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Hurst等[16]在实验上观测到了
$ ^{235}{\rm{Np}} $ 的两条转动带,他们认为这 两条转动带是组态为$\pi5/2^+[642](i_{13/2}^{})$ 的旋称伙伴带 。此外,文献[16]中还提出,根据对顺排的分析,并不能排除这两条转动带的组态为$\pi5/ 2^-[523](h_{9/2}^{})$ 的可能性。值得注意的是,文献[16]的工作中并未观测到带1中78 keV与带2中101 keV的跃迁,因此在文献[16]的表1和图5中,把这两个跃迁用星号和括号进行了标记。这两个跃迁是1974年 Friedman等[38]在实验中观测到的。文献[16]猜测他们建立起的转动带结构基于文献[38]中观测到的低自旋能级,但缺乏实验证据。Afanasjev等[39]通过推转相对论平均场理论的计算,建议将文献[16]中观测到的转动带结构视为孤立的,并基于系统性重新建议了自旋宇称,即应当把带1中连接$ 9/2\rightarrow 5/2 $ 的78 keV的跃迁去掉,且其他能级所对应的自旋值应当降低1$ \hbar $ 。此外,他们还把这两条转动带的组态指定为$ \pi5/2^-[523] $ 。在下面的研究中,我们首先将确定这两条转动带的自旋及组态。吴崇试与曾谨言从Bohr哈密顿量出发,得到其近似的解析解,进而得到了描述转动带的
$ ab $ 公式[40]:其中
$a,\, b$ 为待定参数。此公式能够非常好地描述原子核的转动谱,并且在转动谱的自旋指定方面取得了很大的 成功[41-43]。根据$ ab $ 公式,由角动量$ I \rightarrow I-2 $ 的跃迁能量$ E_\gamma(I) $ 可以表示为可以定义理论和实验值的均方根偏差
$ \sigma $ 以及相对均方根偏差$ \chi $ :其中:
$E_\gamma^{\rm exp}(I_i^{})$ 和$E_\gamma^{\rm cal}(I_i^{})$ 分别为跃迁能量的实验值和计算值;$ n $ 为拟合实验数据的个数。将实验观测到的跃迁能量用上述转动谱公式进行拟合,使均方根偏差$ \sigma $ 取极小值,就可以得到相应参数$ a $ 和$ b $ 的最佳取值。利用
$ ab $ 公式,我们可以通过指定不同带头自旋对这两条转动带的能谱进行拟合。与78 keV的跃迁相似,101 keV这个跃迁也非文献[16]的观测结果,将其归于带2同样缺乏实验证据,应当和78 keV的跃迁一同舍弃。因此,在以下的拟合中我们忽略了文献[16]带1中78 keV的跃迁以及带2中101 keV的跃迁。从图1中我们可以看到,当$ ^{235}{\rm{Np}} $ 带1的带头自旋指定为7/2,带2的带头自旋指定为9/2时拟合所得到的相对均方根偏差$ \chi $ 最小。需要注意的是,如果我们把实验上101 keV的跃迁放到带2的数据里进行拟合,得到的相应能级的自旋值保持不变。因此,本文通过另一种独立的理论手段,认为文献[39]的建议与我们的结果更相符。表1中给出了
$ ab $ 公式对于$ ^{235}{\rm{Np}} $ 带1和带2的拟合结果。可以看到$ ab $ 公式能够很好地拟合$ ^{235}{\rm{Np}} $ 中的转动谱,除了在带1低自旋处的两个跃迁与实验偏差较大之外,其余均与实验符合得非常好,其均方根偏差约为$ 2\sim4 $ keV。需要注意的是,如果我们把实验上101 keV的跃迁放到带2的数据里进行拟合,得到的均方根偏差会增大至2.435 keV,并且拟合得到的该跃迁能量为95.7 keV,与实验值偏差较大,这说明此跃迁可能并不属于带2。带1 带2 $I_i\rightarrow ^{} I_f^{} /\hbar$ ${E}\rm^{\,exp}_{\gamma}$/keV ${E}^{\,ab}_{\gamma}$/keV $I_i^{}\rightarrow I_f^{} (\hbar)$ ${E}\rm^{\,exp}_{\gamma}$/keV ${E}^{\,ab}_{\gamma}$/keV 11/2$ \rightarrow $ 7/2 127.1 116.7 13/2$ \rightarrow $ 9/2 143.4 141.2 15/2$ \rightarrow $ 11/2 153.7 161.2 17/2$ \rightarrow $ 13/2 186.6 185.0 19/2$ \rightarrow $ 15/2 200.5 203.6 21/2$ \rightarrow $ 17/2 227.4 226.4 23/2$ \rightarrow $ 19/2 245.9 243.5 25/2$ \rightarrow $ 21/2 265.7 265.0 27/2$ \rightarrow $ 23/2 282.6 280.8 29/2$ \rightarrow $ 25/2 300.0 300.7 31/2$ \rightarrow $ 27/2 316.4 315.3 33/2$ \rightarrow $ 29/2 331.9 333.4 35/2$ \rightarrow $ 31/2 346.3 347.0 37/2$ \rightarrow $ 33/2 360.4 363.2 39/2$ \rightarrow $ 35/2 372.4 375.9 41/2$ \rightarrow $ 37/2 387.8 390.1 43/2$ \rightarrow $ 39/2 402.4 402.1 45/2$ \rightarrow $ 41/2 414.9 414.4 47/2$ \rightarrow $ 43/2 425.3 425.9 49/2$ \rightarrow $ 45/2 439.5 436.3 51/2$ \rightarrow $ 47/2 449.4 447.5 $ a\times10^{-3} $ /keV 9.826 9.177 $ b\times10^{3} $ 1.206 1.313 $ \sigma $ /keV 4.262 1.873 接下来,我们将采用粒子数守恒方法对
$^{235,\, 237}{\rm{Np}}$ 中的转动带进行进一步的研究。本工作中的Nilsson参数($ \kappa, \mu $ )取自文献[19]。通过拟合超镄核区原子核的单粒子能级,我们得到了一套轨道角动量依赖的Nilsson参数[19],它可以很好地描述这个质量区原子核的低激发谱。锕系区原子核形变的实验数据非常少,并且不同理论模型预测的形变参数也不尽相同[13, 44-45]。在本工作中,形变参数取自文献[44],对于$ ^{235}{\rm{Np}} $ ,$\varepsilon_2^{} = 0.200$ ,$\varepsilon_4^{} = -0.073$ ;对于$ ^{237}{\rm{Np}} $ ,$\varepsilon_2^{} = 0.200$ ,$\varepsilon_4^{} = -0.067$ 。计算中取质子$N = $ 4,5,6 壳以及中子$N = $ 6,7壳构建推转单粒子组态空间,对于质子和中子,推转多粒子组态空间均取为1 000维。单极和四极有效对力强度除了$ ^{235}{\rm{Np}} $ 质子的四极对力取为零外,其余均取自文献[19],即$G_{\rm{p}^{}}$ = 0.25 MeV,$G_{\rm{2p}}^{}$ = 0.01 MeV,$G_{\rm{n}}^{}$ = 0.30 MeV,$G_{\rm{2n}}^{}$ = 0.02 MeV。图2展示了
$ ^{235}{\rm{Np}} $ 费米面附近(a)质子和(b)中子的推转Nilsson能级。其中,蓝色和红色的线分别代表宇称为正和负的能级,实线和虚线分别代表旋称$\alpha = +1/2$ 和$\alpha = -1/2$ 的能级。$ ^{237}{\rm{Np}} $ 的能级与此十分相似,因此我们只展示了$ ^{235}{\rm{Np}} $ 的结果。从图2(a)中可以看到,对于$^{235,\, 237}{\rm{Np}}$ ,其基态为$ \pi5/2^+[642] $ ,这与实验上观测到$ ^{237}{\rm{Np}} $ 的基态一致 [15]。质子$i_{13/2}^{}$ 和中子$j_{15/2}^{}$ 轨道均位于其费米面附近,其Nilsson组态分别为$ \pi5/2^+[642] $ 和$ \nu 7/2^-[743] $ 。图3展示了粒子数守恒方法计算得到的
$ ^{235}{\rm{Np}} $ 中组态为$ \pi 5/2^+[642] $ 和$ \pi5/2^-[523] $ 的转动惯量与实验值的比较。注意这里按照公式(11)提取转动惯量与转动频率的实验值时,自旋取自表1拟合得到的结果,且去掉了78 keV以及101 keV的跃迁。从图中可以看到,计算得到的组态为$ \pi 5/2^+[642] $ 的转动惯量有明显的旋称劈裂,而实验显示此条转动带的转动惯量在高自旋处没有旋称劈裂,这与$ \pi5/2^-[523] $ 组态的计算结果一致。实验上的转动惯量在低自旋处有旋称劈裂,这与$ \pi5/ 2^-[523] $ 组态的计算结果又不一致。从表1中可以看到,低自旋处$ ab $ 公式拟合的结果与实验的跃迁能量偏差较大,特别是正旋称带(带1),这可能是由于这条转动带在低自旋处不是纯的集体转动,或者低自旋处的跃迁能量存疑,因此导致计算与实验不符。此外,从图中可以看出,整体来说组态$ \pi5/2^-[523] $ 转动惯量的计算结果与实验符合得更好。因此,粒子数守恒方法的计算表明,此条转动带的组态可能为$ \pi5/2^-[523] $ ,这与Afanasjev等[39]采用推转相对论平均场理论的计算结果一致。图4展示了粒子数守恒方法计算得到的
$ ^{237}{\rm{Np}} $ 中两条转动带转动惯量(图的上排)和顺排(图的下排)与实验值的比较。可以看到,计算能够很好地再现转动惯量与顺排的实验值。此外,计算能够很好地再现基态带$ \pi 5/2^+[642] $ 中的旋称劈裂。对于$ \pi5/2^+[642] $ ,由于质子$i_{13/2}^{}$ 轨道被堵塞,回弯只能来自于中子$j_{15/2}^{}$ 。从图4(a)和(c)中可以看到,对于这条转动带实验上并未观测到明显的上弯,只在$ \hbar\omega>0.2 $ MeV处出现了非常缓慢的上弯,这表明中子$j_{15/2}^{}$ 对上弯几乎没有贡献。对于$ \pi5/2^-[523] $ ,质子$i_{13/2} ^{}$ 轨道和中子$j_{15/2} ^{}$ 轨道均未被堵塞,因此这两条轨道都可以对$ \pi5/2^-[523] $ 中的上弯有贡献。从图4(b)和(d)中可以看到,这条转动带在$ \hbar\omega>0.2 $ MeV处的上弯也是十分平缓。然而,粒子数守恒方法计算得到的这两条转动带在转动频率$ \hbar\omega\approx0.2 $ MeV处的上弯要明显强于实验,且顺排增益要远大于实验值。对于$ ^{235}{\rm{Np}} $ 的计算结果与此十分相似(见图3)。此外,实验数据显示$ \pi5/2^-[523] $ 在上弯后出现了很明显的旋称劈裂,旋称$ \alpha=-1/2 $ 分支的上弯更加明显。而粒子数守恒方法对这条带两个旋称分支的计算结果几乎没有劈裂。这是由于这条能级在我们的计算中几乎是简并的[见图2(a)]。下面我们将对以上理论与实验的偏离进行详细的分析。图5展示了粒子数守恒方法计算得到的
$ ^{237}{\rm{Np}} $ 中两条转动带角动量顺排$ J_x $ 与实验值的比较。与图4(c)和(d)不同,在此图当中没有扣掉Harris参考的平滑部分$\omega J_0^{} +\omega^3 J_1 ^{}$ 。对于基态带$ \pi5/2^+[642] $ ,由于质子$i_{13/2}^{}$ 轨道被堵塞,它不会对上弯有贡献。从图5(a)中可以看到,粒子数守恒方法计算得到的质子的$J_x ^{}$ 随着转动频率平缓地增加,而中子的$J_x^{}$ 在推转频率$\hbar\omega\approx 0.2$ MeV处有一个明显的增加,这表明粒子数守恒方法计算中出现的上弯来自于中子的贡献。更进一步的研究表明,此贡献主要来源于中子高$ j $ 轨道$j_{15/2}^{}$ 。对于$ \pi5/2^-[523] $ ,质子$i_{13/2} ^{}$ 轨道和中子$j_{15/2} ^{}$ 轨道均未被堵塞,它们均可以对上弯有贡献。从图5(b)中可以看到,对于这条转动带,粒子数守恒方法计算得到的质子和中子部分均对上弯有贡献,质子能级交叉的频率要小于中子。此外,质子对于上弯的贡献大于中子。这与其他推转模型得到的结果类似,即计算中出现了实验上未观测到的中子$j_{15/2} ^{}$ 的顺排,导致计算得到的上弯与实验不符。图6展示了粒子数守恒方法计算得到的
$ ^{237}{\rm{Np}} $ 中子$N = 6$ 壳和$N = 7$ 壳对角动量顺排的贡献,其中红色虚线表示公式(9)中$N = 7$ 壳对角元以及非对角元的贡献。可以看到,中子$N = 7$ 壳贡献了计算中出现的$ \hbar\omega>0.2 $ MeV处缓慢的上弯,并且,此贡献全部来源于$ N=7 $ 壳的非对角元。此前研究表明高阶形变$\varepsilon_6^{}$ 会影响费米面附近的高$ j $ 轨道的位置,从而影响计算中出现的回弯/上弯频率 [21, 47-48]。因此,我们还研究了高阶形变$\varepsilon_6 ^{}$ 对中子$N = 7$ 壳顺排的影响。插图表示当高阶形变$\varepsilon_6^{}$ 分别取−0.03、0.00以及0.03时$N = 7$ 对角动量顺排的贡献。可以看到,不同的$\varepsilon_6^{}$ 可以改变$ N=7 $ 壳顺排的强弱,因此它会在很大程度上影响中子$j_{15/2}^{}$ 的顺排。值得注意的是,此前我们在图4中看到,实验数据显示$ \pi5/2^-[523] $ 在上弯后出现了很明显的旋称劈裂,旋称$\alpha = -1/2$ 分支的上弯更加明显,这也可能是由于随着推转频率的增加,这两个旋称分支的$\varepsilon_6^{}$ 不同导致的。此外,我们知道对关联也会影响高$ j $ 轨道的顺排,因此若想对此问题进行进一步深入研究,还需要进行转动、形变以及对关联全部自洽的微观计算。
Theoretical Investigation of the High-spin States in 235, 237Np
doi: 10.11804/NuclPhysRev.39.2022047
- Received Date: 2022-04-05
- Rev Recd Date: 2022-04-20
- Publish Date: 2022-12-20
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Key words:
- actinide nuclei /
- rotational band /
- cranked shell model /
- particle number conserving method
Abstract: The rotational properties of the actinides are quite important for revealing the alignment mechanism, pairing correlations, level structure etc., of the nuclei in
Citation: | Siyi CHEN, Shuoyi LIU, Zhenhua ZHANG. Theoretical Investigation of the High-spin States in 235, 237Np[J]. Nuclear Physics Review, 2022, 39(4): 413-420. doi: 10.11804/NuclPhysRev.39.2022047 |