СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ................................................................5
ГЛАВА 1. МЕТОДЫ ДОППЛЕРОВСКОЙ СПЕКТРОСКОПИИ..............................23
1.1 Общий обзор допплеровских методов..............................23
1.1.1 Метод Ослабления Допплеровского Смещения энергии у-лучей (ОДС).
1.1.2 Плунжерный Метод (ПМ).
1.2 Определение значений времен жизни допплеровскими методами...29
1.2.1 Анализ форм допплеровских у-линий в ОДС.
1.2.2 Анализ кривой радиоактивного распада в ПМ.
1.2.3 Анализ форм допплеровских у-линий в ПМ.
1.3 Торможение ядер отдачи в материале мишени......................36
1.3.1 Электронные и ядерные тормозные потери.
1.3.2 Многократное рассеяние ядер отдачи.
1.4 Допплеровские методы в ядерных реакциях, вызываемых тяжелыми
ионами и идущими через стадию составного ядра...................44
1.4.1 Механизм заселения и разрядки высоковозбужденных состояний в реакциях слияния-испарения на пучках тяжелых ионов
1.4.2. Кинематический разброс ядер отдач.
1.4.3. Конечное время заселения каскадами «боковой» подпитки
1.4.4. Дискретное каскадное питание.
1.5 Аппаратурные влияния на допплеровские у-линии..................56
1.5.1 Калибровка аппаратурной формы линии.
1.5.2 Геометрия и конечный размер детектора у-квантов.
1.6 Допплеровские методы с использованием техники у-у совпадений.61
1.6.1 Методы установки «ворот» на переходы, расположенные "ниже” и "выше" исследуемого.
1.6.2 Особенности использования метода постановки узких ворот N0X6.
1.7 Программное обеспечение измерений времен жизни.................68
1.7.1 Общая схема программного обеспечения.
1.7.2 Анализ сложных спектров.
2
ГЛАВА 2. ЭКСПЕРИМЕНТ И РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТА
74
2.1 Экспериментальные многодетекторные установки..................74
2.1.1 NORDBALL.
2.1.2 GASP.
2.1.3 EUROBALL.
2.2 Предварительная обработка событий совпадений у-у-частица......81
2.2.1 Сортировка у-у-.. совпадений.
2.2.2 Калибровка эффективности.
2.2.3 Энергетическая калибровка в процессе сортировки.
2.3 NORDBALL-эксперимент.
Времена жизни и вероятности переходов в 118Те и 1191.............86
2.3.1 Условия и детали эксперимента.
2.3.2 Эмпирическая оценка эффективного времени боковой подпитки.
2.3.3 Результаты измерений времен жизни для 11 ^Ге.
2.3.4 Результаты измерений времен жизни для 1191.
2.4 СА8Р-экспсримснт.
Времена жизни и вероятности переходов в 144С(1.....................93
2.4.1 Условия и детали эксперимента
2.4.2 Анализ форм у-линий в ОДС-экспсримснтс
2.4.3 Времена жизни и вероятности Е2-переходов в квадрупольных полосах.
2.5 Выбор оптимальных условий для ЕиИОВЛЕЕ-эксперимента..................99
2.5.1 Выбор оптимальной мишени и энергии пучка
2.5.2 Теоретическое вычисление времени боковой подпитки
2.5.3 Экспериментальной подтверждение расчетов боковой подпитки
2.6 ЕиКОВАЕЕ-экспсримснт.
Времена жизни и вероятности переходов в 141Еи и 14Ч»с1............108
2.6.1 Анализ форм у-линий в ОДС-эксперименте.
2.6.2 Перенос больших ошибок методом Монте-Карло.
2.6.3 Результаты но временам жизни и вероятностям переходов
3
ГЛАВА 3. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ.......................................121
3.1 Описание свойств полосы, построенной на основном состоянии
п8Те на основе модели взаимодействующих бозонов (МВБ1).......121
3.1.1 Общее описание модели.
3.1.2 Квадрупольные полосы в 1,8Те и в соседних ядрах.
3.2 Квадрупольные полосы в 144Gd.......................................127
3.2.1 Модель «Total Routhian Surface» (TRS).
3.2.2 Триаксиальная деформация в I44Gd.
3.2.3 Свойства квадрупольной полосы в 144Gd в рамках много-квазичастичного расширения МВБ1
3.3 Дипольные полосы в 1191............................................133
3.3.1 Квазиклассическое объяснение механизма когерентного усиления Ml переходов.
3.3.2 Неполное выстраивание угловых моментов в З-qp полосе 1191.
3.3.3 Полосы, построенные на одночастичном состоянии п&п1191.
3.4 Дипольные полосы в 141Еи и 142Gd...................................141
3.4.1 Модель принудительного вращения остова по отношению к наклонной оси (Tilted Axis Cranking - TAC)
3.4.2 Сочетание механизма «ножниц» с принудительным вращением остова по отношению к главным осям (SPAC-модель).
3.4.3 Сравнение SPAC и ТАС с экспериментальными данными для u,Eu.
3.4.4 Сравнение SPAC и TAC с экспериментальными данными для,42Gd.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ.............................................................156
Литература.............................................................160
4
ВВЕДЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
Прогресс экспериментальной техники в начале 70-х годов, в частности появление (Зе(1л), а затем и сверхчистых германиевых (НРСе) детекторов, привел к бурному развитию у-спектроскопии на пучках тяжелых ионов и а-частиц. С того времени накоплен большой объем экспериментальной информации о таких характеристиках возбужденных состояний как энергия (Е*), спины и четности (1“), а также интенсивности (17) и мультииольности (о,Х) у-переходов. Это позволило существенно продвинуться в понимании структуры высокоспиновых и высоковозбужденных состояний ядер и уже к 1980-м гг. привело к обнаружению и объяснению ряда качественно новых явлений, связанных в частности, с взаимодействием коллективных и квазичастичных (2-х, 3-х, 4-х) возбуждений [1,2]. Что же касается электромагнитных свойств ядерных уровней, таких как магнитные дипольные р и электрические квадрупольные моменты, времена жизни т и связанные с ними вероятности электромагнитных переходов между уровнями В(аД), то такая информация, как в те годы, так и сейчас существенно беднее. В то же время она исключительно важна, поскольку электромагнитные свойства переходов крайне чувствительны к выбору модели, претендующей на адекватное описание структуры ядра. Поэтому систематические измерения электромагнитных характеристик ядерных уровней имели и имеют решающее значение для развития теории ядра. Для большинства ядер сведения о временах жизни неполны, а чаще всего они отсутствуют. Это объясняется тем, что значения т уровней, заселяемых в ядерных реакциях, чаще всего лежат в диапазоне 10‘14 4- 1012 с. Задача измерения таких малых времен нетривиальна и ее решение требует привлечения сложных методик и современных средств эксперимента. В таком диапазоне наиболее информативными являются методы, основанные на использовании эффекта Допплера - метод ослабления допплеровского смещения (ОДС) и плунжерный (ПМ).
Допплеровские методы у-спектроскопии развивались в циклотронной лаборатории ФТИ им. А.Ф. Иоффе начиная с 1970 гг., сначала в приложении к кулоновскому возбуждению ядер [3], а затем и к реакциям, вызываемыми а-частицами и тяжелыми ионами, идущими через стадию составного ядра. Необходимое программное обеспечение было разработано как для метода ОДС [4], так и ПМ [5], и использовалось для измерений т на пучках циклотронов ФТИ, ИЯИ (Киев), ИЯФ (Прага), ИЯАФ (Россендорф) [64-12]. В начале 1980 гг. на основе новых теоретических и методических
5
ВВЕДЕНИЕ
разработок было создано новое программное обеспечение, основанное на прецизионных вычислениях форм допплеровских у-линий как для ОДС, так и ПМ, используя моделирование методами Монте-Карло всех физических процессов, начиная от образования и распада составного ядра и вплоть до регистрации у-квантов [13, 14]. Разработка и улучшение этого программного обеспечения происходило в дальнейшем постоянно в соответствии с новыми задачами и модернизацией экспериментальной техники [154*21].
Данные о полных временах жизни возбужденных состояний совместно с данными об относительных интенсивностях у-переходов и отношении смеси муэтьтипольностей 5, характеризующие определенный переход, позволяют определить приведенные вероятности переходов В(стД). В подавляющем большинстве случаев это электрические квадрупольные Е2 и магнитные дипольные Ml переходы. Коллективным, в частности вращательным степеням свободы, как правило, соответствуют квадрупольные полосы уровней (т.н. развязанные - “decoupled”) с последовательностью уровней AI = 2 h. Полосы, построенные nai квазичастичных возбуждениях, могут быть как квадрупольиыми, так и дипольными с последовательностью уровней Д1 = 1 h. В 1980-х 4-1990-х гг. на основе новых возможностей допплеровской методики систематически; исследовались как квадрупольные, так и магнитные дипольные полосы в переходных и околомагичсских ядрах массовой области А ~ 80 4- 120. Переходные ядра являются важным объектом для выяснения роли различных мод возбуждения в формировании ядерной структуры и механизма их связи, поскольку в них сложным образом переплетаются как одночастичные движения, так и коллективные колебания и вращения. По этой причине одним из основных объектов этих исследований было изучение взаимодействия- между коллективными- модами возбуждений, построенными на основных состояниях четно-четных ядер и полосами, построенными на 2-квазнчастичных возбуждениях в ядрах массовой области А ~ 80‘[224-24]. Одним из следствий такого взаимодействия является нерегулярность энергетической структуры, выражающейся в характерном изгибе зависимости от спина момента инерции J(I) = l/(d2E/dI2). Наряду со ставшей к настоящему времени общепринятой интерпретацией этого явления (“backbending”), основанной на концепции пересечения полос в рамках оболочечной версии модели принудительного вращения (Cranking Shell Model), А.Д. Ефимовым и В.М. Михайловым был разработан полумикроскопический вариант модели взаимодействующих бозонов МВБ1 (1ВМ1) [24-f29]. Новый теоретический подход позволил не только объяснить особенности энергетической структуры, но и успешно
б
ВВЕДЕНИЕ
интерпретировать значения В(Е2) в районе нерегулярности, полученные на основе измерений т. Впоследствии этот подход был распространен на переходные ядра в области А = 100 [30, 31] и на т.н. «внедренные» (тцпс1ег) полосы в полумагических (2 = 50) изотопах олова, построенные на 4-квазичастичных возбуждениях [32-7-35]. Другой ветвью исследований переходных и околомагических ядер были полосы, построенные на 2-3 квазичастичных возбуждениях нечетных и днпольные полосы нечетно-нечетных ядер, где впервые были обнаружены быстрые М1 переходы и интерпретированы на основе модифицированного полуклассического подхода Дэнау-Фрауэндорфа (Оопаи-РгаиспбогО [36-И8]..
К началу исследований, включенных в настоящую диссертацию, сложилась следующая ситуация. Все эксперименты, на которых были основаны вышеописанные работы, проводились с одним или двумя Ое(У) или (НРве) детекторами. Техника у-у совпадений приводит в этом случае к спектрам с малой статистикой, которые использовалась лишь изредка для построения или уточнения схем распада, но практически не подходили для измерений т допплеровскими методами. Поэтому область исследований ограничивалась сравнительно невысокими спинами (I = 12-И 6Ь). Между тем «передний фронт» физики высокоспиновых состояний уходил все дальше в область высоких и сверхвысоких спинов, вплоть до пределов, определяемых образованием и устойчивостью составного ядра (1 ~ 5(Ь-70Ь). Это стало возможным благодаря созданию многодстскторных систем, состоящим из десятков и даже сотен НРвс детекторов большого объема, оснащенных соответствующей ядерной электроникой и компьютерной техникой, а также развитию методики многомерных у-у-у.. совпадений и совпадений с другими продуктами реакций. Несмотря на высокую стоимость (до сотен миллионов долларов) сейчас в мире работают десятки подобных установок, но в странах бывшего СССР нет ни одной. Поэтому единственным путем для продолжения исследовании и применения накопленного опыта стало международное сотрудничество. В настоящее время экспериментальные исследования в области физики высокоспиновых состояний проводятся- исключительно международными коллективами и часто не имеет значения где и когда был проведен тот или иной эксперимент - информация, полученная в течении 1 - 2 недельного эксперимента настолько огромна, что ее обработка может занимать годы. В особенности это касается измерений т допплеровскими методами, где получение результатов наиболее сложно и трудоемко. По вышеизложенным причинам первая часть настоящей работы (исследование ядер 118Те и 1191) была выполнена в ФТИ и в
7
ВВЕДЕНИЕ
Варшавском Университете, используя спектры, полученные на 20-детекторной установке NORDBALL в эксперименте, проведенном в 1995 г. в Дании. Вторая часть работы (,,wGd) была также связана с обработкой эксперимента, который уже был проведен на 40-дегекторной установке GASP в Италии в 1997 г. В отличие от первых двух третья часть работы (UIEu и l42Gd) с самого начала планировалась и проводилась при непосредственном участии автора. Эксперимент был проведен в Страсбурге (Франция) на крупнейшей в мире 236-детекторной установке EUROBALL IV. Вся обработка этого эксперимента, начиная с сортировки и энергетической калибровки всех 236 детекторов, проводилась в течение последних двух лет в Юлихе (Германия).
Первая часть работы являлась непосредственным продолжением (как в смысле методики, так и в смысле интерпретации результатов) и реализацией предыдущего опыта исследований времен жизни высокоспиновых состояний околомагичсских ядер в области Z ~ 50. Ядра 1I8Te (Z = 52) и I19I (Z = 52) имеют равное число нейтронов N = 66, близкое к середине нейтронной оболочки 50+82. Поэтому изменение коллективных свойств должно зависеть от Z, причем, если мерой коллективности в четно-четных изотопах могут служить энергетические промежутки между УРОВНЯМИ' полосы, построенной на основном 0+ состоянии и значения В(Е2), то в нечетных -соответствующие характеристики полос, построенных на протонной конфигурации nhj|/2 • Рис. 1.а показывает резкое изменение коллективных свойств ядер при переходе от Z = 52 к Z = 54 с точки зрения энергетической структуры, однако значения В(Е2) для внутриполосных переходов на момент начала наших исследований не были известны ни для 1,91, ни для четно-четных соседних ядер 1,8Те и 120Хс. При переходе от Z = 52 к Z = 54 значения В(Е2), как ожидалось, должны существенно возрасти, но какими они окажутся для квадрупольных полос 1191 - более похожими на полосы в 118Те или ,20Хе -предстояло выяснить. Времена жизни для ,2()Хс были специально для этой цели изучены в ИАЭ Японии на установке GEMINI [49], в то время как |,8Тс и 1191 изучались в настоящей работе [50+55]. Сложную структуру квадрупольных полос 1,91 иллюстрирует Рис. 1в, для которых нами было получено ~ 30 значений т. Сравнение свойств квадрупольных полос П91 с данными по ,20Хе и и8Те, где было измерено ~ 10 значений т, а также анализ в рамках новой микроскопической версии МВБ1, в которую был включен учет 2-квазичастичных состояний [59+62] показали, в частности, что коллективные свойства протонной конфигурации яН},/2 в ,,91 гораздо ближе к 120Хе, чем
8
Energy, MeV
ВВЕДЕНИЕ
a)
2.0
1.5
1.0
0.5
0.0 \-
4*
^ N = 66
6*\
19/2'
2*
\ 23/2'_______________23/2
6‘
'.19/2
'\2L
19/2
4*
\lS£.-2L...15/2
6*
4*
**. 2*
Hi H? J}1_ 11/2' _01 11Й' _Ql_ >>>'
Рис. I. а) Полосы, построенные на 11/2" состояниях (одно) в нечетных ядрах и полосы, построенные на основных состояниях четных ядрер с числом нейтронов N = 66 [30. 31). Ь) Квадрупольные полосы в П91. с) Дипольныс полосы |191, связанные с конфигурацией.
9
ВВЕДЕНИЕ
к ,,8Те и наоборот, конфигурации лg;J2 ближе к |,8Те [54]. Кроме того, квадрупольные полосы ,,91 интерпретировались нашими польскими коллегами как трехаксиальный ротатор в рамках модифицированной версии модели Давыдова-Филлннова [63*68]. Кроме квадрупольных полос особый интерес представило изучение полос в и91, связанных с лg;J2 конфигурацией и построенных на ней 3-квазичастичных дипольных полос (Рис. 1с). В части из этих полос были обнаружены быстрые М1 переходы, которые удалось интерпретировать, аналогично- ранее исследованным 3-квазичастичным дипольных полосам, на основе модифицированного полуклассического подхода Дэнау-Фрауэндорфа [36]. Новой в работе была успешная попытка полуклассической интерпретации полос, построенных на одночастичных конфигурациях, как результата выстраивания углового момента квазипротонной дырки лg;J2 вдоль оси коллективного вращения [51].
Объектами исследования во второй и третьей частях нашей работы были околомагические ядра 142,144вс1 с 2 = 64 и 141Еи с Z = 63 (в отличие от нейтронов, где N = 64 соответствовало бы примерно середине оболочки, протоны с 2 = 64 образуют но ряду параметров практически замкнутую оболочку). В этой области соседствуют как хорошо деформированные, так и почти сферические ядра; одновременно в одном ядре могут сосуществовать как супер-, так и слабодеформированные аксиально-симметричные или трехаксиальные формы а также выраженные квадрупольные и дипольные полосы различной природы. Это иллюстрирует Рис. 2, где представлены: типичные полосы в деформированном ,58Ег и околомагическом 147Сс1 (а), спектр ядра 1б8НГ с выраженной равновесной деформацией (Ъ), а также спектры изученных нами изотопов вб с 2 = 64, N = 78 (с) и N = 80 (б) [69*71]. Последние, как видно из рисунка, кардинально меняются с изменением N по мере удаления от замкнутой нейтронной оболочки N - 82, отражая, по-видимому, резкое возрастание деформации. До наших исследований времена жизни в этих ядрах не были известны вовсе, за исключением нескольких изомерных состояний. Между тем их измерение представляло значительный интерес, как для квадрупольных, так и для дипольных полос. Основным мотивом для исследований квадрупольных полос в ,42,144Сб была проверка гипотезы, что эти полосы соответствуют трсхаксиапыюй деформации [69]. В ядре 142Сб это три низколежащие квадрупольные полосы: основная полоса и две полосы, построенные на изомерных 2-квазичастичных состояниях со спином 10+, соответствующих уЬц,2 и лЬ*у2 конфигурациям. В ядре 144Сб [71] квадрупольные полосы
построены на 4-квазичастичном состоянии 20+. В настоящее время для описания трехаксиальности чаще всего используется вариант модели принудительного вращения, в
10
ВВЕДЕНИЕ
которой ядро рассматривается во вращающейся системе координат. Решение уравнения Шредингера с соответствующим гамильтонианом (Routhian) при заданной частоте вращения со выражается как функция параметров деформации Е“(р,у) [74]. Минимумы на двумерной энергетической поверхности (Total Routhian Surface -TRS) соответствуют ядерным уровням, а найденные таким образом для каждого уровня параметры (р,у) позволяют вычислить квадрупольный момент Q и, тем самым, значения В(Е2) для переходов внутри полосы. Предсказывается, что квадрупольные полосы в ядрах 142,144Gd должны соответствуют хорошо деформированным, триаксиальным минимумам [69]. Расчеты в рамках TRS модели удовлетворительно оиисьшают свойства заведомо деформированных ядер, таких как, например, l68Hf (Рис. 2Ь), однако вопрос о применимости этого подхода к околомагическим ядрам оставался открытым. С другой стороны, разработанный А.Д. Ефимовым и В.М. Михайловым полумикроскопический вариант МВБ1, который- явно не вводит понятие деформации (а тем более трехаксиальной), показал, как это обсуждалось выше, свою работоспособность в области переходных и иолумагических ядер с Z ~ 50 и представлялось интересным его распространение на область Z ~ 64. Эти два подхода, в определенном смысле диаметрально противоположны и мы предполагали их сопоставление на основе измерения времен жизни в квадрупольиых полосах U2,wGd. Главный результат этого сопоставления состоит в том, что оба подхода до определенной степени описывают эксперимент, но если МВБ1, оперируя значительным числом параметров, оказалась способной детально воспроизвести энергетическую структуру и значения В(Е2), то расчеты в рамках TRS, уступая МВБ1 в деталях и практически не содержа параметров, тем не менее правильно предсказывает поведение величины динамического квадрупольного момента в полосе. По видимому, современные теоретические подходы еще только «нащупывают» пути адекватного описания реальности, освещая только отдельные стороны такой сложного объекта, каким является атомное ядро.
Особое и, в определенном смысле, центральное место в настоящей работе занимают исследования времен жизни уровней дипольных полос в ulEu и. ,42Gd. Именно постановка главным образом этой задачи и определило, в условиях высокой' конкуренции, выделение финансовых средств на исследования в Германии и проведение эксперимента на установке EUROBALL. В общих чертах интерес к проблеме обусловлен следующим: В полумагических изотопах свинца (Z = 82) были открыты дипольные полосы [754-77], обладающие следующими специфическими свойствами:
11
а)
(+.о),
04*)
ЭВ2
08?
67В
6Г
аео
2«* 4К м
4Й1 344^
—'—— г 9»*-Г :
21*_ 372___154, *2Ц
50* ЗбсГ 85*^1««
22 21*
20*
£*•4^1
{ "в* »1 еаг
17*'
*
Рв*)
_27*
.26*
.25*
24*
.»П
•309
X
*123
67«
4
«■инк* I в!'
ОеГслпа) К«с1еи4
32»)
}•—
12
и . .
IV 4
*
,ЯЕг
Е(МсУ>
Ю091в СЗГ)
_13с*;
щп_
КРЕЯ 76 Ы(*0 ?<Г
55736
</»34
9-33534_ ^ угль
N«1 Ирбеад! Мис1еи*
2*$5£
_ЯГ
20”
26-
| ** 25"
&35 _ С” 24*
1 322 23-
7К> «39 12'
/ м 1?г
037 пв
С)
142.
Сс^
Ь)
83в
792
Рис. 2. а) Типичные полосы в деформированном (|58Ег) и около-магическом (|47Ос1> ядрах. Ь) Спектр деформированного ядра 168НТ с) и (1) Спектры изотопов Ос1 с N=78 и N=80
ВВЕДЕНИЕ
1. Последовательность уровней в полосах, начинающихся с энергии Ео приблизительно подчиняется параболическому закону: Е(1)—£о~ A(I— lof.
2. Полосы состоят из сильных Ml переходов между уровнями с AI = / и очень слабых Е2 переходов между уровнями с AI = 2, что дает в результате большую величину отношения В(М1]/В(Е2) > 30 р2ц/(еЬ)2, в то время как в хорошо деформированных ядрах это значение обычно < 1 ры/febf.
3. Приведенные вероятности магнитных дипольных Ml переходов имеют значения В(М1) ~2 + Юры, максимальные в начале полосы и резко уменьшающиеся к концу.
4. Полосы характеризуются малым параметром деформации |е| ~ 0.95/1 < 0.1.
В пределе, когда деформация отсутствует и квантовомеханическая симметрия запрещает обычное вращение, существование квазивращательных полос потребовало объяснения. Оно состояло в том, что помимо деформации существует и другая возможность определения ориентации в пространстве: магнитный днпольный момент. Поэтому обнаруженные полосы было предложено рассматривать как проявление квантового вращения магнитного диноля и, соответственно, назвать этот новый вид вращения “магнитным вращением” [80]. В противоположность вращению сильно деформированных ядер, имеющему коллективный характер, в магнитном вращении принимает участие только несколько квазичастиц, занимающих орбитали с большим угловым моментом j. Таким образом, можно сказать, что в случае магнитного вращения ориентация ядра обусловлена анизотропией в распределении тока, тогда как ориентация для сильно деформированных ядер описывается распределением плотности. Наблюдение регулярных вращательных полос не обязательно означает появление коллективного движения. Однако наличие слабой сплющенной (oblate) деформации оказалось все же необходимым условием существования магнитновращательных полос. Дело и том, квазичастицами, занимающих орбитали с большим угловым моментом j, могут быть как протоны, так и нейтронные дырки, и слегка деформированный средний1 потенциал ядра обеспечивает выстраивание протонов в одну группу с моментом j„, а нейтронных дырок в другую, с моментом jy Эти группы в дальнейшем для простоты будут называться протонными и нейтронными квазичастицами. Рис. За иллюстрирует картину магнитного вращения с участием таких квазичастиц, а Рис Зв соответствующую схему угловых моментов по отношению к оси симметрии z деформированного остова. Угол 9 между i и /„ возникает в результате
13
ВВЕДЕНИЕ
баланса между силами Кориолиса, которые пытаются выстроить эти два вектора вдоль оси вращения, и возвращающей силы слегка деформированного потенциала, пытающейся удержать эти вектора иод углом 90 . По мере увеличения частоты вращения со угол 0 уменьшается, так как начинают преобладать силы Кориолиса, пропорциональные со, а полный спин 7 , соответственно растет. Этот процесс был назван «механизмом ножниц» («Shears mechanism»), так как это движение подобно закрытию лезвий ножниц [81, 82]. В условиях слабой деформации угол ф между полным, угловым моментом I и одной из главных (principal) осей эллипсоида сохраняется, что соответствует картине т.н. «равномерного» (uniform) наклонного вращения (Tilted Axis Cranking - TAC). При сильной деформации вектор коллективного вращения R направлен вдоль оси х, перпендикулярной оси симметрии, так что полный угловой момент 7 выстраивается вдоль х (Principal Axis Cranking -РАС). В предельном случае, описанном в полуклассическом приближении Ф. Дэнау и С. Фрауэндорфом [36] деформация удерживает вектора ^ и jv в перпендикулярном положении [83], поэтому вектор 7 увеличивается и наклоняется к оси х только за счет роста R. На Рис. Зс показано сравнение хорошо известного коллективного вращения сильнодсформированных ядер с магнитным вращением. В настоящее время разработаны различные варианты теории, описывающие магнитное вращение на микроскопическом уровне; это, например, т.н. - ТАС модели [79, 81]. В частности, с помощью ТАС удалось удовлетворительно описать поведение В(М1) вдоль магнитовращательных полос [84, 85], как это иллюстрирует Рис. 3d.
В классическом приближении поведение В(М1) можно объяснить зависимостью В(М1) от суммарного магнитного момента квазичастиц: В(М1) ~ pi [77, 86, 87]. В случае, проиллюстрированном на Рис. Зв, pi = (pi)v + (pi)*, где pi - проекции магнитных моментов на ось, перпендикулярную полному угловому моменту, пропорциональные ji: pi = g ji. Поскольку эффективные g-факторы для нейтронной и протонной компонент противоположны по знаку, так же как и проекции ji, то (pi)v и (Pi)* оказываются одного знака, обуславливая когерентное усиление В(М1). По мере ТАС-вращения эффект ножниц приводит к быстрому уменьшению 0V, 0а И, соответственно, (Pi)v, (pi)*. В результате значения В(М1) резко падают вдоль полосы. В том случае PAC-вращения, когда «лезвия ножниц» остаются максимально открытыми (предел Дэнау-Фрауэндорфа) значения В(М1) уменьшаются существенно слабее (Рис. 3d внизу).
14