействия обычно существенно изменяет величину , опуская изоскалярные и поднимая изовекторные Г. р. (табл. 2).

Рис. 3. Гигантские резонансы в модели оболочек: - энергия Ферми; N - главное квантовое число; - разность энергий между соседними оболочками.

Возбуждение зарядово-обменных Г. р. в оболочечной модели можно представить как "перекрёстные" переходы нуклонов из нейтронной оболочки в протонную (и наоборот).

Изучение Г. р. разл. видов даёт возможность определить все параметры эффективного нуклон-нуклонного взаимодействия в ядрах.

Электрические Г. р. Наиболее изученные нейтральные электрич. Г. р. приведены в табл. 2. Наиб. исследован Г. p. E1 как явление, связанное с колебаниями протонов относительно нейтронов; впервые описан в 1944 А. Б. Мигдалом и экспериментально обнаружен в 1947 в реакциях фотоделения. На возможность его существования в 1937 указали В. Боте (W. Bothe) и В. Гентнер (W. Gentner). Г. p. E1 наблюдается для ядер всех элементов периодич. системы; помимо ф-лы, указанной в табл. 2, есть и др. эмпирич. ф-лы для его энергии, напр. (МэВ).

Г. p. E2 изучен для большинства ядер и установлен во мн. ядерных реакциях для разных энергий налетающих частиц. Его можно возбудить, бомбардируя ядро протонами и более массивными ядерными частицами, напр. -частицами или ядрами ⁶Li (рис. 4). T. к. главным во взаимодействии -частиц с нуклонами является сильное взаимодействие, к-рое зарядово-симметрично, то это облегчает возбуждение квадрупольных колебаний, в к-рых протоны и нейтроны участвуют вместе, и исключает дипольные колебания.

Tабл 2 - Некоторые данные о нейтральных EL-резонансах

			, МэВ	Г, МэВ	Сила резонанса (% исчерпания правила сумм)
	Е0	0	80A-1/3	2,5-4	~100 для АK90
	Е1	1	78А-1/3	4-8	100 для А > 100
	Е2	0	65A-1/3	2,5-7	30-90
	Е2	1	120А-1/3	5-10	80-100
	Е3	0	32A-1/3	-	10-20
	Е3	0	110A-1/3	5-7	40-80

Кроме приведенных в табл. 2 есть указания на существование Г. p. E0₁, E1₀ и Е4 , Е5, Е6. В лёгких ядрах и сила Г, р. уменьшаются по сравнению с табл. 2. Для Г. p. E1 и Е2 наблюдается фрагментация (форма резонанса не может быть описана одной лоренцовской кривой).

Особое значение имеет Г. р. Е0 (не наблюдался для ядер с А<60). Он является практически единств. источником сведений о сжимаемости ядра, т. к. в гидродинамич. модели его энергия выражается ф-лой:

Здесь m - масса нуклона, - жёсткость ядра ( - энергия, приходящаяся на 1 нуклон, r₀ - ср. расстояние между нуклонами), связанная с его сжимаемостью С соотношением k^-1=9C. Ядерная сжимаемость определяет ур-ние состояния вещества вблизи равновесной плотности и скорость звука v_3B в ядерной материи: (V - объём ядра, р - давление). Из эксперим. данных об энергии (E0)найдено k=22030 МэВ, откуда =0,15 с.

Спиновые (магнитные) резонансы. Если электрич. Г. р. можно интерпретировать как разл. моды колебаний заряда ядра, то магн. Г. р. связаны с когерентными движениями моментов нуклонов. С каждым нуклоном связаны орбитальный момент его движения относительно центра массы ядра (l=0, h, 2h . . .)и спин s=¹/₂, к-рый прецессирует вокруг орбитального момента, складываясь с ним в полный момент j и ориентируясь параллельно или антипараллельно к первому. По мере увеличения А нейтроны и протоны последовательно заполняют свои оболочки с фиксированными l и j, причём в каждой оболочке нуклоны расположены так, чтобы попарно скомпенсировать полные моменты и образовать систему с суммарным моментом, равным 0 (для четно-чётных ядер). Оболочки с параллельным расположением спина и орбитального момента заполняются раньше, чем с антипараллельным, так что в таких ядрах возникает преим. направление прецессии спина относительно орбитального момента. Изменение этого направления на противоположное у одного нуклона в силу их взаимодействия резонансно передаётся др. нуклонам и приводит к возбуждению Г. р. типа M1. Если одновременно с поворотом спина происходит изменение орбитального момента нуклона, то возникают Г. р. высш. магн. мод (ML). Если спины нейтронов и протонов поворачиваются синфазно, то это - изоскалярные магн. Г. р., если в противофазе - изовекторные.

Изменить прецессию спинов и моментов нуклонов можно либо действуя эл--магн. полем на связанные с ними магн. моменты, либо изменяя ориентацию магн. моментов за счёт передачи нуклонам энергии пионного поля. В первом случае используется гл. обр. неупругое рассеяние электронов на ядрах (е, е'), во втором - реакция неупругого рассеяния протонов (р, р') с энергией 100-200 МэВ. Когда пион поглощается нуклоном, он изменяет ориентацию его спина. T. к. каждый нуклон окружён пионным полем, то бомбардирующий нуклон также может вызвать спиновые колебания.

Наиб. изучены Г. p. M1 и М2. T. p. M1 отвечает переходам нуклонов с переворотом их спина относительно орбитального момента l без изменения орбитального квантового числа (S=1, L=O), М2 соответствует переходам нуклонов с переворотом спина и изменением l на 1 (S=1, L=1). Оба типа Г. р. описываются оболочечной моделью как переходы нуклонов из одной оболочки в другую с учётом остаточного частично-дырочного взаимодействия.

Рис. 4. Спектр неупруго-рассеянных ядер ⁶Li на ядре ⁹⁰Zr при начальной энергии ядер ⁶Li 90 МэВ; пунктир - фон.

Энергию М1 можно описать эмпирич. ф-лой МэВ; он может располагаться в области дискретного спектра, и тогда он представляется в виде интенсивных уровней 1⁺ с большой суммарной величиной вероятности -переходов. Экспериментально кроме ядер с А<40 он обнаружен (1982) в ядрах с А>40 (⁴⁸Ca, изотопы Ni, Zr и др.) в реакции (р, р') при энергии протонов 200 МэВ. В ²⁰⁸Pb M1 проявляется как группа 35 уровней 1⁺ с энергией~7,5 МэВ. Г. р.М2 для средних и тяжёлых ядер расположен в области ~6-10 МэВ. Он измерен в ядрах ⁶⁸Ni, ⁹⁰Zr, ¹⁴⁰Ge, ²⁰⁸Pb с помощью неупругого рассеяния электронов на углы, близкие к 180°.

Зарядово-обменные Г. р. Аналоговый резонанс был открыт экспериментально в 1962 А. Андерсоном (A. Anderson) и Вонгом (Ch.-Y. Wong) в реакции (р, п), гамов-теллеровский резонанс обнаружен в 1979. Аналоговый O⁺ (S=0, L=0) и гамов-теллеровский 1⁺ (S=1, L=0) Г. р. интерпретируются как возбуждённые состояния ядра A(N, Z). С микроскопич. точки зрения это когерентные возбуждения, построенные из состояний "протон-нейтронная дырка", образованных переходами нейтрона в незаполненные протонные состояния. В случае O⁺ такой переход происходит без изменения квантовых чисел нуклонов (см. Аналоговые состояния), а в случае 1⁺ - с поворотом их спина (рис. 5).

С феноменологич. точки зрения 0⁺ рассматривается как состояние ядра А(N-1, 2+1), принадлежащее тому же изомультиплету, что и осн. состояние ядра A(N, Z), т. е. отвечающее тому же изоспину Т=(N-Z)/2, но отличающееся от последнего проекцией изоспина T_z: для A (N, Z) T_Z=T, для аналогового Г. р. T_z=T-1. Такая схема соответствует приближённому сохранению в ядерных процессах изоспиновой симметрии (нарушаемой эл--магн. поправками).

Рис. 5. Схема возбуждения зарядово-обменных и нейтральных резонансов.

Наряду с энергией Г. р., к-рая отсчитывается от осн. состояния ядра A (N, Z), важной характеристикой зарядово-обменных Г. р. является величина матричного элемента -перехода в осн. состояние ядра A(N, Z). Энергия аналогового Г. р. определяется разностью кулоновских энергий ядер A (N-1, Z+i)и A (N, Z):

а с точностью до 1-2% исчерпывает правило сумм, что связано с приближённым сохранением изоспина:

Энергия гамов-теллеровского резонанса в ср. ядрах лежит на 2-4 МэВ выше и приближается к с ростом А и N-Z. Для тяжёлых ядер (Pb-U) энергии и практически совпадают, что может означать приближённую реализацию т. н. спин-изоспиновой (вигнеровской) симметрии в тяжёлых ядрах (см. Унитарная симметрия ).Гамов-теллеровский Г. р. исчерпывает ок. 60% своего правила сумм. Причиной может быть переход в более сложные 1⁺ состояния (2ч-2д) либо влияние далёких по энергии, но сильно коллективных состояний, описывающих виртуальные возбуждения самих нуклонов ядра. Если T-изоспин аналогового Г. р. ядра A(N, Z), то гамов-теллеровский Г. р. того же ядра имеет изоспин T-1.

Наряду с аналоговым и гамов-теллеровским Г. р. в реакциях (р, n) при энергии протонов ~200 МэВ наблюдаются также Г. р. положительно заряж. ветви возбуждений средних и тяжёлых ядер с L=1, S=1 и L=2, S=1. Первые имеют квантовые числа , вторые - 1⁺ , 2⁺ , 3⁺. Для ветви =-1 наблюдались: в реакции Г. p. 0⁺ ; в-распаде протонно-избыточных ядер-1⁺ ; в -захвате на ядре ⁴⁰Ca - 1^- (S=0, L=1), являющийся отрицат. изотопич. аналогом электрического дипольного Г. р. (рис. 5).

Распад, формирование Г. р. Как правило, Г. р. расположены при энергиях возбуждения, превышающих пороги испускания частиц из ядра, и, следовательно, распадаются преим. с вылетом нуклонов или лёгких ядер. Самые лёгкие ядра распадаются преим. с испусканием -частиц; с ростом А возрастает доля протонного канала, однако с увеличением Z он обрезается кулоновским барьером ядра. Тяжёлые ядра распадаются в основном с испусканием нейтронов. Наблюдается также деление ядра из Г. p. E1 и Е2. Распад аналоговых Г. р. идёт как с вылетом протонов, так и по нейтронному каналу (запрещённому при строгом сохранении изоспина).

Изучение каналов распада Г. р. позволяет выяснить его формирование, изучить его связь с др. возбуждениями ядра, получить информацию о поведении кулоновского барьера при колебаниях ядра, распады Г. р. дают информацию о вкладе различных одночастичных состояний в структуру коллективного состояния.

Взаимодействие ядра с внеш. полем с образованием Г. р. разделяется на ряд этапов. На 1-м этапе происходит рождение частично-дырочного возбуждения, отвечающего состояниям 1ч-1д над поверхностью Ферми исходного ядра. На 2-м этапе возбуждённая пара взаимодействует с нуклонами ядра, образуя другое (1ч- 1д) состояние или две частично-дырочных пары (2ч- 2д-состояние). Далее образуются (Зч - Зд) и более сложные конфигурации, пока не установится статистич. равновесие.

Полная ширина Г. р. (Г) обусловлена двумя процессами: прямым распадом в область непрерывного спектра и распадом (1ч - 1д)- конфигураций на более сложные многочастичные . Смешивание со сложными конфигурациями приводит к потере когерентности и образованию состояний составного ядра. Макроскопически связано с "ядерной вязкостью", приводящей к затуханию колебаний ядра. При распаде лёгких ядер в полной ширине Г. р. преобладает , для тяжёлых - , причём для последних в случае E1 ~80-90% от полной ширины.

Экспериментальные методы. Г. р. возбуждаются за счёт эл--магн. и сильного взаимодействий частиц с ядром. При взаимодействии-квантов с энергией 10- -25 МэВ с ядром избирательно возбуждается Г. р. E1, т. к. длина волны -квантов R, а Г. р. высших мультипольностей подавлены в отношении .

Осн. метод изучения др. Г. р.- неупругое рассеяние частиц. Напр., при неупругом рассеянии быстрых электронов возбуждаются все Г. р. с =0 и =1, но имеет место высокий уровень фона. В неупругом рассеянии протонов также могут возбуждаться все виды Г. р., однако кинематич. особенности реакции при энергии протонов 40-50 МэВ уменьшают вероятность возбуждения Г. р. с =1, 5=1. Г. р. выделяются над фоном (связанным с прямым выбиванием протонов из ядра) при 100 МэВ.

Наилучшие результаты для изучения изоскалярных Г. р. даёт рассеяние -частиц и ядер ⁸Li с энергией >100МэВ (рис.4). В этих процессах запрещено возбуждение Г. р. с =1 (а в случае ⁶Li имеет место значит. снижение фона).

Для изучения зарядово-обменных резонансов используют реакции перезарядки нуклонов. В реакции (р, п) возможно возбуждение состояний как с S=0, так и S=1, причём первые возбуждаются при энергиях 40 МэВ, а вторые при -100-200 МэВ. В реакции (⁶Li, ⁶He) возможно лишь образование Г. р. с S=1.

Для изучения Г. р. нейтральной ветви использовались также реакции (d, d'), (³He, ³He'), рассеяние лёгких и тяжёлых ионов, в положит. ветви - , (³He, ³H), в отрицат. ветви (⁷Li, ⁷Be) - (n, р), ,-захвати- распад протонно-избыточных ядер.

Лит.: Hаумов Ю. В., Крафт О. E., Изоспин в ядерной физике, Л., 1972; Айзенберг И., Грайнер В., Модели ядер. Коллективные и одночастичные явления, пер. с англ., M., 1975; Бор О., Моттельсон Б., Структура атомного ядра, пер. с англ., т. 2, M., 1977; Бертч Дж. Ф., Колебания атомных ядер, пер. с англ., "В мире науки", 1983, № 7, с. 16.

Ю. В. Гапонов, С. П. Камерджиев, А. А. Оглоблин.

   <<      Предметный указатель      >>