Das Schalenmodell des Kerns

Kern- und Strahlungsphysikvorlesung von Prof. Dr. P. Zimmermann

65px|Kein GFDL

Der Artikel Das Schalenmodell des Kerns basiert auf der Vorlesungsmitschrift von Moritz Schubotz des 7.Kapitels (Abschnitt 0) der Kern- und Strahlungsphysikvorlesung von Prof. Dr. P. Zimmermann.

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Ausgangspunkt: Das Auftreten besonders stabiler Nukleonenkonfiguration mit charakteristischen Sprüngen in der Separationsenergie bei den sogenannten magischen Zahlen{{#set:Fachbegriff=magischen Zahlen|Index=magischen Zahlen}}

$N,Z=2,8,20,28,50,82,126$

(N) in großer Ähnlichkeit mit den Edelgaskonfigurationen der Atomhülle. Deshalb als Wiederholung:

miniatur|hochkant=3|zentriert|Edelgaskonfiguration der Atomhülle

Aufhebung der l-Entartung{{#set:Fachbegriff=l-Entartung|Index=l-Entartung}}, d-Elektronen (Übergangsmetalle) und f­-Elektronen (Lanthaniden, Aktiniden) werden "zu spät" eingebaut. Schalenabschlüsse bei den Edelgasen $z=2,10,18,36,54,86$ als den "magischen" Zahlen der Atomhülle.

Aufgabe für die Kernphysik: Ein Zentralpotential so zu wählen, dass bei den Schalenabschlüssen die magischen Zahlen erscheinen. Wegen rechnerischer Einfachheit werden oft das Kastenpotential{{#set:Fachbegriff=Kastenpotential|Index=Kastenpotential}} oder das 0szillatorpotential{{#set:Fachbegriff=0szillatorpotential|Index=0szillatorpotential}} benutzt.

miniatur|hochkant=3|zentriert|Kastenpotential

Da es zunächst nur auf die relative Reihenfolge der Energieniveaus ankommt, kann man die Potentiale nach $\mathrm{\infty }$ fortsetzen.

Ergebnis z.B. für das Oszillatorpotential:

äquidistante Abstände der Energieniveaus mit l-Entartung, die bei dem "abgeschnittenen" Potential aufgehoben wird

miniatur|hochkant=3|zentriert|Ergebnis z.B. für das Oszillatorpotential

Ebenso wie hier werden auch beim Kastenpotential und selbst für realistische Potentialformen wie das Wood-Saxon-Potential{{#set:Fachbegriff=Wood-Saxon-Potential|Index=Wood-Saxon-Potential}} nur die ersten drei magischen Zahlen als Schalenabschlüsse erreicht.

Lösung: Zusätzliche (starke) Spin-Bahn-Kopplung{{#set:Fachbegriff=Spin-Bahn-Kopplung|Index=Spin-Bahn-Kopplung}}

Goeppert-Mayer

Haxel , Jensen, Suess

$V=V(r)+V_{SB}(ls)$, $\left|V_{SB}\right|\approx 1-2MeV,V_{SB}<0$ attraktiv

Dublettaufspa1tung{{#set:Fachbegriff=Dublettaufspa1tung|Index=Dublettaufspa1tung}}: $\begin{array}{rl}\overrightarrow{l}\overrightarrow{s}=& \frac{1}{2}({\overrightarrow{j}}^2-{\overrightarrow{l}}^2-{\overrightarrow{S}}^2)\\ \Rightarrow & \frac{1}{2}(j(j-1)-l(l+1)-\frac{3}{4})\\ =& \frac{1}{2}l\text{fuer}j=l+\frac{1}{2}\\ =& -\frac{1}{2}(l+1)\text{fuer}j=l+\frac{1}{2}\end{array}$

miniatur|Die Aufspaltung wächst mit 1, solange $V_{SB}$ keine große Abhängigkeit von l zeigt.

miniatur|hochkant=3|zentriert|

miniatur|hochkant=3|zentriert|

Verbesserungen des reinen Schalenmodells

Hinzunahme der Paarungskraft{{#set:Fachbegriff=Paarungskraft|Index=Paarungskraft}} (bei Weizsäckerformel phänomenolo­gisch als Paarungsterm $\delta \approx 1-2MeV$ eingeführt) als (kurzreich­ weitige) Teil der "Restwechselwirkung", die das Bestreben hat, einen möglichst guten Überlapp der Nukleonenwellenfunktionen zu erzielen. Dies gelingt besonders gut durch "Antiparallelstellung" der Einzeldrehimpulse und bewirkt den verschwindenden Kerndrehim­puls I = 0 aller (g, g)-Kerne im Grundzustand.

miniatur|hochkant=3|zentriert|

Damit wird für (u, g)- und (g, u)-Kerne der Kerndrehimpuls I = j des letzten ungepaarten Nukleons. Diese Regel stimmt für (fast) alle (u, g)- und (g, u)-Kerne, wobei allerdings zu berücksichtigen ist, daß die Paarungskraft die Reihenfolge innerhalb einer Schale verändern kann, indern sie besonders große Einzeldrehimpulse j möglichst paarweise absättigt, so daß hohe Gesamtdrehimpulse I nicht so häufig vorkommen.

Eine weitere Verbesserung ist für Kerne zwischen den magischen zahlen mit großen Quadrupolmomenten (z.B. im Bereich der Seltenen Erden) die Verwendung eines 'deformierten' Potentials $V=V(r,\theta )$ [Nilsson-Modell].

miniatur Für das deformierte Potential ist der Bahndrehimpuls l und damit auch $j=1+1$ keine Konstante der Bewegung mehr. Nur die Projektion m auf die Symmetrie­ achse bleibt konstant, wobei es zu einer Energieaufspaltung bezüglich der verschiedenen m kommt, je nachdem j die "Bahn" 1 mehr oder weniger lang m im Bereich des anziehenden Potentials verläuft.

Für angeregte Kernzustände ist die Einteilchenvorstellung eines "Valenznukleons" nur sehr bedingt verwendbar. Am besten geht es noch ganz in der Nähe der magischen Zahlen,

z.B. bei $\underset{209}{\overset{}{82}}Pb\widehat{=}\text{<mrow data-mjx-texclass="ORD"><msup>'<mo>′</mo></msup></mrow>}{}_{82}^{208}Pb\text{<mrow data-mjx-texclass="ORD"><msup>'<mo>′</mo></msup></mrow>}+(2g_{9/2})-$Valenzneutronen mit $\underset{208}{\overset{}{82}}Pb$ doppelmagischer Rumpf

Besonders zwischen den magischen Zahlen treten Anregungsspektren auf, die sehr viel besser durch kollektive Nukleonenbewegungen, z.B. durch Rotations- und Vibrationszustände - ähnlich wie bei Mole­ külspektren - beschrieben werden können. Im Gegensatz zu den Mole­ külspektren sind die Verhältnisse jedoch weitaus komplizierter, da die Trennung in Einteilchenzustände, Vibrationen und Rotationen keine gute Näherung darstellt, da die Bedingung E (Einteilchen) )) E (Vibration) )) E (Rotation) im Kern nur sehr schlecht erfüllt ist.