CC BY
0
- ФИЗИКА АТОМНОГО ЯДРА И ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ -
Семинар имени Б. С. Ишханова «Фотоядерные исследования. Состояние и перспективы»
Тонкая структура пигми- и гигантских мультипольных резонансов в ядрах
С. П. Камерджиев,1' * М.И. Шитов1'+
1 Национальный исследовательский центр «Курчатовский институт» (НИЦ «КИ») Россия, 123182, Москва, пл. Академика Курчатова, д. 1 (Поступила в редакцию 16.01.2024; после доработки 25.01.2024; подписана в печать 06.02.2024)
В связи с программой планируемых работ на мегасайенс-установке «Интенсивный Обратный Комптон» (ИНОК) в Научном центре физики и математики в г. Сарове представлен краткий обзор экспериментальных и теоретических результатов в области энергий пигми- и гигантских резонансов. Рассмотрены: 1) пигми-дипольный резонанс в 208РЬ, для которого уже достигнут предел экспериментального разрешения и выделены отдельные 1--уровни; 2) важнейшие физические результаты экспериментов с разрешением (50-200) кэВ как для радиационных силовых функций, которые определяют характеристики ядерных реакций, так и для анализа нестатистических механизмов формирования ширин гигантских резонансов («входных» состояний) в рамках вейвлет-анализа. Обсуждаются также некоторые результаты в области энергий возбуждения (1-5) МэВ.
РЛСЯ: 21.60.Ev, 24.10.Cn. УДК: 539.1
Ключевые слова: Е 1-возбуждения, пигми-дипольний резонанс, гигантский дипольный резонанс, тонкая структура, вейвлет-анализ
БОТ: 10.55959/МЯШ579-9392.79.2420203
ВВЕДЕНИЕ
Как известно, в 1970-1990 гг. в ядерной физике низких энергий (область энергии возбуждения ядер до 40 МэВ) произошел «ренессанс физики гигантских резонансов», итоги которого подведены в фундаментальной монографии [1]. 1
В настоящее время наблюдается другое значительное явление в области ядерной физики низких энергий, которое можно назвать «ренессансом физики тонкой структуры» пигми-дипольно-го и гигантских мультипольных резонансов» (ПДР и ГМР). Это явление несравнимо с предыдущим «ренессансом» по масштабу экспериментальных работ, но оно должно быть вполне сравнимым по глубине, многообразию и содержанию извлекаемой физической информации. Это наглядно видно из рис. 1, где схематически показано огромное разнообразие физических явлений в области энергий ПДР и ГДР. При этом начиная, видимо, с работы [7], где уже сравнивались совпадающие спектры неупругого рассеяния электронов и протонов в 208РЬ с разрешением 40 кэВ в области энергий изоскалярного квадрупольного резонанса (см. рис. 2), предпринимались попытки анализировать отдельные уровни в ядре 208РЬ, который является естественным полигоном для экспериментальных и теоретических работ.
* E-mail: kaev@obninsk.com t E-mail: schitov.mih@mail.ru
1 См. первый обзор [2], который был назван как пионерский обзор в работе [3], а также ранние обзоры [4—6].
После работ [8-10] в области энергий ПДР в 208Pb мы получили новое качество: были «поштучно» выделены отдельные уровни, т.е. достигнут предел тонкой структуры ПДР. Для сравнения с предыдущим «ренессансом» подчеркнем, что величины приведенных вероятностей Е1-переходов B (E1) в области гигантского дипольного резонанса (ГДР) составляют порядка 10 W.u., а в области ПДР и двухфононных возбуждений они меньше на 1-3 порядка величины. Остается «немного», т.е. вопрос к теории — надо понять физическую природу этих разнообразных явлений и количественно объяснить наблюдаемые характеристики в рамках последовательной микроскопической теории. Следует иметь в виду, что полученные экспериментальные результаты (см. обзор [11]), являются только началом большой работы и уменьшение экспериментального разрешения в области гигантских мультипольных резонансов приведет к дальнейшим открытиям.
В настоящей работе представлен небольшой обзор о результатах работ в области тонкой структуры ПДР и ГМР, включая, конечно, и работы с экспериментальным разрешением 50-200 кэВ. Кратко обсуждается также природа низкоэнергетических переходов в области (1-5) МэВ.
1. ТОНКАЯ СТРУКТУРА ПДР В 208Pb
Первые экспериментальные результаты о тонкой структуре ГДР были получены очень давно [12-14]. Однако после работ [8-10] фактически изменилось само понятие тонкой структуры, так как был достигнут предел по уменьшению экспериментально-
Пигми-квадрупольнын Ножничные Двухфононные резонанс мо™ возбуждения Е2(ПКР)
Пигми-дипольныи резонанс Е1ГПЛР1
Гигантский Ml резонанс
Spin-flip Ml
Гигантский дипольный резонанс
Е1ГГДР)
Рис. 1. Реакция Ех р 3 МеУ, В(Е 1) р 10-дипольный резонанс: Ех р
ядра 2 Ш.и.
на электромагнитное излучение. Двухфононные возбуждения:
Пигми-дипольный резонанс: Ex 18MeV, B(E 1) га 10 W.u.
7 MeV, B(E 1) ra 10-1 W.u. Гигантский
Рис. 2. Вверху: спектр реакции 208РЬ(р,р') с разрешением (ДЕ = 40 кэВ) при Ер = 200 МэВ и ( = 8° в области возбуждения изоскалярного гигантского квадру-польного резонанса О(^0Я. Передача импульса выбрана таким образом, чтобы усиливались переходы Е2. Середина: то же самое для реакции 208РЬ(е,е') при Ее = 50 МэВ и (е = 93°. Внизу: расчет силовой функции В(Е2) с использованием обобщенной теории конечных Ферми-систем, см. текст (взято из [7])
го разрешения и это позволило выделить каждый уровень, в данном случае 1--уровень.
На рис. 3 представлена сводка экспериментальных и современных теоретических результатов о тонкой структуре ПДР в 208РЬ. Теоретические расчеты выполнялись в рамках несамосогласованной квазичастично-фононной модели (КФМ) [8], самосогласованных расчетов в релятивистском квазичастичном методе временной блокировки И.ТВА [15], в усовершенствованном самосогласованном подходе QTBA (оба с функционалами Скирма) [16], многочастичной модели оболочек [17, 18]. Как видно из рис. 3, теория не в состоянии объяснить имеющиеся экспериментальные данные для тонкой структуры ПДР в 208РЬ. На рис. 4 показано сравнение экспериментальных данных для изовек-торного М 1-резонанса в 208РЬ, который расположен в области ПДР, с современными самосогласованными расчетами в усовершенствованном самосогласованном подходе QTBA [19]. Здесь также можно констатировать отсутствие объяснения экспериментальных результатов.
В области энергий ПДР, как известно, также существуют различные вихревые Е 1-возбуждения тороидального вида, например тороидальный ди-польный резонанс (ТДР) в области энергий (40 — 80)А1/3 МэВ [20]. Он происходит из мультипольно-го разложения электромагнитных токов и обусловлен вторым порядком разложения функции Бесселя в длинноволновом приближении. В недавней работе [21] впервые получено экспериментальное доказательство существования ТДР в 58 N1 с использованием комбинации экспериментов с высоким разрешением по неупругому рассеянию электронов,
Рис. 3. Измеренные и рассчитанные спектры Е1 возбуждений в 208РЬ в области ПДР. Распределение силы В(Е 1) в 208РЬ между 4-8 МэВ и 9 МэВ из экспериментов: а — (р,р'); б — (7,7') и (п, 7) в сравнении с теоретическими расчетами; в — QPM [8]; г — КТБЛ [15] и д — многочастичная модель [18]. Расчет е, ж — два варианта новейшего самосогласованного метода временного блокирования с разными функционалами Скирма [16]
фотонов и протонов в области энергий 8-10 МэВ. Расчеты проводились в рамках самосогласованной теории QRPA с функционалом Скирма БУ-таэЮ (эффективная масса нуклона равна 1), с которым хорошо описываются наблюдаемые нижайшие 1--уровни 6.03 МэВ, 8.24 МэВ и 8.87 МэВ в 58№.
Таким образом, в широкой области энергий ПДР имеется очень сложная природа дипольных состояний: кроме ПДР и М 1-резонанса, могут быть ТДР, компрессионный дипольный резонанс, все они могут иметь изоскалярные и изовекторные ветви, см. также рис. 1.
2. ТОНКАЯ СТРУКТУРА
В ЭКСПЕРИМЕНТАХ С РАЗРЕШЕНИЕМ (50-200) КЭВ
В этом разделе мы кратко обсудим только два важных вопроса:
Рис. 4. Верхняя панель: распределения интенсивности возбуждений М1 в 208РЬ, рассчитанные в рамках ИепТБЛ с параметризациями ЯКХш-0.49 (красная сплошная линия) и ЯУ-Ьа8-0.44 (синяя пунктирная линия). Использовался параметр сглаживания, равный 1 кэВ. Нижняя панель: экспериментальное распределение вероятностей возбуждения В(М 1) в 208РЬ в интервале 7-8 МэВ [22] (208РЬ (7,7') реакция, красные вертикальные линии) и [23] (реакция 207РЬ (п,7), зеленые вертикальные линии). Полосы ошибок обозначены черными линиями (взято из [19])
как проявляется тонкая структура в радиационной силовой функции (РСФ), знание которой необходимо для расчетов характеристик ядерных реакций;
физические механизмы ширины ГМР и современный метод их анализа — вейвлет-анализ.
2.1. Радиационная силовая функция
Как известно ¿Б (Е (М )Ь)
, силовая функция Б (ш) =
связана с сечением Е1-фотопо-4.022шБ(ш), где ш берется в МэВ,
¿ш
глощения: а(ш) Б в Фм2 МэВ-1, а в мбн. Тогда, если верна гипотеза Бринка-Акселя, РСФ выражается через Б(ш) следующим образом:
/ (Е1)
1
а(ш)
3(пЛ.е)2 ш где Б берется в фм2МэВ-1, /(Е1)
3.487 • 10-7Б(ш), (1)
в МэВ
-3
РСФ описывает среднюю силу электромагнитных переходов — в частности переход в квазиконтинуум при высоких энергиях возбуждения и включает переходы между возбужденными состояниями. Программные комплексы EMPIRE и TALYS позволяют считать все характеристики ядерных реакций, если известны РСФ.
Наши расчеты в рамках самосогласованной обобщенной теории конечных Ферми-систем в приближении КПВБ (квазичастичное приближение временного блокирования) включали:
1. квазичастичный метод хаотических фаз (КМХФ);
2. связь с фононами;
3. одночастичный континуум и использует хорошо известные силы Скирма с параметрами SLy4.
Примеры расчетов РСФ приведены на рис. 5 и 6 [31]. Хорошо видно, что учет связи с фононами необходим для объяснения экспериментальных данных для многих характеристик ядерных реакций.
2.2. Вейвлет-анализ
Как известно [1, 11], ширина ГМР складывается из трех физических составляющих:
Г = ДГ + Г t +г I, (2)
где ДГ — затухание Ландау, т.е фрагментация начальных 1p-1h возбуждений по многим другим 1p-1h возбуждениям с теми же самыми квантовыми числами, Г | — спредовая (spreding) ширина благодаря связи 1p-1h возбуждений с более сложными конфигурациями вида 2p-2h или ^-^(фонон,
2 4 6 8 10 12 14 16 18
Е , МэВ
У
Рис. 6. РСФ для 208Pb, микроскопический метод для дважды магических ядер — континуумное ПВБ [29], эксперимент [26, 30]
Г t — ширина, обусловленная эмиссией частиц (escape width).
Современные эксперименты на совпадение позволяют проанализировать эти составляющие и отделить их от статистических механизмов, т.е. выделить «входные состояния» (doorway states). Это стало уже очевидным давно из экспериментов по неупругому рассеянию электронов и протонов с высоким энергетическим разрешением 40-50 кэВ, в которых была видна значительная тонкая структура изоскалярного гигантского квадрупольного резонанса (ISGQR) в 208Pb (см., например, [7]). Считается также что для такого анализа необходимы соответствующие микроскопические расчеты, которые учитывают различные распадные механизмы. Одним из наилучших методов такого выделения
с использованием микроскопических расчетов считается вейвлет-анализ [11, 32].
Как показано в [33], методы вейвлет-анализа используются для извлечения характерных энергетических масштабов тонкой структуры изовектор-ного гигантского дипольного резонанса (IVGDR) из экспериментальных данных. Представленные новые данные о поглощении виртуальных фотонов для цепочки стабильных изотопов 142-150Nd и 152 Sm с акцентом на появление нестатистических флуктуаций поперечного сечения, называемых тонкой структурой, в энергетической области IVGDR показали, что использованные методы вейвлет-ана-лиза позволили количественно оценить особенности тонкой структуры в виде характерных масштабов. Сравнения между экспериментальными результатами и предсказаниями расчетов в рамках КФМ показывают, что затухание Ландау, по-видимому, является основным источником тонкой структуры как в сферических, так и в деформированных ядрах, но расчеты, включающие 2p-2h степени свободы, были бы полезны для подтверждения этого для деформированных случаев.
В этой связи, по нашему мнению, представляет также интерес для общего понимания расчеты интегральных характеристик ГМР, т.е. их средней энергии EE и ширины Г, представленные в обзоре [34] (см. таблицу). Эти результаты помогают лучше понять физические причины ширины резонанса. Обозначения, принятые в таблице, соответствуют следующим составляющим ширины в формуле (2):
• CRPA: учитывается сумма (ДГ + Г t);
• RPA+1p1h(phonon: учитывается сумма (ДГ + Г 4);
• CPRA+1p1h(phonon: учитываются все слагаемые дг + г t +г 4.
В обзоре [34] представлены расчеты, которые учитывают все три механизма формирования ширины ГДР в трёх магических ядрах. Расчеты выполнялись в рамках несамосогласованной обобщенной (extended) теории конечных Ферми-систем и одновременно учитывали:
1. затухание Ландау ДГ;
2. спредовую ширину Г 4, т.е. связь 1р1Ь-конфигураций со сложными конфигурациями 1p1h(phonon без учёта континуума;
3. Все три механизма ДГ + Г t +Г 4.
Результаты для средних энергий E и ширин Г показаны в таблице. Чтобы получить эти интегральные характеристики ГДР, использовалась функция Лоренца для аппроксимации кривой резонанса, как это обычно делается в анализе экспериментов. Параметры этой функции, а также характеристики сечения были найдены из условия, что эти величины, определяемые через соответствующие моменты [34], совпадают для точных и кривых аппроксимаций соответствующих функций Лоренца. Как
видно из таблицы, включение «спреда», т.е. (конфигураций 1р1Ь(Е>фонон) заметно улучшает согласие с экспериментом по сравнению с расчетами в рамках CRPA (и также сильно уменьшает максимум сечения фотопоглощения). Получено, что теоретические значения Е и Г для 48Са и 208РЬ хорошо согласуются с экспериментом. Таким образом, получено удовлетворительное объяснение интегральных значений ширин, точнее, они объяснены с точностью до параметра сглаживания, который всегда значительно меньше, чем вся ширина Г.
3. ПРИРОДА НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ УРОВНЕЙ В ОБЛАСТИ ЭНЕРГИЙ (1-5) МЭВ
Как написано в [35], «дальнейшее развитие ядерной спектроскопии в значительной мере связано с изучением гамма-переходов между возбужденными состояниями». В области энергий возбуждения ниже энергии ПДР, несмотря на большое количество качественных результатов, продолжают появляться всё новые вопросы как экспериментального, так и теоретического характера. Сюда относятся не только переходы между однофононными состояниями, но, что более интересно, переходы между основным и двухфононным состояниями, поскольку они уже находятся в начале энергетической области ПДР.
На рис. 7 и 8 показаны наши самосогласованные расчеты [36] с использованием функционала Фаянса с хорошо известными параметрами вероятностей Е1-переходов между однофононными состояниями и между основным и двухфононным [2+ х 3—] 1 — -состояниями в изотопах олова. Получено хорошее описание имеющихся экспериментальных данных, при этом обнаружено, что новый эффект — корреляции в основном состоянии (КОС) (см. [41]), — совершенно естествен в нашем подходе и необходим для объяснения эксперимента.
В(Е1) е2йп2
0,004 0,0035 0,003 0,0025 0,002 0,0015 0,001 0,0005 0
Рис. 7. Переходы между однофононными состояниями. ТКФС-расчеты [36], КФМ-расчеты [37]. Экспериментальные данные [38]
Неясно, почему описанный подход не может объяснить вероятности Е1-переходов между однофо-нонными состояниями в 112,114йп, но (в отличие
102 104 106 108 110 112 114 116 118 120 122 124 126
Таблица. Физические составляющие средней энергии Е и ширины Г, МэВ, для ГДР в магических ядрах[34]
40 Ca 48 Ca 208 Pb
É Г É Г É Г
CRPA 19.3 1.9 16.0 3.3 12.2 2.0
RPA+lplhO phonon 20.5 3.7 19.0 4.5 13.0 3.6
CRPA+lplhO phonon 21.2 4.3 19.6 6.3 13.8 3.9
Exp 20.0 5.0 19.6 7.1 13.4 4.1
Рис. 8. Переходы из основного состояния в двухфонон-ное. КФМ-расчет и экспериментальные данные [39, 40]
от КФМ) объясняет переход между однофононным и двухфононным состояниями в 112 Sn, хотя речь идёт об одних и тех же однофононных уровнях 2+ и 3-. В работе [42] высказывалось предположение, что причина заключается в том, что эти два уровня имеют различную деформацию, которая не учитывалась в наших расчетах. Объяснение перехода между основным и двухфононным состояниями в 112 Sn, видимо, снимает это предположение. Возможно, что причина заключается в неточном и различном в обоих случаях учете «духового» El-состояния. Это требует более тщательного, чем ранее, теоретического анализа для учета этого «духа». В связи со всеми этими результатами становятся необходимыми самосогласованные расчеты и для других двухфононных уровней вида [2+ х 2+] и [3- х 3-].
Проблема «сосуществования форм» (form coexistence) продолжает оставаться плохо изученной, особенно в самосогласованных подходах. Имеется в виду что в области энергий (2-5) МэВ могут находиться соседние возбужденные уровни с различной деформацией. Эти явления наблюдались уже неоднократно [42, 43]. В этой связи появляется вопрос о природе двухфононнго уровня [2+ х 3-]1- в 208Pb. В этой области энергий
уже наблюдался Е 1-уровень с энергией 6.7 МэВ [10], что соответствует сумме экспериментальных энергий Е(2+) + Е(3") = 4.2 + 2.6 = 6.8 МэВ. Теоретическая проблема состоит в том, что именно в 208 РЬ это состояние находится в области однофононных уровней ПДР. Иными словами, необходимо специальное доказательство двухфононной природы этого 1"-уровня. Например, исследовать переход между двухфононным 1 "-состоянием и однофононным 2+ или 3" -уровнями. Такие эксперименты уже осуществлялись в работах [44, 45] для 1448ш [44] и 888г [45] соответственно. С теоретической точки зрения здесь должен быть совершенно новый и интересный вклад КОС4, обусловленный интегрированием 4-х функций Грина. Соответствующие формулы получены в [46].
Совершенно ясно что соответствующие эксперименты на установке ИНОК вместе с теоретическими расчетами могут существенно прояснить физику дела в этой области энергий.
4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В работе кратко рассмотрены некоторые наиболее актуальные, по мнению авторов, вопросы физики гигантских резонансов, связанные с возможностями установки ИНОК в Сарове. Обсуждены некоторые проблемы в теории ПДР и ГМР, связанные с разрешением будущих экспериментов. Подчеркнуто, что по крайней мере в области энергий ПДР находится огромное количество разнообразных и плохо изученных эффектов, теория которых требует дальнейшего необходимого развития. Поэтому эксперименты на установке ИНОК, включая эксперименты с разрешением 10 кэВ в области энергий 25-40 МэВ, и их теоретическое описание, несомненно, приведут к новому пониманию физики резонан-сов в области энергий возбуждения до 40 МэВ.
Авторы благодарят В.О. Нестеренко за обсуждения и информацию о его работах в области тороидального дипольного резонанса.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ, проект № 21-52-12035.
[1] Harakeh M.N., van der Woude A. // A Giant Resonances: Fundamental High-Frequency Modes of
Nuclear Excitation. Oxford Studies in Nuclear Phys. Oxford. 2001.
Борзов И.Н., Камерджиев С.П. // E1-, E2-, M 1-резонансы в сферических ядрах. Препринт [25 ФЭИ-580. Обнинск. 1975.
Бержер Р. // Электромагнитные взаимодействия [26 ядер при малых и средних энергиях. М.: Наука, 1976.
Борзов И.Н., Камерджиев С.П. // Известия АН [27 СССР. сер. физ. 41. 4. (1977).
Камерджиев С.П. // Материалы 12-ой зимней [28 Школы ЛИЯФ «Электромагнитные взаимодействия ядер при низких и средних энергиях». 122. [29 (1977).
Камерджиев С.П. // Труды 4-го семинара. [30 Москва, 1979. 93.
Kamerdzhiev S., Lsantti J., von Neumann-Cosel P. et [31 al. // Phys. Rev. C. 55. 2101. (1997). Ryezayeva N., Hartmann T., Kalmykov Y. et al. // Phys. Rev. Lett. 89. 272502. (2002).
Tamii A., Poltoratska I., von Neumann-Cosel P. et al. [32 // Phys. Rev. Lett. 107. 062502. (2011). Poltoratska I., von Neumann-Cosel P., Tamii A. et al. [33 // Phys. Rev. C. 85. 041304. (2012).
von Neumann-Cosel P., Tamii A. // Eur. Phys. J. A. [34 55. 110. (2019).
Бургов Н.А., Данилян Г.В., Долбилкин Б.С. и др. [35 // ЖЭТФ. 43, № 1. 70. (1962).
Долбилкин Б.С., Корин В.И., Лазарева Л.Е., Нико- [36 лаев Ф.А. // Письма в ЖЭТФ. 1, № 5. 47. (1965). Ишханов Б.С., Капитонов И.М., Лазутин Е.В. [37 и др. // ЯФ. 12. 892. (1970).
Litvinova E., Ring P., Tselyaev V. // Phys. Rev. C. [38 75, N 6. 064308. (2007).
Люторович Н., Целяев В., Ачаковский О., Камер- [39 джиев С. // Письма в ЖЭТФ. 107, № 11. 699. (2018). [40
Brown B.A. // Phys. Rev. Lett. 85, N 25. 5300. (2000). [41
Schwengner R., Massarczyk R., Brown B.A. et al. // Phys. Rev. C. 81. 054315. (2010). Tselyaev V., Lyutorovich N., Speth J., Reinhard P.-G. // Phys. Rev. C. 102. 064319. (2020). [42
Nesterenko V.O., Repko A., Kvasil J., Reinhard P.-G. // Phys. Rev. C. 100, 064302 (2019). [43
von Neumann-Cosel P., Nesterenko V.O., Brandherm I. et al. // arXiv preprint. arXiv:2310.04736. (2023). [44 Shizuma T., Hayakawa T., Ohgaki H. et al. // Phys. Rev. C. 78. 061303(R). (2008). . [45
Köhler R., Wartena J.A., Weigmann H. et al. // Phys. Rev. C. 35. 1646. (1987). [46
Камерджиев С.П., Ачаковский О.И., Авдеенков
А.В. // Письма в ЖЭТФ. 101, № 11. 819. (2015). Toft H.K., Larsen A.C., Agvaanluvsan U. et al. // Phys. Rev. C. 81, N 6. 064311. (2010). Варламов В.В., Песков Н.Н., Руденко Д.С., Степанов М.Е. // Вопросы атомной науки и техники. Серия: Ядерные константы. № 1-2. С. 48. (2003). Fultz S. C., Berman B.L., Caldwell J. T. et al. // Phys. Rev. 186, N 4. 1255. (1969).
Lepretre A., Beil H., Bergere R. et al. // Nucl. Phys. A. 219, N 1. 39. (1974).
Lyutorovich N., Tselyaev V., Speth J. et al. // Phys. Lett. B. 749. 292. (2015).
Syed N. U.H., Guttormsen M., Ingebretsen F. et al. // Phys. Rev. C. 79, N 2. 024316. (2009). Ачаковский О.И. // Микроскопическое описание характеристик основного состояния и возбуждений ядер в области энергии отделения нейтрона. Дисс. канд. физ. мат. наук.: 01.04.16. 2018. Shevchenko A., Carter J., Cooper G.R.J, et al. // Phys. Rev. C. 77. 024302. (2008). Donaldson L.M., Carter J., von Neumann-Cosel P. // Phys. Rev. C. 102, N 6. 064327. (2020). Kamerdzhiev S., Speth J., Tertychny G. // Phys. Rep. 393, N 1. 1. (2004).
Соловьев В.Г. // Теория атомного ядра: квазичастицы и фононы. М.: Энергоатомиздат, 1989. Шитов М.И., Камерджиев С.П., Толоконников С.В. // Письма в ЖЭТФ. 117, № 1. 3. (2023). Tsoneva N., Lenske H., Stoyanov C. // Phys. Lett. B. 586, N 3-4. 213. (2004).
Говор Л.И., Демидов А.М., Журавлев О.К. и др. // ЯФ. 54. 330. (1991).
Bryssinck J., Govor L., Belic D. et al. // Phys. Rev. C. 59, N 4. 1930. (1999).
Pysmenetska I., Walter S., Enders J. et al. // Phys. Rev. C. 73, N 1. 017302. (2006). Камерджиев С.П., Шитов М.И. // Вестн. Моск. ун-та. Физ. Астрон. № 3. 2330207 (2023). (Kamerdzhiev S.P., Shitov M.I. // Moscow Univ. Phys. Bull. 78, № 3. 316. (2023). ) Говор Л.И., Куркин В.А., Михайлов И.В. // ЯФ. 80, № 6. 583. (2017).
Wirowski R., Shimmer M., Eser L. et al. // Nucl. Phys. A. 586. 427. (1995).
Wilhelm M., Radermacher E., Zilges A., von Brentano P. // Phys. Rev. C. 54, N 2. R449. (1996). Isaak J., Savran D., Pietralla N. et al. // Phys. Rev. C. 108, N 5. L051301. (2023).
Камерджиев С.П., Шитов М.И. // Письма в ЖЭТФ. 109, № 1. 65. (2019).
The fine structure of pygmy and giant multipole resonances in nuclei
S.P. Kamerdzhiev", M.I. Shitov6
1 National Research Centre «Kurchatov Institute». Moscow 123182, Russia E-mail: akaev@obninsks.com, bschitov.mih@mail.ru
In connection with the program of planned work on the megascience installation "Intensive Reverse Compton"(INOC) at the Scientific Center of Physics and Mathematics in Sarov, a brief overview of experimental and theoretical results in the field of pygmy- and giant resonance energies is presented. Considered: 1) pygmy-dipole resonance in 208Pb, for which the limit of experimental resolution has already been reached and separate 1- levels have been identified, 2) the most important physical results of experiments with a resolution of (50-200) keV both for gamma strenght functions, that determine the characteristics of nuclear reactions, and for analysis of non-statistical mechanisms of formation of widths of giant resonances («doorway» states) in the framework of wavelet analysis. Some results in the field of excitation energies (1-5) MeV are also discussed.
PACS: 21.60.Ev, 24.10.Cn.
Keywords: E1-excitations, pygmy dipole resonance, giant dipole resonance, fine structure, wavelet analysis. Received 16 January 2024.
English version: Moscow University Physics Bulletin. 2024. 79, No 2. Pp. . Сведения об авторах
1. Камерджиев Сергей Павлович — доктор физ.-мат. наук, профессор, вед. науч. сотрудник; e-mail: kaev@obninsk.com.
2. Шитов Михаил Игоревич — канд. физ.-мат. наук, мл. науч. сотрудник; e-mail: schitov.mih@mail.ru.
