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我们知道,原子核由强子组成①,并且,轻原子核是典型的量子少体束缚态,重原子核是典型的量子多体束缚态。由于核子和超子是费米子,而介子为玻色子,那么通常的不考虑介子组分的原子核为多费米子系统。如果考虑核子等费米子之间的配对效应,这些核子对可以近似为玻色子,于是偶偶原子核和奇奇原子核也可以近似为玻色子系统。并且奇质量数原子核(常简记为奇A核)可近似为既包含费米子又包含玻色子的多粒子系统(重核和中重核)或少体系统(轻核)。由本文第2节的讨论可知,多粒子系统具有幺正对称性,并且幺正对称性可以破缺到正交对称性(玻色子系统)或斜交对称性(费米子系统),因此作为量子束缚态的原子核具有对称性,并且其对称性可能破缺。考虑篇幅限制,本节对原子核的对称性也仅作简要介绍。
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回顾上述讨论知,多玻色子系统具有最大对称性
$ {\rm{U}}(\sum_{i}(2l_{i}+1)) $ ,其中的维数$ N \!=\! \sum_{i}(2l_{i}+1) $ 为其组分粒子的内禀空间的自由度的维数,并且有子代数链多费米子系统具有最大对称性
$ {\rm{U}}(\sum_{i}(2j_{i}^{}+1)) $ ,其中的维数$ N \!=\! \sum_{i}(2j_{i}^{}+1) $ 亦为其组分粒子的内禀空间的自由度的维数,并且有子代数链这表明,玻色子系统的对称性可以由最大的幺正对称性破缺到维数相同的正交对称性。当然也可以破缺到维数较低的幺正对称性,例如,前述的由角动量
$ l \!=\! 0 $ 的s玻色子和角动量$ l \!=\! 2 $ 的d玻色子系统的最大对称性$ {\rm{U}}(6) $ 可以破缺到$ {\rm{SO}}(6) $ (同构于SU(4))也可以破缺到SU(5),还可以破缺到SU(3)。并且,费米子系统的对称性可以由最大的幺正对称性破缺到维数相同的斜交对称性(亦即辛对称性)。当然也可以破缺到维数较低的幺正对称性,例如,前述的由总角动量$ j \!=\! 1/2 , \, 3/2, \, 5/2 $ 的费米子形成的系统的最大对称性$ {\rm{U}}(12) $ 可以破缺到$ {\rm{SP}}(12) $ ,还可以破缺到U(10),甚至U(6)。由于多粒子系统通常都具有转动不变性,亦即SO(3)对称性,并且原子核的主要成分是费米子(核子和超子),因此,原子核具有幺正对称性
$ {\rm{SU}}(\sum_{i}(2j_{i}^{}+1)) $ ,并有下述群链标记的动力学破缺如果再考虑同位旋对称性,则有
考虑将核子对近似为玻色子,从而原子核可以近似为玻色子情况下,原子核具有幺正对称性
$ {\rm{SU}}(\sum_{i}(2l_{i}+1)) $ ,并有下述群链标记的动力学破缺 -
由于不同(总)角动量的粒子的产生算符、湮灭算符都相互对易,因此需要认真处理的重要部分为全同粒子部分。前已说明,原子核具有SO(3)不变性,即有确定的总角动量
$ J $ ,从而由单粒子角动量为$ j $ 的全同费密子形成的原子核的波函数可以写为其中
$ n $ 为单粒子轨道$ j $ 上的粒子数,$ \nu $ 为单粒子角动量为$ j $ 的粒子系统的辛弱数(即不配成角动量为$ 0 $ 的对的粒子数)。显然总角动量$ J $ 的可能取值及其出现的次数是描述这样的原子核状态的关键物理量。按照前述的原子核的对称性及其破缺的方式,原子核的辛弱数
$ \nu $ 可以由U$ (2j+1) $ 的不可约表示(常简记为$ {\rm{IRREP}} $ )$ [1^n] $ 按群链U$ (2j+1) \supset {\rm{SP}}(2j+1) $ 约化(即$ [1^n] \!=\! \oplus_{\nu} (1^{\nu}) $ )的规则确定,并可简单表述为$ J $ 为单粒子轨道$ j $ 上的粒子数为$ n $ 、辛弱数为$ \nu $ 的态的角动量,即SP$ (2j+1) $ 群的表示$ (1^{\nu}) $ 按群链SP$ (2j+1) \supset {\rm{SO}}(3) $ 约化时得到的SO(3)群的IRREP. 因为SP$ (N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的约化为非简单可约,即可能有多个态对应于同一个$ J $ 和同一个$ \nu $ ,所以需要引入附加量子数$ \alpha $ 来区分$ n $ 、$ \nu $ 、$ J $ 都分别相同的态。一个简单的确定附加量子数$ \alpha $ 的方案是先确定SP$ (N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 约化的重复度$ \eta $ ($ \eta \!=\! 0 $ 表明不存在总角动量为$ J $ 的态,$ \eta \neq 0 $ 表明存在$ \eta $ 个总角动量为$ J $ 的态),那么取$ \alpha \in [1, \, \eta] $ 即可确定附加量子数。关于
$ {\rm{SP}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 约化的重复度,乍看起来,是一个简单的问题。但事实上,虽经长期研究(例如文献[23-29]等),到现在尚无直观表述的一般公式,但人们发展建立了通过划分进行递推(标准的由最高权态递推确定所有权集合)的方案,并已有相应的计算机程序[23-24]。实用中常见的$ { j \!=\! 7/2 } $ 、$ { j \!=\! 9/2 } $ 、$ { j \!=\! 11/2 } $ 、$ { j \!=\! 13/2 } $ 、$ { j \!=\! 15/2 } $ 系统的具体数值可参见文献[2]。关于全同玻色子系统的具有确定辛弱数
$ \nu $ 的总角动量为$ L $ 的重复度,确定方案与全同费密子系统的相同[23-24],只是因为$ 2 l + 1 = {\text{奇数} } $ ,SP$ (2j+1) $ 群应换为SO$ (2l + 1) $ 。并且,对$ d $ 玻色子系统已有解析计算公式[30]。$ d $ 玻色子、$ f $ 玻色子、$ g $ 玻色子、$ h $ 玻色子和$ i $ 玻色子等系统的一些具体数值可参见文献[2]. -
我们知道,对于多体系统,确定相互作用的哈密顿量(计算相互作用矩阵元)及计算跃迁矩阵元的关键问题是计算全同粒子系统的矩阵元,即计算产生算符
$ a_{jm}^{\dagger} $ 和湮灭算符$ a_{jm}^{} $ 的矩阵元其中
$ \tilde{a}_{jm}^{} \!=\! (1)^{j-m} a_{j\, -m}^{} $ 为与产生算符相应的不可约张量,$ j \!=\! l\! =\! {\text{整数}} $ 对应玻色子系统,$ j \!=\! {\text{半奇数}} $ 对应费米子系统。这两类矩阵元分别为由粒子数为$ n-1 $ 、辛弱数为$ \tau^{\prime} $ 、总角动量为$ J^{\prime} $ 的全(反)对称态添加一个粒子形成粒子数为$ n $ 、辛弱数为$ \tau $ 、总角动量为$ J $ 的全(反)对称态的矩阵元,或者由粒子数为$ n+1 $ 、辛弱数为$ \tau^{\prime} $ 、总角动量为$ J^{\prime} $ 的全(反)对称态减少一个粒子形成粒子数为$ n $ 、辛弱数为$ \tau $ 、总角动量为$ J $ 的全(反)对称态的矩阵元。由于在考虑角动量
$ j $ 与$ J^{\prime} $ 耦合形成的角动量为$ J $ 的态中既有全(反)对称的成分,又有非全(反)对称的成分,但$ \vert j^{n} \, \tau \, \alpha \, J \, M \rangle $ 为全(反)对称态,因此通常称角动量层次上的耦合态$ \vert [(j^{n-1} \, \tau^{\prime} \, \alpha ^{\prime} \, J^{\prime} \, M^{\prime})(jm)]\, JM \rangle $ 为母态,物理态(全(反)对称态)$ \vert j^{n} \, \tau \, \alpha \, J \, M \rangle $ 为母态中包含的全(反)对称部分,即有或者说
其中
$ \langle J^{\prime} \, M^{\prime} \, j \, m | J \; M \rangle $ 为角动量耦合的CG(Clebsch-Gordancoefficients)系数;$ \langle (n - 1) \; \tau^{\prime} \; \alpha^{\prime} \; J^{\prime} \; j \; J \vert \} n \, \tau \, \alpha \, J \rangle $ 称为母分系数(coefficient of fractional parentage,简称为CFP),即母态中包含的全(反)对称的成分的概率幅;$ \langle n \| a^\dagger \| (n-1) \rangle_{{\rm U}(N)} $ 为产生算符的$ {\rm{U}}(N) $ 对称层次上的约化矩阵元,即仅考虑粒子数变化的约化矩阵元。由此还可以知道,对于确定全同粒子系统的波函数,母分系数是其核心,尽管这一问题在多粒子壳模型开始发展时就被提出[31-32],直到20世纪90年代中前期,人们才给出了计算具有确定辛弱数的系统的母分系数的理论方法和计算程序[24, 33-34]。通过直接计算
$ a^{\dagger}_{jm} $ 、$ \tilde{a}_{jm} $ 与标记系统状态的群链$ {\rm{U}}(N) \supset {\rm{SP}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ (其中$ N \!=\! 2j+1 $ )中的各个群的生成元间的对易关系可知,产生算符$ a^{\dagger}_{jm} $ 及与湮灭算符相联系的算符$ \tilde{a}_{jm}^{} $ 是U$ (N) $ 群的1秩不可约张量、SP$ (N) $ 群的1秩不可约张量、SO$ (3) $ 群的$ j $ 秩不可约张量,并且$ a^{\dagger}_{jm} $ 和$ -\tilde{a}_{jm} $ 还构成准自旋群$ {\rm{SU}}(2)_q $ 的$ 1/2 $ 秩不可约张量,分别对应于$ \{1/2,-1/2\} $ 、$ \{1/2,1/2\} $ 分量。那么,上述矩阵元应该在U$ (N) $ 、SP$ (N) $ 和SO$ (3) $ 等层次上都满足相应的不可约张量的耦合关系(或者说$ {\rm{IRREP}} $ 的乘积的约化规律),根据产生算符是U$ (N) $ 的1秩不可约张量的性质,利用U$ (N) $ 的Wigner-Eckart定理和Racah因子分解引理,得其中
$ \Big{\langle} \begin{array}{*{20}{c}} [1] & [1^{n-1}] \\ (1) & (1^{\tau '}) \end{array} \Big{|} \begin{array}{*{20}{c}} [1^n] \\ (1^{\tau}) \end{array} \Big{\rangle} $ ,$ \Big{\langle} \begin{array}{*{20}{c}} (1) & (1^{\tau '}) \\ j & \alpha ' \; J ' \end{array} \Big{|} \begin{array}{*{20}{c}} (1^\tau) \\ \alpha \; J \end{array} \Big{\rangle} $ 分别为$ {\rm{U}}(N) \supset {\rm{SP}}(N) $ ,$ {\rm{SP}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的约化系数(常称之为同位标量因子,简记为ISF)。$ \langle J^{\prime} \, M^{\prime} \; j \, m | J \, M \rangle $ 为$ {\rm{SO}}(3) $ 的CG系数。那么,求出$ {\rm{U}}(N) \supset {\rm{SP}}(N) $ 和$ {\rm{SP}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的ISF便可求得CFP。由于系统增加一个粒子后,这个粒子可以与原系统中的没有配对的一个粒子配成对,也可能不配对,因此有
$ \tau\! =\! \tau^{\prime} -1 $ 和$ \tau \!=\! \tau^{\prime} + 1 $ 两种情况,亦即有$ \tau^{\prime} \!=\! \tau -1 $ 和$ \tau^{\prime} \!=\! \tau + 1 $ 两种情况。那么,对于$ {\rm{SP}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的ISF,我们既需要考虑$ \Big{\langle} \begin{array}{*{20}{c}} (1) & (1^{\tau-1}) \\ j & \alpha ' \; J^{\prime} \end{array} \Big{|} \begin{array}{*{20}{c}} (1^\tau) \\ \alpha \; J \end{array} \Big{\rangle} $ ,还需要考虑$ \Big{\langle} \begin{array}{*{20}{c}} (1) & (1^{\tau + 1 }) \\ j & \alpha ' \; J^{\prime} \end{array} \Big{|} \begin{array}{*{20}{c}} (1^\tau) \\ \alpha \; J \end{array} \Big{\rangle} $ 。同理,关于矩阵元$ \langle {j}^{n} \, \tau \, \alpha \, J \big{|} \tilde{a}_{j} \big{|} {j}^{n+1} \, \tau^{\prime} \, \alpha^{\prime} \, J^{\prime} \rangle $ 的计算,也可以转化为计算相应的CFP,也涉及上述两种$ {\rm{SP}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的ISF。由产生和湮灭算符的关系以及它们均为SP
$ (N) $ 群的$ (1) $ 秩不可约张量,经过细致的计算分析可以证明,$ {\rm{SU}}(N) \supset {\rm{SP}}(N) $ 的ISF为并且,
$ {\rm{SP}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的上述两类ISF间存在倒易律:于是,我们只需要确定
$ {\rm{SP}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的ISF$ \Big{\langle} \begin{array}{*{20}{c}} (1) & (1^{\tau -1}) \\ j & \alpha ' \; J ' \end{array} \bigg{|} \begin{array}{*{20}{c}} (1^{\tau}) \\ \alpha \; J \end{array} \Big{\rangle} $ 。关于
$ {\rm{SP}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的ISF,目前尚无解析公式,只能通过递推计算确定。递推公式为其中
其初值为
$ \Big{\langle} \begin{array}{*{20}{c}} (1) & (1) \\ j & j \end{array} \Big{|} \begin{array}{*{20}{c}} (1^{2}) \\ J \end{array} \Big{\rangle} \!=\! 1 $ (其中$ J \!=\! 0,\, 2,\, \cdots, 2j-1)$ 。对于玻色子系统(对核子对等作玻色子近似,原子核可近似为玻色子系统),单体矩阵元的计算与上述费米子系统的几乎完全相同,只是由于玻色子系统的总波函数是全对称的,前述的
$ {\rm{U}}(N) \supset {\rm{SP}}(N) $ 的ISF和$ {\rm{SP}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的ISF应分别换为$ {\rm{U}}(N) \supset {\rm{SO}}(N) $ 的ISF和$ {\rm{SO}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的ISF[35-36],并且初值为$ \Big{\langle} \begin{array}{*{20}{c}} (1) & (1) \\ l & l \end{array} \Big{|} \begin{array}{*{20}{c}} (2) \\ L \end{array} \Big{\rangle} = 1 \; \; ({\text{其中}}\, L = 0,\, 2,\, \cdots, 2l) \text{。} $ 具体的计算不再重述。利用这些递推关系和倒易律可以得到所有的
$ {\rm{SP}}(N)\supset {\rm{SO}}(3) $ 的ISF和$ {\rm{SO}}(N) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的ISF,再考虑$ {\rm{U}}(N) \supset {\rm{SP}}(N) $ 、$ {\rm{U}}(N) \supset {\rm{SO}}(N) $ 的ISF以及$ {\rm{SO}}(3) \otimes {\rm{SO}}(3) \supset {\rm{SO}}(3) $ 的CG系数,即可得到具有确定辛弱数的母分系数,进而可以得到所需的矩阵元。利用这一方法编制的计算全同费密子系统、全同玻色子系统以及包含同位旋(F旋)的费密子(玻色子)系统的计算机程序[24, 37]可以处理任意有物理意义的系统的单体矩阵元(母分系数)的计算问题,并且计算效率极高。 -
人们知道,原子核由强子组成,强子由夸克和胶子组成。实验发现,很多宏观物质系统在较低温度等条件下,有超导或超流等集体运动现象;原子核与分子一样,不仅具有能量近似为常量的近振动光谱和能量随角动量近似成线性关系的近转动光谱,还有明显大于单粒子激发或退激发引起的电四极矩和E2、E1跃迁几率;并且相对论性核-核碰撞形成的胶子夸克物质具有接近理想流体的特征和性质。这些现象表明,这些多粒子系统具有全体粒子都共同参与的集体运动,并且集体运动有振动、转动等多种模式。实验还发现,在一些条件下,这些集体运动模式会发生变化,即发生集体运动模式相变(常简称为形状相变)。相关研究当然是现代物理学的重要研究内容。我们还知道,相变即对称性的破缺或恢复,是对称性理论的重要研究范畴。因此,本节简要介绍多粒子系统的集体运动状态的代数研究方法。
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前已述及,多粒子系统的集体运动即多粒子系统的所有组分粒子共同参与的整体运动,并且这种集体运动具有不同的模式。相应地,多粒子系统呈现不同的形状。多粒子系统的形状是多粒子系统内组分物质密度分布发生剧烈变化之处的包络面所呈的形状。显然这一形状由系统内组分粒子的集体运动和单粒子运动两种模式共同决定,因此一直是多粒子系统性质研究中的重要课题。稍具体地,讨论单粒子运动时常用的平均势场即为与多粒子系统中物质分布的形状密切相关的变形场。组分物质呈不同形状分布的系统的振动、转动等集体运动模式也各不相同,这就是说,集体运动模式与多粒子系统的所有组分粒子的空间分布形状决定,而多粒子系统的组分粒子的空间分布形状又随集体运动模式的不同而变化,二者互为表里,相辅相成。
为简单地表述多粒子系统的组分物质分布的形状,人们常将多粒子系统假设为由多个粒子因集体关联而整体运动形成的液滴,液滴的形状由随标记方向的角度变化而变化的径向函数
$ R(\theta, \varphi) $ 表征,并通过按球谐函数展开来实现。例如,人们常采用三个欧拉角$ (\theta _{1}^{} ,\theta _{2}^{} ,\theta _{3}^{} ) $ 和内禀变量$ \beta $ 、$ \gamma $ 等来表征其形状和空间取向,其中三个欧拉角定义随体坐标的方向,内禀变量定义多体系统的形状相对于球形的形变,即有其中
$ \theta $ 、$ \varphi $ 等为实验室坐标系中表示方向的坐标。实验室坐标系与随体坐标系之间的关系可以由展开系数张量$ \alpha_{k\mu} $ 之间的关系表述为其中
$ D $ 函数是Wigner转动矩阵。与电磁场的多极展开类似,人们常称$ 2^{k} $ 为多粒子系统的形变极次。对于常见的较简单的轴对称的四极形变,系数$ a_{2\nu}^{}\!=\! a_{\nu}^{} $ 可以由Bohr-Wheeler参数化方案表述为对于更高极次形变的参数化表述仍是目前研究的课题。
对于原子核,已经观测到或者已经预言的形状多种多样,将径向分布按球谐函数
$ Y_{km}(\theta,\varphi) $ 展开后,相应于$ k = 2 $ 的四极形变可以呈长椭球形、扁椭球形、三轴不对称形等形状;八极形变则呈空间反演不对称的梨形、香蕉形、镐头形等形状;十六极形变则呈纺锤形等。实验上已经观测到的最高极形变是十六极形变。实验观测和理论研究还表明,一个同位素链或一个同中子素链中的原子核具有分别对应于不同集体运动模式的E2跃迁几率和双核子分离能等性质,即原子核的同位旋(具有SU(2)对称性)变化可以引起原子核的集体运动模式变化,即出现集体运动模式相变(形状相变),并可能出现不同形状共存的现象。集体运动模式相变普遍存在于各个质量区,并且超重核区也存在结构丰富的形变和形状共存[38]。而激发态核的集体运动模式(形变)则更富含物理内容,如超形变带、回弯现象、同核异能态(isomeric states)等都与形变直接相关。并且,角动量、温度等因素变化都会驱动集体运动模式相变。总之,原子核具有多种集体运动模式(或状态),并且有多种模式共存和各种奇异的状态,其间的演化(相变)是基础物理研究的重要内容。
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早在1926年,薛定谔在探索量子谐振子的经典解释时,就找到一种现在称为“相干态”的解。1963年,Glauber正式提出相干态的概念,并在对量子光学中电磁场的关联函数的研究中,说明相干态为湮灭算符的本征态。同时,Klauder开始为任意李群寻找相应的相干态,经过十年努力,他们发现相干态与群的陪集有一一对应关系,并发展了一套构造相干态的方法。由于物理系统基本都有一定的群结构,因此自然可以将相干态与具有确定动力学对称性的物理系统相联系,从而可以利用代数方法研究多粒子系统的集体运动状态。
(1) 相干态的概念
我们知道,一维坐标空间(记为
$ x $ )平移群的生成元$ {\mathbb{X}}_{x}^{}\! =\! \frac{\rm d}{{\rm d}x} $ ,它显然可以由量子力学中的动量算符$ \hat{p} $ 表述为$ {\mathbb{X}}_{x} \!=\! \frac{\rm d}{{\rm d}x} \!=\! \frac{{\rm i}}{\hbar} \hat{p} $ . 那么,由群操作的指数实现可知,经坐标空间平移$ d $ 后,一维谐振子的基态$ \big{\vert} \psi_{0}^{}(x) \rangle $ 改变为在占有数表象中,动量算符
$ \hat{p} $ 可以表述为玻色子的产生算符与湮灭算符的线性叠加,即有于是,上述坐标空间平移之后的态还可以表述为
同理,对动量空间作平移之后的态也可以表述为类似的形式,差别仅在于上述的产生算符与湮灭算符的反相位叠加换为同相位叠加(因为
$ \hat{x}\!=\! \sqrt{\frac{\hbar}{2 m \omega} } \big{(} b^{\dagger} + b \big{)} $ )。推而广之,在相空间中有位移之后的态都可以由位移之前的态表述为
该状态即被称为相干态,
$ S $ 称为相空间参数,其物理意义是在相空间中有位移之后的谐振子基态波函数。考虑算符的函数
知
其中
$ \vert n \rangle $ 为粒子数算符$ \hat{n} = b^{\dagger} b $ 的本征态。这表明,相干态为各种粒子数本征态的线性叠加,或者说,相干态是粒子数不守恒的态。但其平均值为即粒子数算符在相干态上的期望值为相空间参数的模的平方。据此,人们通常取具有确定粒子数的态作为相干态的近似表述,并称之为投影相干态、或内禀相干态。
(2) Heisenberg–Weyl群与相干态的构建
因为产生算符
$ \hat{b}^{\dagger} $ 、湮灭算符$ \hat{b} $ 和单位算符$ \hat{I} $ 构成Heisenberg–Weyl (HW)代数$ \{ \hat{b}^{\dagger}, \hat{b}, \hat{I} \} $ ,其代数关系为HW代数中的一般元素可以表述为
其中
$ \theta $ 为实数,$ S $ 为复数。由此HW代数中的一般元素可以构建一组新的元素
直接计算可知,
这表明,由HW代数可以构成三参数李群,Heisenberg–Weyl(HW)群。
显然,
$ T(\theta, S) $ 可以唯一分解为这表明,集合
$ \{ T(\theta, 0) \} $ 构成HW群的子群,而集合$ \{ T(0,S) \} $ 构成HW群的(相应于上述子群的)陪集。上述算符
$ T $ 也可视为HW群的不可约表示空间$ {\cal V} $ 上的算符,空间$ {\cal V} $ 的基矢可以表述为对HW的子群(记之为
$ {\cal M} $ )中的元素$ T(\theta, 0) \in {\cal G} $ ,将之作用到参考态,我们有将元素
$ T(\theta, S) \in \rm{HW} $ 作用到基态,我们有与相干态的定义比较知,对
$ T(0,S) \in \rm{HW}/{\cal M} $ ,这表明,相干态是定义在
$ \rm{HW} $ 的子群$ {\cal M} $ 的陪集空间$ \rm{HW}/{\cal M} $ 上的态。(3)广义相干态及其构建
显然,将前述的HW群推广到一般的李群
$ {\cal{G}} $ ,人们可以广义地建立相干态。一般地,对于李代数为
$ {\mathfrak{g}} $ 的群$ {\cal{G}} $ ,可以按照一定的程序找到与其相联系的几何空间,例如对于转动群SO(3),可以将几何参数$ \theta $ 、$ \varphi $ 与其表示相联系,从而可以用球谐函数来描述SO(3)群的几何结构。如果这种程序不唯一,则通常选取有明显物理意义的一种。这种程序首先将李代数分成两部分
$ {\mathfrak{g}} \!=\! {\mathfrak{h}} \oplus {\mathfrak{p}} \, , $ 其中$ {\mathfrak{h}} $ 是$ {\mathfrak{g}} $ 的不变子代数,在对易关系下封闭,而$ {\mathfrak{p}} $ 则不一定封闭。几何空间的参数与$ {\mathfrak{p}} $ 中的元素一一对应,其数目即几何空间的维数。$ {\mathfrak{g}} $ 的表示提供一组基态$ \big{\vert} \Lambda \big{\rangle} $ ,其中有一个称为极值态(extremal state)的态$ \big{\vert} \Lambda _ { \rm{ext}} \big{\rangle} $ ,它定义为李代数中有最多数目的元素可以湮灭它的态。这样,几何空间的参数$ \eta _{i}^{} $ 可以按照前述的相干态的定义而定义,其中$ p_{i}^{} $ 是$ {\mathfrak{p}} $ 中的元素,即有由于代数
$ {\mathfrak{g}} $ 可能有几个不同的不变子代数$ {\mathfrak{h}} $ ,因此可以存在几个不同的几何空间。在实际应用中,常定义几何空间为与满足物理条件的最大不变子代数相联系的空间。由第二节的讨论知,多粒子系统的状态可以由典型李群标记的动力学对称性描述,因此多粒子系统的集体运动状态可以利用代数方法进行研究。研究的具体步骤是,将内禀相干态中的$ n $ 粒子态写为各种组分粒子的产生算符的叠加形式(其中的叠加系数为表征集体运动状态的几何参数函数),将哈密顿量写为相应粒子表象的形式,然后计算哈密顿量在内禀相干态下的期望值,根据最小作用原理确定稳定的集体运动状态。关于对原子核的集体运动的具体描述见4.4.3节的讨论。 -
(1) 基本理论框架
人们知道,原子核是包含多个核子、甚至超子的量子束缚系统。核子–核子之间、多核子之间、超子–超子之间及核子–超子之间的相互作用都很复杂,因此很难直接从第一性原理出发研究这样的量子多体系统的性质。于是,对于简单的由核子组成的原子核,人们提出平均场近似的思想(当时还没有发现包含超子的超核),认为每个核子都在其它核子共同形成的平均场中运动,除平均场之外,核子-核子之间的剩余相互作用可以作微扰处理。这样,原子核的哈密顿量可以表示为
其中
$ \hat{T}_{i} \!=\! \frac{\hat{{{p_{i}}}}}{2m} $ 为第$ i $ 个核子的动能,$ V(i) $ 为第$ i $ 个核子所受的平均场(也称为单粒子位势),$ V'(ij) $ 是第$ i $ 个核子和第$ j $ 个核子之间的剩余相互作用势。原子核的状态由求解这一平均场近似所得的状态来描述。总之,壳模型的核心思想就是平均场近似。(2) 平均场的形式
因为每个组分粒子感受的平均场由所有其它组分粒子共同提供,所以人们认为该平均场近似地正比于原子核的密度分布,于是,该平均场可以表示为
其中
$ V_{0} $ 为作用强度,取值大约在$ 50 $ MeV,或者稍大一些;$ R_{0} $ 为原子核的平均半径,可以近似表示为R0=$r_{0} \, A^{1/3} $ ,$ A $ 为原子核的质量数,$ r_{0} \!=\! (1.12 \sim 1.25) $ fm;$ a $ 为原子核的表面厚度,其数值大约为0.65 fm。该平均场位势通常称为Woods-Saxon势。很显然,Woods-Saxon势的形式很复杂,难以由之进行计算(尤其在过去计算机资源不够发达的时代)。考察Woods-Saxon势随径向坐标
$ r $ 的变化行为知,Woods-Saxon势表述的平均有心力场的径向变化行为介于方势阱势和谐振子势之间,因此人们通常采用谐振子势近似模拟核子所受的平均场,也可以由(无限深)球方势阱近似模拟核子所受的平均场。考察Woods-Saxon势的形式知,这一平均场仅考虑了其它核子的分布提供的平均相互作用,既没有包含质子与中子之间的差异,也没有包含质子与质子之间的库仑排斥作用。于是,人们提出考虑上述两种因素、从而对核子所处平均场进行修正的方案:考虑前一因素的修正称为(不)对称能修正,仍是目前研究的一个热点,因为其在饱和核物质密度之上的行为不清楚;考虑后一因素的修正即通常的库仑能修正。再者,由于原子核内的组分粒子除了由平均场决定的空间运动自由度之外,还有自旋自由度,从经典物理的角度考虑,自旋磁矩会受到相对运动在其所在处产生的磁场的作用,由于磁场的磁感应强度正比于相对运动的轨道角动量
$ {{\,l}} $ ,而自旋磁矩正比于自旋$ {{s}} $ ,于是轨道角动量与自旋之间有形如$ {{l}}\cdot {{s}} $ 的自旋-轨道耦合作用。再考察Woods-Saxon势随径向的变化率(梯度)知,该梯度在核内部区域基本为$ 0 $ ,在核表面具有很大的正的数值,于是自旋-轨道耦合作用可表述②为该修正最早由Mayer夫人和Jensen分别提出(他们因此获得1963年的诺贝尔物理学奖)。从对称性的角度看,即考虑对称性破缺
$ {\rm{SO}}_{l}(3) \otimes {\rm{SU}}_{s}(2) \supset {\rm{SO}}_{j}(3) $ 的贡献。(3) 单粒子能级和壳结构
所谓单粒子能级,即假设原子核的状态仅由在所有其它核子形成的平均场中运动的一个核子的状态描述的情况下的能级。
在求解平均场近似的单粒子能谱的基础上,考虑上述自旋-轨道耦合引起的能级分裂效应(与原子中的表现不同,在原子核中,总角动量量子数
$ j \!=\! l+\frac{1}{2} $ 的态的能级向下分裂),人们得到可以描述原子核的幻数2, 8, 20, 28, 50, 82等的单粒子能谱(任何一本核结构理论书中都有,这里不再引述),这说明,原子核的单粒子能谱具有壳层结构。因此,相应的模型常被称为单粒子壳模型。近年的研究表明,极端丰中子原子核和极端丰质子原子核的单粒子能谱(壳结构)偏离通常的单粒子能谱,即出现新的壳结构(例如,通常情况下的子壳成为主壳),这种现象称为壳融化。有关滴线核的壳结构的研究是当代核物理的重要研究内容。 -
如前所述,壳模型的基本思想是把每个核子的运动都看作是在其它核子形成的平均场中的运动,并且通常将该平均场近似为有心力场,例如Woods-Saxon势的形式。显然,对于满壳外有多个核子的情况,求解式(32)所示的哈密顿量的本征方程很困难,即采用坐标表象很难实现具体计算。因此人们采用占有数表象处理这一复杂问题。
占有数表象中,包含核子(费密子)的单体和两体相互作用并且保持粒子数守恒的哈密顿量可以写为
其中
$ a^{\dagger}_{\alpha} $ 、$ a_{\beta} $ 分别为角动量为$ j_{\alpha} $ 、$ j_{\beta} $ 的核子的产生、消灭算符,服从费密子的反对易规则。为保证宇称守恒,这些核子所处单粒子“轨道”的轨道角动量须满足$ l_{\alpha} + l_{\beta} +l_{\gamma} + l_{\delta} = $ 偶数。显然,作为多费米子的束缚态的原子核具有$ U\big[\sum_{i}(2j_{i}^{}+1)\big] $ 对称性,其中的求和包括对所有可能的单粒子轨道求和。如果考虑同位旋对称性,则有$ U\big[\sum_{i}(4j_{i}^{}+2)\big] $ 对称性。通常,人们也将之表示为多极展开的形式,即有
其中
$ \hat{n}_{\alpha} = \sum \limits_{m_{\alpha}}a^{\dagger}_{l_{\alpha}m_{\alpha}} a_{l_{\alpha}m_{\alpha}} $ 为单粒子轨道$ j_{\alpha} $ 上的核子数算符,$ \Lambda_{K} $ 为$ K $ 极相互作用强度,$ \tilde {a}_{\alpha} = ( - 1)^{j_{\alpha} + m_{\alpha}} a_{l_{\alpha}(-m_{\alpha})} $ 为与$ a^{\dagger}_{l_{\alpha}m_{\alpha}} $ 共轭的$ j_{\alpha} $ 秩不可约张量,$ [ {A B} ]^{K} $ 表示$ A $ 和$ B $ 两个不可约张量耦合而成的$ K $ 秩不可约张量。即有其中求和中的系数
$ \left\langle {\lambda m{\lambda }'} \right.{m}'\left| {KM} \right\rangle $ 为CG系数。$ (A^\lambda \cdot B^\lambda ) $ 表示两个不可约张量$ A $ 与$ B $ 的标量积。总核子数为
$ N $ 、总角动量为$ J $ 的核态的波函数可以一般地表述为$ C_{n_{\mu} \tau_{\mu} \alpha_{\mu} J_{\mu} \kappa} $ 为需要通过求解确定的系数,$ \big{|} \prod\limits_{n_{\mu} \tau_{\mu} \alpha_{\mu} J_{\mu} \kappa } \big{|} n_{\mu} \tau_{\mu} \alpha_{\mu} J_{\mu} \big{\rangle} ; \kappa ; J \big{\rangle} $ 为波函数的基,其中$ n_{\mu} $ 为单核子轨道$ j_{\mu} $ 上的核子数,$ \tau_{\mu} $ 为单核子总角动量为$ j_{\mu} $ 的核子的辛弱数(即不配成角动量为$ 0 $ 的对的粒子数),它可以由$ {\rm{U}}(N) $ 的$ {\rm{IRREP}} $ $ [1^n] $ 按群链$ {\rm{U}}(N) \supset {\rm{SP}}(N) $ 约化[即$ [1^{n_{\mu}}] = \oplus_{\tau_{\mu}} (1^{{\tau}_{\mu}}) $ ]的规则确定。记$ n = \min (n_{\mu}, N-n_{\mu}) $ ,其约化分支律如式(22)所示。$ \alpha_{\mu} $ 为区分$ n_{\mu} $ 、$ \tau_{\mu} $ 、$ J_{\mu} $ 都相同的态的附加量子数,$ \kappa $ 为区分各相同的$ n_{\mu} $ 、$ \tau_{\mu} $ 、$ \alpha_{\mu} $ 、$ J_{\mu} $ 耦合成的相同的$ J $ 的附加量子数。为具体求解并确定由多个(价)费米子形成的原子核的状态和性质(波函数、能谱、电磁极矩和电磁跃迁强度等),我们需要先选定描述系统状态的基矢,计算并确定哈密顿量在相应基矢空间中的哈密顿量矩阵,进而对角化前述的哈密顿量矩阵、确定相应状态的能量和相应的波函数(即确定前述的
$ C_{n_{\mu} \tau_{\mu} \alpha_{\mu} J_{\mu} \kappa} $ );然后通过计算电磁多极矩算符的矩阵元,进而确定系统的电磁性质。具体地,我们首先确定上述基矢,然后计算出所有的矩阵元,再求解线性方程组。为确定基矢,我们需要采用4.1.2小节所述的方法确定全同的角动量为$ j_{\mu} $ 的核子耦合形成的总角动量$ J_{\mu} $ 和相应的重复度$ \eta_{\mu} $ ,从而,取$ \alpha_{\mu} \in [1, \, \eta_{\mu}] $ 即可确定附加量子数。为确定矩阵元,我们先通过插入完备集将问题转化为计算单体算符的矩阵元$ \langle {j_{\mu}}^{n_{\mu}} \, \tau_{\mu} \, \alpha_{\mu} \, L_{\mu} \big{|} a^{\dagger}_{\mu} \big{|} {j_{\mu}}^{n_{\mu}-1} \, \tau_{\mu}^{\prime} \, \alpha_{\mu}^{\prime} \, L_{\mu}^{\prime} \rangle $ 和$ \langle {j_{\mu}}^{n_{\mu}} \, \tau_{\mu} \, \alpha_{\mu} \, L_{\mu} \big{|} \tilde{a}_{\mu} \big{|} {j_{\mu}}^{n_{\mu}+1} \, \tau_{\mu}^{\prime} \, \alpha_{\mu}^{\prime} \, L_{\mu}^{\prime} \rangle $ 等。利用4.1.3小节所述的方法,我们可以很好地解决这一问题。进而求解能量本征方程,确定原子核的能量本征值和本征函数。再进而,利用所得波函数,再利用4.1.3小节所述的方法计算单体矩阵元,即可确定确定原子核的电磁性质(磁矩、电多极矩(电偶极矩、电四极矩、电八极矩等)、电磁跃迁强度(几率)等)。 -
(1) 物理思想
人们知道,多数原子核由核子(包括质子和中子)组成,相当一部分原子核还包含超子,核子和超子都是费米子,因此原子核是一个包含多个费米子的量子束缚系统。但直接在费米子层次上对原子核的性质进行研究遇到模型空间太大等问题。值得庆幸的是,集体运动等现象表明,原子核内的组分粒子具有配对的现象。于是人们引入BCS(Bardeen-Cooper-Schrieffer)方法、无规位相近似(RPA)方法等进行研究,并发展建立了相互作用玻色子近似方法(IBA,下节对之予以介绍),并在具体的研究中取得巨大成功。虽然可以通过玻色映射方法在IBA与壳模型建立起联系,但其微观基础仍需探究。于是人们直接从构建费米子对出发研究原子核的结构等性质,从而实现建立既有小的模型空间、又有清楚确定的微观基础的模型理论的目标。这样的具体描述费米子对系统的动力学对称性等性质的理论模型,按其发展过程,分别称为Ginocchio模型[39]、费米子动力学对称模型[40]、
$ SD $ 对壳模型[41]等。(2) 代数结构与动力学对称性
基于原子核集体运动源于对关联的基本观点(实际上,定量的关系不久前才建立[42])和IBA对很多原子核的结构和性质描述的成功(考虑到其微观基础不很清楚,人们常称之为IBM),人们得知,由核子配成的角动量为0的
$ S $ 对和角动量为2的$ D $ 对对原子核的性质具有决定性的作用(当然,对高自旋、大形变等原子核态,还需要$ G $ 对等高角动量对。为统一描述偶宇称态和奇宇称态,还需要$ F $ 对和$ P $ 对。下面仅以由$ S $ 对和$ D $ 对构成的系统为例进行具体讨论)。考虑对两个全同的费米子构成$ S $ 对和$ D $ 对进行描述的方便,且避免描述单核子态$ \big{\vert} j m \big{\rangle} $ 时核子的轨道角动量$ l $ 不完全确定的问题,人们将单核子总角动量$ j $ 视为由$ k $ 部分与$ i $ 部分简单叠加而成,即有单核子态的$ k $ –$ i $ 基表述其中
$ k $ 称为赝轨道(角动量)量子数,$ i $ 称为赝自旋量子数,$ a_{jm_{j}}^{\dagger} $ 、$ b_{kmi\mu}^{\dagger} $ 分别为通常的壳模型中的单核子态产生算符、$ k $ –$ i $ 基下的单核子态产生算符。于是,核子对有由$ k $ 活跃形成的对和由
$ i $ 活跃形成的对其中
$ \Omega_{ki}^{} \!=\! \frac{1}{2}(2 k + 1)(2i +1) $ 。为保证这样的
$ S $ 对和D对具有费米子对的基本性质(全反对称),$ k $ 和$ i $ 的取值只能是$ \quad k \!=\! 1 \, , \quad i \!=\! \frac{3}{2} \text{。} $ 核子之间除有配对现象和对作用(
$ S^{\dagger} S $ 、$ D^{\dagger} \cdot D $ 、等,其中$ S $ 、D为相应对湮灭算符)外,还有多极作用(如(35)式示)。核子的多极(矩)算符也有$ k $ 活跃和$ i $ 活跃两种构成方式,它们是$ k $ 活跃情况下,$ S $ 对和D对产生、湮灭算符各$ 6 $ 个,多极(矩)算符共$ 9 $ 个,总共$ 21 $ 个算符。具体计算这些算符的对易关系可知,它们构成sp(6)李代数。由此可知,这样的系统具有SP(6)对称性。$ i $ 活跃情况下,$ S $ 对和D对产生、湮灭算符也各$ 6 $ 个,多极(矩)算符共$ 16 $ 个,总共$ 28 $ 个算符。具体计算这些算符的对易关系知,它们构成so(8)李代数。由此知,这样的系统具有SO(8)对称性。显然,还可能有
$ i $ 和$ k $ 都活跃的情况。这种情况下,系统的最大对称群为SO(24)。更一般地,如前所述,最大对简并度为$ \Omega \!=\! \frac{2 j +1}{2} $ 的系统的最大费米子动力学对称性群为$ {\rm{SU}}(4\Omega) $ 。中重核的每一壳层除具有正常的单核子态外,还有入侵态(由自旋-轨道耦合作用导致高
$ l $ 的能级降低很多所致,例如pf壳中的$ g_{9/2}^{} $ 态即为入侵态),常称之为非正常态。为考虑入侵态与正常态的区别,记之只能耦合成角动量为$ 0 $ 的对,其对产生算符为单极作用算符为
其中
$ \Omega_{0}^{} \!=\! j_{0}^{} + \frac{1}{2} $ 。具体计算对易关系知,
$ \{ {\cal{S}}^{\dagger} \, , {\cal{S}}\, , {\cal P}^{0} \} $ 构成一su(2)李代数。由此知,一个壳层内的非正常态具有$ {\cal SU}(2) $ 对称性。对正常态,当然也有SU(2)对称性。为统一描述角动量为0的对,还引入广义的对产生算符
$ {S^{T}}^{\dagger} $ 和广义单极算符(亦即核子对数算符)$ {P^{0T}} $ 其中求和包括正常单核子态和非正常单核子态。显然,
$ \{ {S^{T}}^{\dagger} \, , S^{T}\, , {P}^{0T} \} $ 也构成一SU(2)李代数,记系统的相应于此的对称性群为$ {\cal SU}^{T}(2) $ 。总之,一个壳层内的态具有
$ \mathrm{SP}(6) \otimes {\cal SU}(2) $ 对称性,或$ {\rm{SO}}(8) \otimes {\cal SU}(2) $ 对称性。这样的直接在费米子层次上考虑配对效应及相互作用的模型称为费米子动力学对称模型(简记为FDSM)[40]。仅考虑正常态而不考虑非正常态(入侵态)的$ k $ –$ i $ 基模型实际在FDSM建立之前由Ginocchio[39]提出,因此常称之为Ginocchio模型(或SO(8)模型、SP(6)模型)。具体分析对易关系知,上述SO(8)群有SO(7)、SO(6)、SO(5)
$ \otimes $ SU(2)等子群,SP(6)群有SU(3)、SU(2)$ \otimes $ SO(3)等子群,因此SO(8)模型有4条动力学对称性群链、SP(6)有3动力学对称性群链。关于这些动力学对称性群链的具体表述、其中各群的生成元、二阶Casimir算子、IRREP及二阶casimir算子的本征值等,限于篇幅,这里不具体列出,有兴趣的读者请参阅原始文献,或文献[2]中的综述。为具体研究原子核的质量、能谱等性质,人们常取某一对称性极限的态为基矢,于是,人们常具体讨论各种动力学对称性极限下的状态。由于非正常态部分比较简单(最大对称群为SU(2)),其与正常态部分的耦合(仅在SU(2)或U(1)层次)也比较简单,因此我们对正常态部分的群链及群表示约化的分支律简要介绍如下。
1) SO(7)动力学对称性
描述SO(8)的破缺到正则子群SO(7)的动力学对称性群链及其中各群的
$ {\rm{IRREP}} $ 的标记为谱生成规则(群表示约化分支律)为:相应于SO(8)的
$ {\rm{IRREP}} $ $ N_{1}^{} \; (\leqslant \frac{\Omega}{2}) $ ,SO(7)的$ {\rm{IRREP}} $ 为$ (\theta_{1}^{} , \, \theta_{2}^{} , \, \theta_{3}^{} ) = ( \omega_{1}^{}, 0, 0 ) = (\omega_{1}^{} ) $ ,其中其中
$ \frac{\omega}{2} $ 为由正常态费米子配成的$ S $ 对的数目。相应于SO(7)的$ {\rm{IRREP}} $ $ \omega_{1}^{} $ ,SO(5)$ \otimes $ U(1)的$ {\rm{IRREP}} $ 为相应于SO(5)的
$ {\rm{IRREP}} $ $ \tau $ ,SO(3)的$ {\rm{IRREP}} $ $ L $ 为其中
$ n_{\Delta}^{} \!=\! 0, \, 1, \, 2, \cdots , \big{[} \frac{\tau}{3} \big{]} $ (物理上,对应于三个费米子形成的总赝自旋为0的集团的数目)。2) SO(6)动力学对称性
描述SO(8)的破缺到正则子群SO(6)的动力学对称性群链及其中各群的
$ {\rm{IRREP}} $ 的标记为谱生成规则为:相应于SO(8)的
$ {\rm{IRREP}} $ $ N_{1}^{} \; (\leqslant \frac{\Omega}{2}) $ ,SO(6)的$ {\rm{IRREP}} $ 为$ (\sigma_{1}^{} , \, \sigma_{2}^{} , \, \sigma_{3}^{} ) \!=\! ( \sigma, 0, 0 ) \!=\! (\sigma ) $ ,其中相应于SO(6)的
$ {\rm{IRREP}} $ $ \sigma $ ,SO(5)的$ {\rm{IRREP}} $ $ \tau $ 为SO(5)的
$ {\rm{IRREP}} $ $ \tau $ 到SO(3)的$ {\rm{IRREP}} $ $ L $ 的约化规则与前述的相同(下同,不再重述)。3) SO(5)动力学对称性
描述SO(8)的破缺到
$ {\rm{SO}}(5) \otimes {\rm{SU}}(2) $ 的动力学对称性群链及其中各群的$ {\rm{IRREP}} $ 的标记为谱生成规则为:相应于SO(8)的
$ {\rm{IRREP}} $ $ N_{1}^{} \; (\leqslant \frac{\Omega}{2}) $ ,记$ \kappa \!=\! N_{1}^{} , \, N_{1}^{} - 1 , \, N_{1}^{} - 2 , \, \cdots , 1 , \; 0 $ ,则SO(5)的$ {\rm{IRREP}} $ $ \tau $ 、SU(2)的$ {\rm{IRREP}} $ $ \nu_{1}^{} $ 分别为4) SU(3)动力学对称性
描述SP(6)的破缺到
$ {\rm{SU}}(3) $ 的动力学对称性群链及其中各群的$ {\rm{IRREP}} $ 标记为谱生成规则为:对SP(6)的
$ {\rm{IRREP}} $ $ N_{1}^{} $ (正常态费米子配成的$ S $ 对和D对数),相应的SU(3)的$ {\rm{IRREP}} $ $ (\lambda , \, \mu) $ 为其中
$ p,\, q $ 为保证$ \lambda\geqslant 0, \; \mu \geqslant 0 $ 的所有非负整数。相应于SU(3)的$ {\rm{IRREP}} $ $ (\lambda , \; \mu) $ ,SO(3)的$ {\rm{IRREP}} $ $ L $ 为其中
$ K \!=\! \min(\lambda , \mu), \, \min(\lambda , \mu) - 2 , \, \cdots , 0 $ 或$ 1 $ 。5) SU(2)动力学对称性
描述SP(6)的破缺到
$ {\rm{SU}}(2) \otimes {\rm{SO}}(3) $ 的动力学对称性群链及其中各群的$ {\rm{IRREP}} $ 标记为谱生成规则为:相应于SP(6)的不可约表示
$ N_{1}^{} $ ,记$ \kappa \!=\! N_{1}^{} , \, N_{1}^{} - 1 , \, N_{1}^{} - 2 , \, \cdots , 1 , \; 0 $ ,则SU(2)的$ {\rm{IRREP}} $ $ \nu_{1}^{} $ 、SO(3)的$ {\rm{IRREP}} $ $ L $ 分别为其中
从形式上看,相应于实验观测的守恒的角动量的SO(3)的不可约表示为
$ \nu_{1}^{} \otimes L $ 对应的各种$ J $ ,事实上,从前述不同种类的费米子对的数目及角动量的关系知,$ J = L $ 。具体讨论系统的能谱时,一般采用的方案是,把某一动力学对称性下的系统的哈密顿量表述为动力学对称性群链中各群的Casimir算子的线性叠加的形式(考虑单体和两体相互作用情况下,对Casimir算子仅需考虑到二阶),将根据前述的谱生成规则确定的各群的
$ {\rm{IRREP}} $ (标记系统状态的量子数)代入Casimir算子的本征值的表达式,即可确定系统的能谱。由前述的谱生成规则知,FDSM的SO(7)、SO(5)和SU(2)动力学对称性的能谱对应于振动谱,SU(3)动力学对称性的能谱对应于转动谱。将系统的跃迁算符表述为系统的对称性群的生成元的线性叠加,利用群表示的直积约化规则,即可得到相应的跃迁矩阵元,进而即可得到可与实验测量结果比较的跃迁几率。对于实际的原子核,由于其中组分粒子间的相互作用的复杂性,严格具有上述某一动力学对称性极限的极少,从而通常都是处于两种或多种动力学对称性混合(或者说,两种或多种动力学对称性间的过渡)的状态。与通常的求解量子力学的本征值问题一样,人们常取具有某一动力学对称性(例如,SO(7))的波函数作为基。系统的哈密顿量常记为
按照4.1.3节所述的方法计算出各单体算符的矩阵元,进而即可确定相互作用的哈密顿量,并求得其本征值和本征波函数。实际求解需要极大的数值计算工作量。
FDSM不仅已在描述原子核的性质方面获得成功,还已被推广到描述超导态及其相变(文献[43]等),并有可能描述量子霍尔效应(例如,文献[44]等)。限于篇幅,这里不予具体介绍。关于超导方面的应用,可参阅原始文献,也可参阅文献[2]中的综述。
-
前已提及,原子核具有多种不同模式的集体运动,相应地,原子核呈现不同的形状。对短程剩余相互作用的分析表明,同一子壳中的一对核子有很强的倾向组成
$ L \!=\! 0 $ 、2的核子对。对玻色展开方法的深入研究表明,偶偶核低能集体运动态的性质主要由这些满壳层外价核子所组成的核子对、并且粒子数守恒的相互作用决定。于是,对于中重及重偶偶核的低激发偶宇称态,Iachello等[45]采用$ s $ 和$ d $ 玻色子来模拟这些费米子对,唯象地引入它们之间的相互作用,建立了壳模型的相互作用玻色子近似理论。但事实上,这些近似为玻色子的核子对的结构并不完全清楚,因此多数学者称之为相互作用玻色子模型(简称IBM)。由于玻色子数守恒,IBM具有确定的对称性(据此,人们称之为一种代数模型),于是人们可以从群结构角度出发构造Hamiltonian和相应的波函数,研究其动力学对称性破缺。并且,利用相干态理论研究原子核的集体运动模式和形状相变。本节简要介绍IBM的物理思想、理论框架、最简单的相互作用玻色子模型(IBM1)、IBM在原子核集体运动模式及形状相变研究中的应用。 -
(1) 基本思想与物理假定
相互作用玻色子模型的基本思想很简单,它假设偶偶原子核包含一个不活泼的核心(双满壳)和偶数个价核子;这些价核子两两配成对,这些核子对可以看作是玻色子,这些玻色子之间有相互作用;玻色子的数目等于满壳外价核子数的一半或价空穴数的一半(分别对应于价核子不超过、超过半满壳的原子核)。
(2) 理论框架与分类
1) 理论框架结构
$ \langle i \rangle $ 哈密顿量记角动量分别为
$ l_{\alpha} $ 、$ l_{\beta} $ 的玻色子的产生、湮灭算符分别为$ b^{\dagger}_{\alpha} $ 、$ b_{\beta} $ ,则包含玻色子的单体和两体相互作用并且保持粒子数守恒的哈密顿量可以表述为为保证宇称守恒要求
$ l_{\alpha} + l_{\beta} +l_{\gamma} + l_{\delta} \!=\! $ 偶数。通常,人们也将之表示为多极展开的形式,即有其中
$ \Lambda_{K} $ 为$ K $ 极相互作用强度,$ \tilde {b}_{\alpha} \!=\! ( -1)^{l_{\alpha} + m_{\alpha}} b_{ l_{\alpha}(-m_{\alpha})} $ 为与$ b^{\dagger}_{l_{\alpha}m_{\alpha}} $ 共轭的$ l_{\alpha} $ 秩不可约张量,$ [ {A B} ]^{K} $ 表示$ A $ 和$ B $ 两个不可约张量耦合而成的$ K $ 秩不可约张量(耦合规则如式(36)所示),$ (A^\lambda \cdot B^\lambda ) $ 表示两个同秩不可约张量$ A $ 与$ B $ 的标量积。$ \langle ii \rangle $ 波函数总玻色子数为
$ N $ 、总角动量为$ L $ 的状态的波函数可以一般地表示为其中
$ n_s \!=\! N - \sum\limits_\mu {n_\mu} $ 为系统中的$ s $ 玻色子数,$ n_{\mu} $ 为角动量为$ l_{\mu} $ 的玻色子数,$ \tau_{\mu} $ 为角动量为$ l_{\mu} $ 的玻色子的辛弱数(即不配成角动量为$ 0 $ 的对的粒子数),$ \alpha_{\mu} $ 为区分$ n_{\mu} $ 、$ \tau_{\mu} $ 、$ L_{\mu} $ 都分别相同的态的附加量子数,其数值取$ 1 $ 到由$ \tau_{\mu} $ 约化到$ L_{\mu} $ ($ {\rm{SO}}(2 l_{\mu}+1) $ 到$ {\rm{SO}}(3) $ 的约化)的重复度$ \eta_{\mu} $ 之间的各种值($ \eta_{\mu} $ 的值由4.1.2节所述的方法确定。$ \eta_{\mu} \!=\! 0 $ 说明相应的态不存在)。系数$ A_{n_{\mu} \tau_{\mu} \alpha_{\mu}} $ 通过对角化哈密顿量确定。$ \langle iii \rangle $ 跃迁算符为了研究原子核的电磁性质及能级间的电磁跃迁,还要研究玻色子与电磁场的相互作用。局限于单体相互作用的跃迁算符可以用玻色子的产生、湮灭算符耦合成的不可约张量表述为
对这一表述中的秩数
$ K $ 具体化,即有E0、M1、E2、M3、E4等跃迁的算符,由之即可计算原子核的相应极次的电磁(约化)跃迁几率和多极矩(例如,电四极矩、磁矩、电偶极矩等)等电磁性质。并可利用多极展开形式简单地表述,例如:其中
$ \hat{L} $ 为角动量算符,$ \hat{Q}_{\mu} \!=\! \hat{Q}^{2}_{\mu} $ 为电四极算符,$ \hat{U}_{\mu} \!=\! \hat{U}^{3}_{\mu} $ 为磁八极算符,$ \hat{Q}_{\mu} \!=\! \hat{V}^{4}_{\mu} $ 为电十六极算符。2) 分类
根据模型中考虑的玻色子的组分,人们将IBM分为IBM1、IBM2、IBM3、IBM4、sdgIBM、spdfIBM、spdfgIBM、IBFM、IBFFM等。
$ \langle i \rangle $ IBM1IBM1即最简单的玻色子组分仅为
$ s $ 和$ d $ 、并且不区分质子玻色子和中子玻色子的相互作用玻色子模型。由于$ s $ 玻色子仅有一个自由度、$ d $ 玻色子有五个自由度,由幺正群的玻色子实现理论知,该系统的最大对称群为U(6),该对称群有三种破缺方式,相应的最大子群分别为U(5)、SU(4)(即SO(6))、SU(3)。$ \langle ii \rangle $ IBM2IBM2为区分质子玻色子和中子玻色子、并且它们的组分都为
$ s $ 玻色子和$ d $ 玻色子的相互作用玻色子模型。分别以$ \pi $ 、$ \nu $ 标记质子玻色子、中子玻色子,则整个原子核的对称性为$ {\rm{U}}_{\pi}(6) \otimes U_{\nu}(6) $ 。考虑$ {\rm{U}}_{\pi}(6) $ 、$ {\rm{U}}_{\nu}(6) $ 的子群结构、并认为这些质子玻色子子群和中子玻色子子群可以在相同的水平上耦合,则知,IBM2下的原子核具有$ {\rm{U}}_{\pi + \nu}(5) $ 、$ {\rm{SO}}_{\pi +\nu}(6) $ 、$ {\rm{SU}}_{\pi + \nu}(3) $ 、$ {\rm{SU}}_{\pi +\nu}^{\ast}(3) $ 四种动力学对称性。显然,IBM2的态空间比IBM1的态空间大了很多,由之可以描述同位旋混合对称态(在IBM2中,人们还常以$ F $ 旋二重态分别标记质子玻色子、中子玻色子)和三轴形变态、剪刀态等奇异核态。限于篇幅,这里不予具体讨论,有兴趣深入了解的读者可以参阅龙桂鲁的博士论文(清华大学,1987年)[46]。$ \langle iii \rangle $ IBM3和IBM4前述的IBM1和IBM2都仅适用于描述重核和中重核的低激发态的性质。对于轻核,价质子和价中子处于相同的大(主)壳,那么,为了利用相互作用玻色子模型研究轻核的低激发态的性质,在考虑质子玻色子和中子玻色子(对应核子对的同位旋的第三分量分别为
$ -1 $ 、$ +1 $ )的同时,还需要考虑质子中子玻色子(相应核子对的同位旋的第三分量为$ 0 $ )。由于核子为费密子,在考虑玻色子是核子对的近似的本质下,我们需要考虑泡利原理的限制,于是玻色子可以分为自旋$ s\!=\! 0 $ 、同位旋$ \tau\! =\! 1 $ 与自旋$ s \!=\! 1 $ 、同位旋$ \tau \!=\! 0 $ 的两类。仅考虑自旋$ s \!= \!0 $ 、同位旋$ \tau \!=\! 1 $ 的玻色子的IBM称为IBM3,既考虑自旋$ s \!=\! 0 $ 、同位旋$ \tau \!=\! 1 $ 的玻色子又考虑自旋$ s \!=\! 1 $ 、同位旋$ \tau \!=\! 0 $ 的玻色子的IBM称为IBM4。由前述讨论知,IBM4中的玻色子的自旋-同位旋空间为6维,即有
$ {\rm{U}}_{ST}(6) $ 对称性。在简单的仅考虑角动量分别为$ 0 $ 、$ 2 $ 的$ s $ 、$ d $ 玻色子的情况下,原子核的最大对称性则为$ {\rm{U}}(36) \supset {\rm{U}}_{sd}(6) \otimes {\rm{U}}_{ST}(6) $ 。由于$ {\rm{U}}_{sd}(6) $ 具有$ {\rm{U}}(5) $ 、$ {\rm{SO}}(6) $ 、$ {\rm{SU}}(3) $ 三种动力学对称性,而$ {\rm{U}}_{ST}(6) $ 具有$ {\rm{SU}}_{ST}(3) $ 和$ {\rm{SO}}_{S}(3)\otimes {\rm{SO}}_{T}(3) $ 两种动力学对称性,在相同对称性层次上耦合而成的原子核的对称性则有$ {\rm{SU}}(3) $ 和$ {\rm{SO}}(3) $ 两种。由于质子中子玻色子可以由偶数个价核子中的核子形成,也可以由奇数个价核子中的核子形成,因此IBM4既适用于轻偶偶核,也适用于轻奇奇核。有关具体讨论请参见文献[47],这里不再细述。$ \langle iv \rangle $ sdgIBM为描述稀土区大形变原子核的性质和十六极形变核的性质,人们提出不仅需要
$ s $ 玻色子和$ d $ 玻色子,还需要考虑角动量为4的$ g $ 玻色子,从而提出了sdg相互作用玻色子模型。sdgIBM具有U(15)对称性,并具有SU(6)、SU(5)、SU(3)三种动力学对称性群链,较系统的讨论请见文献[48]。将通常由最大子群的全对称表示的态空间描述原子核低激发态性质的研究方案推广到考虑非全对称表示,利用sdgIBM的SU(5)对称性较好地描述了超形变核态的转动带的性质[49]。$ \langle v \rangle $ spdfIBM与spdfgIBM为统一描述原子核的四极形变和具有空间反演不对称性的八极形变态,人们引入
$ f $ 玻色子和$ p $ 玻色子,建立了spdf相互作用玻色子模型。spdfIBM的最大对称群为U(16),它具有142条具有物理意义的群链(不仅具有U(15)、O(16)、SU(5)、O(6)、SU(3)动力学对称性,还具有O(10)和O(4)等动力学对称性),较详细的讨论请参见刘玉鑫的博士论文(清华大学,1992年)[50]。将偶宇称部分扩展到还包含$ g $ 玻色子,即有spdfgIBM.$ \langle vi \rangle $ IBFM与IBFFM为利用IBM的思想和方法研究奇-A核低激发态的性质,人们提出了相互作用玻色子-费密子模型(简称IBFM),其基本思想是将偶偶部分近似为玻色子系统,单个的(或拆对的)核子(费米子)与玻色子部分之间有相互作用。IBFM中,原子核的最大对称群是
$ {\rm{U}}^{B}(m) \otimes {\rm{U}}^{F}(n) $ ,其中$ m \!=\! \sum\limits_{l_{i}}(2l_{i}+1) $ ($ l_{i} $ 为所考虑的玻色子的各个组分的单粒子角动量),$ n \!=\! \sum\limits_{j_{i}}(2j_{i}^{}+1) $ ($ j_{i}^{} $ 为所考虑的单核子可能占据的核子的各单粒子组态的角动量)。这些玻色子的对称群与费密子的对称群可以耦合成超对称群,从而原子核具有动力学超对称性。对玻色子部分考虑最简单的U(6)对称性,对费密子考虑不同的单粒子轨道,提出了U(6/4)($ j \!=\! \frac{3}{2} $ )、U(6/6)($ j \!=\! \frac{3}{2} $ 、$ \frac{1}{2} $ )、U(6/12)($ j \!=\! \frac{1}{2} $ 、$ \frac{3}{2} $ 、$ \frac{5}{2} $ )、U(6/20)($ j \!=\! \frac{1}{2} $ 、$ \frac{3}{2} $ 、$ \frac{5}{2} $ 、$ \frac{7}{2} $ )等动力学超对称性,并且实验上找到了一些具有动力学超对称性的原子核。有兴趣深入探讨的读者可参见文献[51-52]等。将IBFM的思想进一步扩展,人们还提出了IBFFM,较好地描述了一些奇奇核的低激发态性质。
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上小节的概述表明,IBM1是不区分质子玻色子和中子玻色子、且组分仅包括
$ s $ 和$ d $ 玻色子的相互作用玻色子模型,因此,IBM1是最简单的IBM。由于其简单,人们对IBM1的认识最深入最清楚。相应地,应用也最广泛。因此,本小节对之给予较具体的讨论。(1) 理论框架
1) 哈密顿量
由式(38)或式(39)所示的IBM的哈密顿量的一般形式可知,仅包含
$ s $ 和$ d $ 玻色子的IBM1的哈密顿量可以表述为该式表明,除去
$ {h}'_{0} $ 外,该模型只有六个可调节的参量,因此最一般情况下的IBM1是一个六参数的模型。在实际应用中也常采用多极展开形式:其中
2) 跃迁算符
将上一小节中关于电磁跃迁算符讨论的结果应用到仅有
$ s $ 玻色子和$ d $ 玻色子的情况知,IBM1中的E0、M1、E2、M3、E4跃迁算符可以简单地表示为其中
$ g_{i}^{} $ 常被称为转动g因子,$ e_{i} $ 等常被称为相应极次的有效电荷。3) 波函数
将上一小节中关于波函数讨论的结果应用到仅有
$ s $ 玻色子和$ d $ 玻色子的情况可知,IBM1下,总玻色子数为$ N $ 、角动量为$ L $ 的原子核的波函数可以表示为其中
$ n_{d} $ 为$ d $ 玻色子数,$ n_{s} + n_{d} \!=\! N $ ,$ \tau $ 为$ d $ 玻色子的辛弱数,$ \alpha $ 为区分$ n_{d} $ 、$ \tau $ 、$ L $ 分别相同的态的附加量子数,其数值取$ 1 $ 到由$ \tau $ 约化到$ L $ ($ {\rm{SO}}(5)\supset {\rm{SO}}(3) $ 的约化)的重复度之间的各种值。系数$ A_{n_{d}\tau \alpha} $ 通过对角化哈密顿量确定。(2) 代数结构与动力学对称性极限
在IBM1中,原子核是由
$ s $ 玻色子和$ d $ 玻色子形成的束缚系统,由典型李群的玻色子实现理论可知道,该系统具有确定的对称性,并具有一些动力学对称性极限。1) 对称性群及其Casimir算子
$ s $ 玻色子和$ d $ 玻色子的产生算符及其共轭算符分别为$ 0 $ 秩、$ 2 $ 秩不可约张量,由之构成36个不可约张量:计算其间的对易关系知,这36个张量算符(
$ G_{q}^{k} (l,{l}') \!=\! [ {b_l^{\dagger} \tilde {b}_{l'} } ]_{q}^{k} , \; ( {l,{l}' \!=\! 0,2} ) $ )构成U(6)群的生成元。考察U(6)群的上述36个生成元知,该U(6)群有子群U(5)、SO(6)(SU(4))、SU(3)、SO(5)、SO(3),这些子群的无穷小生成元如表1所列。
群 生成元 U(5) $[d^{\dagger}\tilde{d}]^{k}_{q} , \qquad k = 0,1,2,3,4$ SU(3) $ \hat{L}_{q}=\sqrt{10}[d^{\dagger} \tilde{d} ]^{1}_{q} \; , \quad \hat{Q}_{\mu}=[d^{\dagger} s + s^{\dagger}\tilde{d}]^{2}_{\mu} - \frac{\sqrt{7}}{2}[d^{\dagger}\tilde{d}]^{2}_{\mu} $ SO(6) $ [d^{\dagger}\tilde{d}]^{1}_{q} , \qquad [d^{\dagger}\tilde{d}]^{3}_{\nu}\, , \qquad [d^{\dagger} s + s^{\dagger}\tilde{d}]^{2}_{\mu} $ SO(5) $[d^{\dagger}\tilde{d}]^{1}_{q} \, , \qquad [d^{\dagger}\tilde{d}]^{3}_{\nu}$ SO(3) $L_{q}=\sqrt{10}[d^{\dagger} \tilde{d} ]^{1}_{q} $ 存在子群SO(3)表明,原子核具有空间转动不变的子空间。再考察各子群的特征知,上述U(6)破缺到表示空间具有转动不变性的群链(以SO(3)结尾)的最大对称群分别为U(5)、SO(6)、SU(3),由此知,IBM1具有三种动力学对称性,相应的对称性群链为:
这些动力学对称性群链中各子群的Casimir算子的算符表达形式及本征值如表2所列。
阶数 表达形式 本征值 $C_{1{\rm U}(5)}$ $\sqrt{5} [d^{\dagger}\tilde{d}]^{0}_{0}$ $n_d$ $C_{2{\rm U}(5)}$ $\sum \limits_{k=0}^{4} [d^{\dagger} \tilde{d}]^{k} \cdot [d^{\dagger}\tilde{d})]^{k}$ $n_d (n_d + 4)$ $C_{2{\rm SU}(3)}$ $2 \hat{Q} \cdot \hat{Q} + \frac{3}{4} \hat{L} \cdot \hat{L}$ $\begin{array}{l} \lambda ^2 +\mu ^2 + \lambda \mu\\+3(\lambda + \mu) \end{array}$ $C_{2{\rm O}(6)}$ $\begin{array}{l} [d^{\dagger} s + s^{\dagger}\tilde{d}]^{2}_{\mu} \cdot [d^{\dagger} s + s^{\dagger}\tilde{d}]^{2}_{\mu}\\+ 2\sum \limits_{k=1,3} [d^{\dagger}\tilde{d}]^{k}_{q} \cdot [d^{\dagger}\tilde{d}]^{k}_{q} \end{array}$ $\sigma (\sigma + 4)$ $C_{2{\rm O}(5)}$ $2 \sum \limits_{k=1,3} [d^{\dagger}\tilde{d}]^{k}_{q} \cdot [d^{\dagger}\tilde{d}]^{k}_{q} $ $\tau ( \tau + 3)$ $C_{2{\rm O}(3)}$ $\hat{L} \cdot \hat{L} $ $L(L+1)$ 前已说明,IBM1是一个最多6参量的模型,其哈密顿量最多只有6个独立的项。上述对称性表明,描述IBM1的动力学对称性群链中也只有6个线性独立的Casimir算子
$ C_{1 {\rm{U}}(5)} $ 、$ C_{2 {\rm{U}}(5)} $ 、$ C_{2 {\rm{SO}}(6)} $ 、$ C_{2 {\rm{SU}}(3)} $ 、$ C_{2 {\rm{SO}}(5)} $ 、$ C_{2 {\rm{SO}}(3)} $ ,因此IBM1的哈密顿量还可以由上述Casimir算子表述为注意,这里没有出现U(6)群的Casimir算子,这是因为对于具有确定总玻色子数的状态,U(6)群的Casimir算子的本征值为常量,其贡献已包含在常量
$ {h}''_{0} $ 中。上述讨论表明,IBM1的哈密顿量有正规排列、多极展开和Casimir算子三种表述形式,利用玻色子的产生算符、湮灭算符之间的对易关系和上述各子群的Casimir算子的定义,不难得到这三种表述形式之间的转换关系,这里不再具体列出。
2) 动力学对称性极限
上面给出了IBM1的三个动力学对称性群链,于是可以利用其中某一个群链中各群的不可约表示对应的量子数来标记IBM1中原子核的状态,并对之进行分类。并且,如果哈密顿量只包含某一群链中的群的Casimir算子,则按这一群链表示的态矢就是这一哈密顿量的本征态矢,本征能量就是这些Casimir算子的本征值的线性组合,计算将大大简化。由式(46)知,只需要保持某一动力学对称性群链中各子群的Casimir算子的项中的系数不为
$ 0 $ 就可以实现上述极限情况。下面分别对IBM1的三种动力学对称性极限予以讨论。$ \langle i \rangle $ U(5)极限具有U(5)对称性的哈密顿量为
波函数可以表示为
$ \psi_{ {\rm{U}}(5)}^{} \!=\! \big{|} {N,n_d ,\tau , \alpha, L, M} \big{\rangle} $ ,其中$ N $ 、$ n_{d} $ 、$ \tau $ 、$ L $ 、$ M $ 分别为标记U(6)、U(5)、SO(5)、SO(3)、SO(2)群的IRREP的量子数,其物理意义分别是系统的总玻色子数、$ d $ 玻色子数、不配成角动量为$ 0 $ 的对的$ d $ 玻色子的数、角动量量子数、角动量在$ z $ 方向上的投影量子数,$ \alpha $ 为区分$ N $ 、$ n_{d} $ 、$ \tau $ 、$ L $ 等都分别相同的态的附加量子数,记3个$ d $ 玻色子组合成$ L\!=\! 0 $ 的集团的数目为$ n_{\Delta}^{} $ ,则可取$ \alpha\! =\! n_{\Delta}^{} $ 。由群表示的约化规则可知,U(5)对称性下的谱生成规则(各量子数的取值规则)如下:对一个确定的总玻色子数
$ N $ ,对一个确定的
$ d $ 玻色子数$ n_{d} $ ,对一个确定的
$ \tau $ (与费米子下的相同),该态的能量可以由标记它的量子数表述为
以
$ N \!=\! 3 $ 为例的U(5)对称核的典型能谱及其与$ {^{110} \rm{Cd}} $ 原子核的实验测量能谱的比较如图2所示。由图2知,U(5)对称的核态具有非简谐振动的特征,这是因为,按照动力学对称性的概念,哈密顿量中
$ C_{1{\rm{U}}(5)} $ 起主要作用,其它项都是微扰,如果将其它项完全忽略,则为典型的简谐振动。如前所述,在IBM中,E2跃迁算符是保持总玻色子数不变的2秩不可约张量算符,并可一般地表述为
其中
$ e_{2} $ 、$ \chi $ 是参数,$ e_{2} $ 为有效电荷,$ \chi $ 决定$ \hat{T} $ (E2)$ _{q} $ 中两项的相对重要性,称为$ \hat{T} $ (E2)$ _q $ 的形式参数(或结构参数)。E2跃迁的约化跃迁几率为在U(5)对称性极限下,常取
$ \chi \!=\! 0 $ ,于是有:对U(5)对称性核态,计算
$ \hat{T}({\rm E2})_{q} $ 的约化矩阵元则得其E2跃迁的选择定则是并可得到U(5)极限下各带内及带间的E2跃迁的约化跃迁几率的具体表达式,例如,对
$ \tau \!=\! n_{d} $ 、$ n_{\Delta} \!=\! 0 $ 、带头角动量为0的带(Y$ _{0} $ 带,即基带)内的E2跃迁:对
$ \tau \!=\! n_{d} $ 、$ n_{\Delta} \!=\! 0 $ 、带头角动量为2的带(常称为Y$ _2 $ 带)的带内E2跃迁:对
$ {\rm{Y}}_{2}^{} $ 带到$ {\rm{Y}}_{0}^{} $ 带的带间E2跃迁:$ \langle ii \rangle $ SU(3)极限具有SU(3)对称性的哈密顿量为
相应的态矢为
其中
$ (\lambda ,\mu ) $ 、$ L $ 分别为SU(3)群、$ {\rm{SO}}(3) $ 群的IRREP,$ K $ 为由SU(3)到SO(3)约化的附加量子数。根据群表示的约化规则,各量子数取值如下:对一个确定的
$ N $ (总玻色子数),其中
$ p\geqslant 0 $ ,$ q\geqslant 0 $ ,且$ \lambda = 2N - 6 p - 4 q \geqslant 0\text{。} $ 对一个确定的表示
$ (\lambda \, , \mu) $ ,并且
该具有SU(3)对称性的核态的能量为
以总玻色子数
$ N \!=\! 12 $ 为例的具有SU(3)对称性的原子核的典型能谱(的一部分)及其与156Gd的低激发态能谱的实验测量结果的比较如图3所示。由图3知,对于属于SU(3)的一个IRREP
$ (\lambda , \mu) $ 的一系列态,其能量随角动量$ L $ 的变化都具有$ L(L+1) $ 的行为,即带内跃迁产生的$ \gamma $ 光子的能量随角动量线性变化。这表明,SU(3)动力学对称性极限对应定轴转动核态。在SU(3)动力学对称性极限下,E2跃迁算符为
由于该
$ \hat{T}(E2) $ 正比于SU(3)群的无穷小生成元$ Q_q^{2} $ ,则直接有E2跃迁的选择定则由此知,
$ \beta $ 带与基态带之间的跃迁和$ \gamma $ 带与基态带之间的跃迁都是禁戒的。计算得,基态带内的E2跃迁的约化跃迁几率为
基态带内角动量为
$ L $ 的态的电四极矩为其它带内各态间的E2跃迁的约化跃迁几率及各态的电四极矩也有类似的形式,这里不予细述。
$ \langle iii \rangle $ O(6)极限具有SO(6)动力学对称性的哈密顿量为
相应的核态的态矢可以写为
其中
$ \sigma $ 、$ \tau $ 、$ L $ 分别为$ {\rm{SO}}(6) $ 、SO(5)、$ {\rm{SO}}(3) $ 的IRREP,其物理意义分别是未配对的玻色子数(广义辛弱数)、除去$ s $ 玻色子后的未配对的$ d $ 玻色子数、原子核的角动量。谱生成规则由群表示的约化规则表述中下。对一个确定的总玻色子数
$ N $ ,对一个确定的
$ \sigma $ ,对确定的
$ \tau $ ,$ L $ 等的取值与前述的相同,不再重述。由量子数
$ \sigma $ 、$ \tau $ 、$ n_{\Delta}^{} $ 和$ L $ 标记的具有SO(6)对称性的核态的能量为以总玻色子数等于6为例的具有SO(6)对称性的原子核的典型能谱的一部分及与196Pt原子核的低激发态能谱的实验观测结果的比较如图4所示。
考察图4可知,横向整体看,具有SO(6)对称性的核态的能谱与U(5)对称的核态的能谱具有类似之处,但一些多重态的顺序有差别;上下来看,具有SO(6)对称性的核态的每一条能带具有近似的转动特征。此后将说明,SO(6)对称的核态为不定轴转动态。
SO(6)动力学对称性极限下,E2跃迁算符为
由于
$ \hat{T}(\rm E2)_q $ 为SO(6)群的无穷小生成元,则其跃迁的选择定则为据此容易得到SO(6)对称性极限下的E2跃迁的约化跃迁几率,例如
总之,理论上,具有动力学对称性的核态及其能谱和跃迁几率都很容易确定,且各有特点。实验上,人们已经找到很多近似具有前述的动力学对称性的原子核。
关于奇-A核和奇-奇核的超对称模型也取得成功,并找到了196Au等代表性原子核[54]。
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(1)IBM1中原子核集体运动的相干态理论框架
回顾前述IBM1的群结构知,U(6)群的最大不变子群是U(5)
$ \oplus $ U(1),其代数包括:显然,
$ {\mathfrak{h}} $ 为$ {\mathfrak{g}} $ 的最大不变子代数,$ {\mathfrak{p}} $ 为$ {\mathfrak{h}} $ 的陪集。由于$ {\mathfrak{p}} $ 中含有10个元素,且其中5个是另5个的厄密共轭,由4.2.2小节的讨论知,与该5维空间对应,我们可以定义与IBM1对应的5维几何空间(集体运动空间)。由于极值态(可以被所有的$ d_{\mu}^{} $ 湮灭)为则相应的相干态为
并有常用的内禀相干态(亦称“投影”相干态):
其中
$ \alpha _{\mu}^{} $ 是相干态中表征集体运动性质的集体(或称几何)参数。进一步采用4.2.2小节所述的参数化方案,与随体坐标系相应的内禀相干态可以在$ N $ 个$ s $ 和$ d $ 玻色子的空间中表示为在该内禀态下计算原子核的电四极矩和E2跃迁几率,并将所得结果与Bohr-Mottelson集体模型中的结果比较,由利用不同方法对同一个物理量计算的结果应该相等(即规范对称性)可知,对于大多数稀土区原子核,集体模型中的形变参数
$ \{\beta , \gamma \} $ 与这里的“形变”参数$ \{ \beta_{2}, \gamma_{2}\} $ 之间有关系[53]这表明,在IBM1的内禀相干态中引入的参数
$ \beta_{2}^{} $ 、$ \gamma_{2} $ 可以像集体模型中的形变参数$ \beta $ 、$ \gamma\, $ 一样描述原子核表面的形状,因此,我们也称之为原子核的形变参数,并在此后(略去下标)简记之为$ \beta $ 、$ \gamma $ 。采用这一内禀态计算哈密顿量的期望值,即可得到原子核的基态的能量泛函(曲面)
进而,根据最小作用原理,由能量泛函曲面取极小值
即可得到以形变参数
$ \{ \beta , \gamma \} $ 标记的稳定原子核的形状。由于上述内禀相干态的角动量恒为0,因此它仅对应原子核的基态,这样只能得到原子核基态的形状。为研究低激发态的集体运动性质,我们需要采用角动量投影方法得到非零角动量激发态。我们知道,角动量投影算符可以表示为
其中
$ R(\Omega ) $ 为转动算符,$ D_{MK}^L(\Omega ) $ 为转动矩阵,$ \Omega $ 为欧拉转动角$ (\alpha ',\beta ',\gamma') $ 。将该角动量投影算符作用到前述内禀相干态上即得具有确定角动量的相干态[55-56]对于基态带中的各态,上式中
$ K \!=\! M \!=\! 0 $ 。经过角动量投影后,原子核的基带中各角动量态(可以认为是相同角动量中能量最低的态,亦即Yrast态)的能量泛函可以表示为
再利用能量极小的稳定性条件,即可确定各Yrast态的形变参数、得到它们的集体运动性质。
(2)IBM1中原子核的集体运动模式及形状相变
利用上述理论框架在IBM1下直接计算,即得相应的原子核的集体运动模式。下面给出计算结果,并对原子核形状相变予以简要讨论。
1) U(5)对称性极限:
IBM1的U(5)对称性下的哈密顿量可改写为
不考虑角动量投影情况下的(基态的)能量泛函为
其中
$ f_{1}^{} \!=\! \frac{c_0}{10} + \frac{c_2}{7} + \frac{9c_4}{35} $ 。显然该函数与$ \gamma $ 无关,而在$ \beta \!=\! 0 $ 处有一个极小值,因此它对应的形状为球形。相应的集体运动模式为四极振动。对考虑角动量投影情况下的能量泛函很难给出解析表达式。相应于总玻色子数
$ N = 15 $ 的数值结果如图5所示。由图5易知,非零的低角动量态与基态一样,位能面极小出现在$ \beta \!=\! 0 $ ,且与$ \gamma $ 无关,即原子核整体呈现球形,具有四极振动的集体运动模式。而高角动量态(例如$ L \!=\! 10 $ )位能面极小出现在$ \beta \approx \pm 0.5 $ 、$ \gamma \approx 0, \pm \frac{\pi}{3} $ ,即原子核呈椭球形形变、或铁饼形形变,具有定轴转动的集体运动模式。由此知,IBM1可以很好地描述原子核角动量驱动形状相变[57].2) SU(3)对称性极限
IBM1的SU(3)对称性下的哈密顿量可改写为
不考虑角动量投影的(基态的)能量泛函为
该能量函数在
$ \gamma \!=\! 0 $ 、$ \beta \ne 0 $ 有极小值,在$ N \to \infty $ 时,极小值位于$ \beta \!=\! \sqrt 2 $ . 这表明,原子核呈长椭球形。并且,对应于$ \overline { {\rm{SU}}(3)} $ ($ \hat{Q} $ 算符中的结构参数$ \chi \!=\! \frac{\sqrt{7}}{2} $ ),原子核呈扁椭球形。因其物质分布呈椭球形状,并且描述其形状的$ \gamma $ 角为定值,所以该对称性对应的集体运动模式为定轴转动。具体地,$ \chi \!=\! -\frac{\sqrt{7}}{2} $ 情况下为绕垂直于物质分布的对称轴的轴的定轴转动,$ \chi \!=\! \frac{\sqrt{7}}{2} $ 情况下为绕物质分布的对称轴的定轴转动。与U(5)对称情况相同,考虑角动量投影情况下的位能面泛函也难以给出解析表达式。相应于总玻色子数
$ N \!=\! 15 $ 的数值结果如图6所示。由图6易知,具有SU(3)对称性的低角动量态呈长椭球形变,但有呈扁椭球形状的亚稳态,具有定轴转动的集体运动模式。随角动量升高,原子核逐渐演化为仅呈长椭球形变形状。
3) SO(6)对称性极限
IBM1的SO(6)对称性下的哈密顿量可以改写为
其中
$ P \!=\! \frac{1}{2}(\tilde{d} \cdot \tilde{d})-\frac{1}{2}(s \cdot s)\; $ 为广义对湮灭算符。不考虑角动量投影情况下的(即基态的)位能面泛函为显然,该能量泛函曲面与
$ \gamma $ 无关,在$ \beta \ne 0 $ 处有一个极小值。在$ N \to \infty $ 时,极小值位于$ \beta \!=\! 1 $ 。这表明,SO(6)对称性下的物质分布呈$ \gamma $ 不稳定的椭球形,集体运动模式为不定轴转动,相当于量子陀螺除有自转之外还有进动和章动。考虑角动量投影情况下的位能面泛函的数值计算结果的一个实例如图7所示。由图7易知,具有SO(6)对称性的低角动量态与角动量为0的基态一样,具有不定轴转动的集体运动模式。随着角动量升高,位能面逐渐在
$ \beta \!\approx\! \pm 1 $ 、$ \gamma \!\approx\! \frac{\pi}{6} $ 出现极小值,在角动量达到较高值(例如图中的$ L \!=\! 14 $ )时,两个极小值很明显,且它们中间有明显的相当高的位垒;这表明,原子核呈明显的三轴形变的形状。然而,在角动量很高(例如图中的接近最大角动量20的$ L \!=\! 18 $ )情况下,位能面在$ \beta \!=\! 0 $ 处出现不依赖于$ \gamma $ 的深谷、并在$ \gamma \approx \frac{\pi}{6} $ 处出现不依赖于$ \beta $ 的深谷,这表明,原子核不再有稳定的形状,亦即出现振动与三轴形变的形状共存态。上述结果表明,SO(6)对称的基态和低激发态具有不定轴转动的集体运动模式,并且随角动量升高出现由不定轴转动到三轴形变态的相变,并可能出现振动与三轴形变共存的状态。
(3) 原子核集体运动模式的相变(形状相变)
前已述及,原子核的集体运动模式的演化称为原子核的集体运动模式相变。由于原子核的集体运动模式变化都相应有组成原子核的物质的包络面的演化,因此常称之为原子核的形状相变。又由于原子核的形状和确定的集体运动模式都相应于一定的动力学对称性,因此原子核的集体运动模式相变(形状相变)是原子核的动力学对称性的破缺或恢复的自然体现。例如,对IBM1下的核态,由于
$ {\rm{U}}(5) \supset {\rm{SU}}(4) \supset {\rm{SU}}(3) $ ,而SU(4)同构于SO(6),并且U(5)、SO(6)、SU(3)对称性分别对应于四极振动、不定轴转动、定轴转动(包括三轴转动)的集体运动模式,那么前述的角动量驱动由振动到定轴转动的形状相变即由U(5)对称性到SU(3)对称性的破缺的表现。具体地,人们常采用下述哈密顿展开具体研究,
其中
$ \varepsilon $ 为一标度因子,$ \hat{n}_{d} $ 为U(5)的一阶Casimir算子,$ \hat{Q}(\chi) $ 为式(48)所示的四极算符,并且$ \eta \in \left[ 0,\, 1 \right] $ 、$ \chi \in \left[ - \sqrt 7/2,\, \sqrt 7 /2 \right] $ 为控制参量。对称性分析表明,该哈密顿量即由此易知,如果取
$ \chi \!=\! 0, \; \eta \in [1,\, 0] $ ,则上述哈密顿量描述U(5)对称与SO(6)对称之间过渡区的原子核的性质;如果取$ \chi \!=\! -\frac{\sqrt{7}}{2},\; \eta \in [1,\,0] $ ,则上述哈密顿量描述U(5)对称与SU(3)对称之间过渡区的原子核的性质;如果$ \eta \!=\! 0, \; \chi \in [0,\, -\frac{\sqrt{7}}{2}] $ ,则上述哈密顿量描述SO(6)对称与SU(3)对称之间过渡区的原子核的性质。取哈密顿量如式(53)(有控制参数$ \eta $ 、$ \chi $ )、波函数为式(51)所示的内禀相干态,即可计算得到原子核的能量泛函$ E(N;\beta,\gamma) $ 和每核子平均能量$ \varepsilon \!=\! E(N;\beta ,\gamma ) / N $ ,进而得到能量泛函曲面的极小值点和相应的每核子能量值$ \varepsilon _{\min }^{} $ ,然后考察$ \varepsilon _{\min}^{} $ 与哈密顿量中各项耦合系数的函数关系及其导数关系,可以证明,由U(5)对称破缺到SO(6)对称(四极振动到不定轴转动)的相变为二级相变,由U(5)对称破缺到SU(3)对称(四极振动到定轴转动)的相变为一级相变。这些对应关系常由Castan三角形表征,推广的Casten三角形如图8所示。前述讨论已表明,IBM1可以很好地描述转动驱动的原子核的形状相变,有关相图分别如图9,10所示。
对于其物理机制,限于篇幅,这里不再讨论,有兴趣的读者可参阅文献[58-59]等。
引起原子核形状相变的因素很多,除了前述的转动(角动量)。还有同位旋(一个同位素链(或同中子素链)中原子核基态具有不同的集体运动模式)、激发能、温度等等。精细的研究表明,上述参数
$ \eta $ 与原子核中的核子配对形成的玻色子数成线性关系[60-61],因此,利用上述哈密顿量可以很好地研究同位旋驱动的原子核形状相变。在区分质子玻色子和中子玻色子的IBM2下,关于原子核集体运动模式及形状相变的研究也已广泛展开,它自然地包含三轴形变核态[62],并且Casten三角形扩展到Iachello四面体[63]。
除了IBM之外,集体模型、Hartree-Fock-Bogoliubov(HFB)理论、有限温度推转HFB理论、配对壳模型、推转IBM、以及Landau理论等方法都被用来研究原子核的形状相变,还提出了双中子分离能、E2跃迁能量与跃迁初态角动量的比值、E2跃迁几率比等实验观测量来表征原子核形状相变,并区分相变的级次。内容极其丰富,限于篇幅,这里不再具体介绍,有兴趣的读者请参阅综述文献[64]。
(4)原子核形状相变的临界点状态的对称性描述
我们知道,二级相变和一级相变都有确定的临界状态。通过分析一般的二级相变的临界点的特征和一级相变的临界点的特征,Iachello教授提出了描述由振动到不定轴转动相变的临界点附近状态性质的E(5)对称性模型—玻尔哈密顿量中仅有关于
$ \beta $ 的无限深势阱的模型[65],和描述由振动到定轴转动相变临界点性质的X(5)对称性模型—玻尔哈密顿量中有关于$ \gamma $ 呈谐振子势和关于$ \beta $ 呈无限深势阱的模型[66],并给出其能谱和E2跃迁等的跃迁几率,还找到一些代表性原子核(例如文献[67-69]等等)。尽管E(5)模型和X(5)模型在实际应用中取得很大成功,但它们都仅是求解上述势阱下的玻尔哈密顿量的结果,没有代数结构,也就是没有动力学对称性。
事实上,系统的哈密顿量具有平移和转动不变性,即具有五维欧几里得对称性。推广占有数表象中玻色子算符与坐标及动量间的关系知,
$ d $ -玻色子的产生、湮灭算符可以由五维空间的坐标和动量表述为于是,五维欧几里得群(Eu(5))的生成元可以表述为
Casimir算子则为
其中
$ \hat{n}_{d}^{} \!=\! \sum_{\mu} d^{\dagger} _{\mu} d_{\mu}^{} $ ,$ \hat{P}_{d}^{} \!=\! \sum_{\mu} (-1)^{\mu} d_{\mu}^{} d_{-\mu}^{} $ 。那么,Eu(5)动力学对称性的哈密顿量为其中
$ \alpha $ 为一标度因子。该哈密顿量可以在具有U(5)对称性($ {{\rm{U}}(5)}\supset {{{\rm{O}}}(5)} \supset {{{\rm{O}}}(3)} $ )的基$ \{| n_{d}^{} \, \tau \; n_{\Delta}^{} \; L \rangle\} $ 下对角化。前述讨论表明,过渡区核态的哈密顿量可以表述为
其中
$ \hat{Q}^{\chi} \!=\! (d^{\dagger} s + s^{\dagger} \tilde{d})^{(2)} + \chi (d^{\dagger} \tilde{d})^{(2)} $ ,$ \eta $ 和$ \chi $ 是控制参数,$ \varepsilon $ 是标度因子,$ a $ 是可调参数(亦即标度因子)。在内禀相干态方法下的具体计算表明,对于U(5)–O(6)对称性之间的相变和U(5)–SU(3)对称性之间的相变,在大$ N $ 极限下(相应于经典集体运动),它们的临界状态都可以由参数$ \chi $ 决定的临界参数来表述(仅相差标度因子
$ a $ )。具体地,$ \chi \!=\! 0 $ 对应E(5)模型,$ \chi \!=\! - \frac{\sqrt{7}}{2}\;(\approx -1.32) $ 对应X(5)模型。这表明,上述哈密顿量可以统一描述E(5)和X(5)临界点对称性。更具体的理论分析和数值检验见文献[70]。我们称之为F(5)临界点对称性模型。另一方面,对于哈密顿量为
$ \hat{H} \!=\! -\bigtriangledown^2/(2M)+k\beta^{2n} $ (其中$ k\propto M^{t} $ )的系统的研究[71]表明,其能谱有标度因子$ M^{(t-n)/(n+1)} $ 。显然,$ M^{(t-n)/(n+1)}\mid_{n\rightarrow\infty} =\! M^{-1} $ 。对于原子核,其质量当然近似正比于其组分粒子数目,于是该标度行为可以近似表述为$ N^{-1} $ 标度律。F(5)临界点对称性模型下,$ \chi \!=\! 0 $ (E(5)模型)和$ \chi \!=\! -1.32 $ (X(5)模型)两种特殊情况下的能谱和E2跃迁几率随系统中玻色子数目变化的行为如图11所示。显然,F(5)临界点对称性模型可以很好地描述临界点状态的能谱的
$ N^{-1} $ 标度行为,并说明临界点状态的E2跃迁几率具有$ N^{1} $ 的标度行为。上述标度行为表明,对于有限粒子数系统,F(5)临界点对称性模型也可以描述其相变临界点状态的性质。总之,对于原子核形状相变临界点状态的描述,不仅已经对U(5)–O(6)对称性之间的相变和U(5)–SU(3)对称性之间的相变等分别建立了E(5)模型、X(5)模型等,还建立了统一描述这些临界点状态性质的具有清楚的动力学对称性结构的F(5)模型。
Symmetries and Their Breaking of Strong Interaction System
doi: 10.11804/NuclPhysRev.37.2019CNPC77
- Received Date: 2020-04-23
- Rev Recd Date: 2020-08-20
- Available Online: 2020-09-30
- Publish Date: 2020-09-20
-
Key words:
- symmetries and their breaking /
- strong interaction system /
- quark, gluon and hadrons /
- nuclei /
- collective motion and shape phase transition
Abstract: This article reviews concisely the symmetries and their breaking of strong interaction system. To establish the bridge between the abstract symmetry concept and principle in mathematics and the application in physics to reveal the underlying principle of strong interaction, we describe not only the abstract concept but also the realization of the unitary and other symmetries with the microscopic particles. We then describe the evolution of the strong interaction matter in the early universe in view of the symmetries and their breaking, especially on the dynamical generation of the observable mass(i.e., DCSB) and those of the strong and other interactions (gauge symmetry and breaking). We make also a survey of the symmetries and their breaking of nucleus, with concentration on the general methods of studying the many-body system in the symmetry point of view, the multi-particle shell model and the interacting boson approximation (IBM), the modes of nuclear collective motion and their evolution (i.e., nuclear shape phase transition). The survey intends to link the fundamental approaches with the practical investigations in the related frontiers of research properly and promptly.
Citation: | Yuxin LIU. Symmetries and Their Breaking of Strong Interaction System[J]. Nuclear Physics Review, 2020, 37(3): 329-363. doi: 10.11804/NuclPhysRev.37.2019CNPC77 |