序章

核物理学、原子物理学、および核化学において、核殻モデルは、パウリの排他原理を使用してエネルギー準位の観点から原子核の構造を記述する原子核のモデルです。最初のシェル モデルは 1932 年に Dmitri Ivanenko (E. Gapon とともに) によって提案されました。このモデルは、数人の物理学者、特にその貢献により 1963 年のノーベル物理学賞を共有したユージン・ポール・ウィグナー、マリア・ゲッパート・マイヤー、J. ハンス D. ジェンセンらによる独立した研究の後、1949 年に開発されました。核殻モデルは、電子の配置を記述する原子殻モデルに部分的に類似しています。 s は原子内にあり、シェルが満たされると安定性が向上します。核子(陽子または中性子のいずれか)を原子核に追加すると、次の核子の結合エネルギーが最後の核子の結合エネルギーよりもはるかに小さくなる特定の点が存在します。この観察はシェル モデルの起源です。核子には、後続のより高い数よりも強く結合された特定の魔法の量子数 (2、8、20、28、50、82、126) が存在するためです。 陽子殻と中性子の殻は互いに独立しています。したがって、どちらかの核子のタイプがマジックナンバーに含まれる「マジック核」と、両方が存在する「二重マジック量子核」の両方が存在する可能性があります。軌道充填の変動により、上部の魔法数は 126、中性子では 184 であると推測されていますが、陽子では 114 のみであり、いわゆる安定性の島の探索に役割を果たしています。いくつかの準魔法の数、特に Z = 40 が発見されており、これはさまざまな元素の核殻充填を与えます。 16 は魔法の数字にもなります。これらの数値を取得するために、核殻モデルは正方形の井戸と調和振動子の間の形状を持つ平均ポテンシャルから開始します。このポテンシャルにスピン軌道項が追加されます。それでも、全体的な摂動は実験と一致しないため、研究対象の原子核に応じて、少なくとも 2 つまたは 3 つの異なる結合定数値を経験的なスピン軌道結合に追加する必要があります。 原子核の魔法数とその他の特性は、3D 調和振動子とスピン軌道相互作用を使用してモデルを近似することによって取得されます。より現実的だが複雑なポテンシャルは、ウッズ-サクソン ポテンシャルとして知られています。

学術論文

Structure of Ca46,47 from the β− decay of K46,47 in the framework of the nuclear shell model

...We perform the nuclear shell-model calculation in sdpf -valence space, with the SDPF-MU interaction, to calculate low-lying energy spectra of K and Ca.....

4D-imaging of drip-line radioactivity by detecting proton emission from 54mNi pictured with ACTAR TPC

...Theoretical approaches can start either from bound-state nuclear shell-model theory or from resonance scattering.....

Study of the Electric Quadrupole Transitions in 50-51Mn Isotopes by Using F742pn and F7cdpn Interactions

...The nuclear shell-model has been used to compute excitation levels of ground band and electric quadrupole transitions for 50-51Mn isotopes in f-shell.....

Large-scale nuclear shell-model calculations of isotopes in the southwest region of 208Pb

...Large-scale nuclear shell-model calculations are performed in the neutron- and proton-deficient Pt, Au, Hg, and Tl isotopes ($Z < 82$ and $N \le 126$) near $^{208}$Pb.....

Double-beta decay in the isospin-invariant interacting boson model

...In this contribution the connection is investigated between two specific approaches, the nuclear shell model and the interacting boson model.....

Electromagnetic multipole of positive and negative parity states in 24Mg by elastic and inelastic electron scattering

...In the present work, the nuclear shell model with Hartree–Fock (HF) calculations have been used to investigate the nuclear structure of 24Mg nucleus.....

Precision Analysis of the ^{136}Xe Two-Neutrino ββ Spectrum in KamLAND-Zen and Its Impact on the Quenching of Nuclear Matrix Elements.

...Theoretical predictions from the nuclear shell model and the majority of the quasiparticle random-phase approximation (QRPA) calculations are consistent with the experimental limit.....

Nuclear Theory and Event Generators for Charge-Changing Neutrino Reactions.

...Although the inclusive cross sections are all of similar size and shape, the semi-inclusive cross sections are subtantially different depending upon whether the spectral functions contain some features associated with the nuclear shell model or are based on the RFG and LDA models.....

Non-Empirical Interactions for the Nuclear Shell Model: An Update

...The nuclear shell model has been perhaps the most important conceptual and computational paradigm for the understanding of the structure of atomic nuclei.....

Two-neutrino double electron capture on 124Xe based on an effective theory and the nuclear shell model

...For the nuclear shell model, we use an interaction in a large configuration space that reproduces the spectroscopy of nuclei in this mass region.....

Calculations of β-decay half-lives for neutron rich tin isotopes

...The calculation has been realized using Oxbash code in the frame work of the nuclear shell model.....

The effect of the one-body Hamiltonian on the statistical fluctuations of the nuclear energy spectrum in 138Ba using the context of the nuclear shell model

...The effect of the one-body Hamiltonian on the statistical fluctuations of the nuclear energy spectrum in 138Ba is examined via the framework of the nuclear shell model, using an effective interaction of N82K for six valence protons in the N82-model space with a 132Sn core.....

Electric dipole moment of $^{199}$Hg atom from P, CP-odd electron-nucleon interaction

...We calculate the effect of the P, CP-odd electron-nucleon interaction on the electric dipole moment of the $^{199}$Hg atom by evaluating the nuclear spin matrix elements in terms of the nuclear shell model.....

First-forbidden transitions in the reactor anomaly

...We describe here microscopic calculations performed on the dominant forbidden transitions in reactor antineutrino spectra above 4 MeV using the nuclear shell model.....

Symmetry in Nuclear Physics: The Interacting Boson Model

...Throughout this chapter we pay particular attention to the connections that can be established via symmetry techniques between the nuclear shell model and the interacting boson model.....

修正された調和振動子モデル

3次元の調和振動子を考えてみましょう。これにより、たとえば、彼の最初の 3 レベルが得られます (「ℓ」は角運動量の量子数です)。 原子核は陽子と中性子を加えることによって作られます。これらは常に利用可能な最低レベルを満たし、最初の 2 つの陽子はレベル 0 を満たし、次の 6 個の陽子はレベル 1 を満たします。周期表の電子と同様、最外殻の陽子は原子核の中心から最も遠いため、その殻内の陽子が少ない場合、原子核との結合は比較的緩くなります。したがって、完全な陽子殻を持つ原子核は、同様の総陽子の数を持つ他の原子核よりも高い核結合エネルギーを持ちます。中性子についても同様です。 これは、マジック ナンバーが、占有されているすべてのシェルを満たす番号であることが期待されることを意味します。実験の結果、最初の 2 つの数値は 2 (レベル 0 がいっぱい) と 8 (レベル 0 と 1 がいっぱい) になります。ただし、マジック ナンバーの完全なセットは正しく計算されません。これらは次のように計算できます。 3 次元調和振動子の場合、レベル n での状態の縮退の合計は次のようになります。 ( n + 1 ) ( n + 2 ) 2 {\displaystyle {(n+1)(n+2) \over 2}} 。 スピンは縮退を2倍にし、 ( n + 1 ) ( n + 2 ) {\displaystyle (n+1)(n+2)} 。 したがって、マジックナンバーはすべての整数 k になります。これにより、次の魔法の数が得られます: 2、8、20、40、70、112、...。最初の 3 つのエントリのみが実験と一致します。これらの数は、パスカルの三角形の四面体の数 (1、4、10、20、35、56、...) の 2 倍です。具体的には、最初の 6 つのシェルは次のとおりです。 レベル 0: 2 状態 (ℓ = 0) = 2。 レベル 1: 6 つの状態 (ℓ = 1) = 6。 レベル 2: 2 状態 (ℓ = 0) + 10 状態 (ℓ = 2) = 12。 レベル 3: 6 ステート (ℓ = 1) + 14 ステート (ℓ = 3) = 20。 レベル 4: 2 ステート (ℓ = 0) + 10 ステート (ℓ = 2) + 18 ステート (ℓ = 4) = 30。 レベル 5: 6 状態 (ℓ = 1) + 14 状態 (ℓ = 3) + 22 状態 (ℓ = 5) = 42。各ℓには 2ℓ+1 の異なる ml 値と 2 ms 値があり、指定されたレベルごとに合計 4ℓ+2 の状態が得られます。 これらの数値は、パスカルの三角形の三角値の 2 倍です: 1、3、6、10、15、21、...。

= スピン軌道相互作用を含む =

次に、スピン軌道相互作用を組み込みます。まず、水素のような原子の場合のように、ℓ、ml、ms ではなく、量子数 j、mj、およびパリティの観点から系を記述する必要があります。すべての偶数レベルには、ℓ の偶数値のみが含まれるため、偶数 (正) パリティを持つ状態のみが含まれます。同様に、すべての奇数レベルには、奇数 (負) パリティを持つ状態のみが含まれます。したがって、状態をカウントする際にはパリティを無視できます。新しい量子数で記述される最初の 6 つのシェルは次のとおりです。 レベル 0 (n = 0): 2 つの状態 (j = 1⁄2)。偶数パリティ。 レベル 1 (n = 1): 2 ステート (j = 1⁄2) + 4 ステート (j = 3⁄2) = 6。奇数パリティ。 レベル 2 (n = 2): 2 ステート (j = 1⁄2) + 4 ステート (j = 3⁄2) + 6 ステート (j = 5⁄2) = 12。偶数パリティ。 レベル 3 (n = 3): 2 ステート (j = 1⁄2) + 4 ステート (j = 3⁄2) + 6 ステート (j = 5⁄2) + 8 ステート (j = 7⁄2) = 20。奇数パリティ。 レベル 4 (n = 4): 2 ステート (j = 1⁄2) + 4 ステート (j = 3⁄2) + 6 ステート (j = 5⁄2) + 8 ステート (j = 7⁄2) + 10 ステート (j = 9⁄2) = 30。偶数パリティ。 レベル 5 (n = 5): 2 状態 (j = 1⁄2) + 4 状態 (j = 3⁄2) + 6 状態 (j = 5⁄2) + 8 状態 (j = 7⁄2) + 10 状態 (j = 9⁄2) + 12 状態 (j = 11⁄2) = 42。奇数パリティ。ここで、各 j には、mj の異なる値からの 2j+1 個の異なる状態があります。 スピン軌道相互作用により、同じ準位であっても j が異なる状態のエネルギーは同一ではありません。これが元の量子数です。 s → {\displaystyle \scriptstyle {\vec {s}}} と平行です 私 → {\displaystyle \scriptstyle {\vec {l}}} 、相互作用エネルギーは正です。この場合、 j = ℓ + s = ℓ + 1⁄2 となります。いつ s → {\displaystyle \scriptstyle {\vec {s}}} 逆平行です 私 → {\displaystyle \scriptstyle {\vec {l}}} (つまり、反対向き)、相互作用エネルギーは負であり、この場合、j=ℓ−s=ℓ−1⁄2です。また、相互作用の強さはほぼℓに比例します。 たとえば、レベル 4 の状態を考えてみましょう。 j = 9⁄2 の 10 個の状態は ℓ = 4 から来ており、s は ℓ に平行です。したがって、それらは正のスピン軌道相互作用エネルギーを持っています。 j = 7⁄2 の 8 つの状態は、ℓ = 4 と s が ℓ と逆平行であることから来ます。したがって、それらは負のスピン軌道相互作用エネルギーを持ちます。 j = 5⁄2 の 6 つの状態は ℓ = 2 から来ており、s は ℓ に平行です。したがって、それらは正のスピン軌道相互作用エネルギーを持っています。ただし、その大きさは j = 9⁄2 状態の半分です。 j = 3⁄2 の 4 つの状態は、ℓ = 2 と s が ℓ と逆平行であることから生じます。したがって、それらは負のスピン軌道相互作用エネルギーを持ちます。ただし、その大きさは j = 7⁄2 状態の半分です。 j = 1⁄2 の 2 つの状態は ℓ = 0 から生じるため、スピン軌道相互作用エネルギーはゼロです。

= ポテンシャルのプロファイルを変更する =

調和振動子のポテンシャル V. ( r ) = μ ω 2 r 2 / 2 {\displaystyle V(r)=\mu \omega ^{2}r^{2}/2} 中心rからの距離が無限大になると無限に大きくなります。 Woods-Saxon ポテンシャルなど、より現実的なポテンシャルは、この制限内で一定に近づきます。主な結果の 1 つは、現実的な可能性により平均核子軌道半径が大きくなるということです。これにより任期が短縮される ℏ 2 私 ( 私 + 1 ) / 2 メートル r 2 {\displaystyle \scriptstyle \hbar ^{2}l(l+1)/2mr^{2}} ハミルトニアン演算子のラプラシアン演算子を使用します。もう 1 つの大きな違いは、n と l が大きい軌道など、平均半径が大きい軌道は、調和振動子ポテンシャルよりもエネルギーが低いことです。どちらの効果も、高ℓ軌道のエネルギー準位の減少につながります。

= 予測されるマジックナンバー =

スピン軌道相互作用と両方の効果の適切な大きさを考慮すると、次の定性的な図が得られます。すべてのレベルで、最高の j 状態は、特に高い n (最高の j) でエネルギーが下方にシフトします。これは、負のスピン軌道相互作用エネルギーと、より現実的なものへのポテンシャルの変形によるエネルギー減少の両方によるものです。逆に、上から 2 番目の j 状態のエネルギーは、最初の効果によって上にシフトされ、2 番目の効果によって下にシフトされ、全体的なシフトは小さくなります。したがって、最高の j 状態のエネルギーがシフトすると、ある準位状態のエネルギーがより低い準位状態のエネルギーに近づく可能性があります。シェル モデルの「シェル」は n で示されるレベルと同一ではなくなり、マジックナンバーが変更されます。 次に、n = 3 の最高の j 状態は n = 2 と n = 3 の平均エネルギーの中間のエネルギーを持ち、より大きな n (少なくとも n = 7 まで) の最高の j 状態は n−1 の平均エネルギーに近いエネルギーを持つと仮定します。次に、次のシェルを取得します (図を参照) 最初のシェル: 2 状態 (n = 0、j = 1⁄2)。 2 番目のシェル: 6 状態 (n = 1、j = 1⁄2 または 3⁄2)。 3 番目のシェル: 12 状態 (n = 2、j = 1⁄2、3⁄2、または 5⁄2)。 4 番目のシェル: 8 状態 (n = 3、j = 7⁄2)。 5 番目のシェル: 22 状態 (n = 3、j = 1⁄2、3⁄2 または 5⁄2、n = 4、j = 9⁄2)。 6 番目のシェル: 32 状態 (n = 4、j = 1⁄2、3⁄2、5⁄2、または 7⁄2、n = 5、j = 11⁄2)。 7 番目のシェル: 44 状態 (n = 5、j = 1⁄2、3⁄2、5⁄2、7⁄2 または 9⁄2、n = 6、j = 13⁄2)。 8 番目のシェル: 58 状態 (n = 6、j = 1⁄2、3⁄2、5⁄2、7⁄2、9⁄2 または 1⁄2、n = 7、j = 15⁄2) など。 4 番目のシェルの後の状態の数は、三角数の 2 倍に 2 を加えたものであることに注意してください。スピン軌道結合により、いわゆる「侵入者レベル」は、次に高いシェルから前のシェル構造まで下がります。侵入者のサイズは、結果として生じるシェル自体のサイズが、調和振動子のサイズよりも次に大きい三角形数の 2 倍まで増加するようなものです。たとえば、1f2p には 20 個の核子があり、スピン軌道結合により 1g9/2 (10 核子) が追加されて、30 個の核子を含む新しいシェルが形成されます。 1g2d3s には 30 個の核子があり、イントルーダー 1h11/2 (12 核子) を追加すると、新しいシェル サイズは 42 になります。 すると魔法の数字は 2 8=2+6 20=2+6+12 28=2+6+12+8 50=2+6+12+8+22 82=2+6+12+8+22+32 126=2+6+12+8+22+32+44 184=2+6+12+8+22+32+44+58 など。これにより、観測されたすべての魔法数が得られ、値 184 での新しい魔法数 (いわゆる安定の島) も予測されます (陽子の場合、魔法数 126 はまだ観測されておらず、より複雑な理論的考察により、代わりに魔法数 114 が予測されます)。 マジック (および準マジック) 数を予測するもう 1 つの方法は、理想的な充填順序 (スピンと軌道の分割はあるが、エネルギー レベルが重なり合わない) をレイアウトすることです。一貫性を保つために、 s は、それぞれ 2 と 0 のメンバーを持つ j = 1⁄2 コンポーネントと j = -1⁄2 コンポーネントに分割されます。 / で囲まれたシーケンスの左端と右端の合計数を取得すると、マジック ナンバーとセミマジック ナンバーが得られます。 s(2,0)/p(4,2) > 2,2/6,8、つまり、(半)魔法の数 2,2/6,8 d(6,4):s(2,0)/f(8,6):p(4,2) > 14,18:20,20/28,34:38,40 つまり 14,20/28,40 g(10,8):d(6,4):s(2,0)/h(12,10):f(8,6):p(4,2) > 50,58,64,68,70,70/82,92,100,106,110,112 または 50,70/82,112 i(14,12):g(10,8):d(6,4):s(2,0)/j(16,14):h(12,10):f(8,6):p(4,2) > 126,138,148,156,162,166,168,168/184,198,210,220,228,234,23 8,240 で二等分されるカルテットの各ペアの右端の予測マジックナンバー、つまり 126,168/184,240 / は、パスカルの三角形の二重四面体数です: 2、8、20、40、70、112、168、240 は 2x 1、4、10、20、35、56、84、 1. 20, ..., ペアの左端のメンバーは右端のメンバーと 2 つの三角数の差があります: 2 − 2 = 0、8 − 6 = 2、20 − 14 = 6、40 − 28 = 12、70 − 50 = 20、112 − 82 = 30、168 − 126 = 42、240 − 18 4 = 5 6、ここで 0、2、6、12、20、30、42、56、... は 2 × 0、1、3、6、10、15、21、28、... です。

= 原子核のその他の性質 =

このモデルは、原子核の他の特性、特に原子核の基底状態とその励起原子核状態のスピンとパリティもある程度予測または説明します。 178O (酸素-17) を例に挙げます。その原子核には、3 つの一次陽子の「殻」を満たす 8 つの陽子、3 つの一次中性子の「殻」を満たす 8 つの中性子、および 1 つの追加の中性子があります。完全な陽子殻内のすべての陽子は、それらの角運動量が互いに打ち消し合うため、総角運動量がゼロになります。中性子についても同様です。同じレベル (n) 内のすべての陽子は同じパリティ (+1 または -1) を持ち、粒子のペアのパリティはそれらのパリティの積であるため、同じレベル (n) 内の陽子であっても +1 パリティを持ちます。したがって、8 個の陽子と最初の 8 個の中性子の合計角運動量は 0 で、それらの合計パリティは +1 です。これは、核スピン (角運動量) とパリティが 9 番目の中性子のスピンによって完全に決定されることを意味します。これは 4 番目のシェルの最初の (つまり、エネルギーが最も低い) 状態にあり、d シェル (ℓ = 2)、p = (−1)ℓ であるため、カーネルの全体的なパリティは +1 です。この 4 番目の d 殻は j = 5⁄2 であるため、178O の原子核は正のパリティと 5⁄2 の総角運動量を持つと予想され、その通りになります。 核殻順序規則はフントの殻規則に似ていますが、核物理学での使用とは異なり、殻の完成は次の n に到達することで示されないため、殻モデルは基底状態の予測には非常に成功しますが、励起核状態の順序を正確に予測することはできません。最初のいくつかの用語の順序は次のようにリストされています: 1s、1p3⁄2、1p1⁄2、1d5⁄2、2s、1d3⁄2... 表記法の詳細については、用語記号に関する Russell Saunders の記事を参照してください。 魔法の量子数から遠く離れた原子核の場合、同じ n を持つ陽子または中性子は、強い核力と全角運動量の関係により、反対の角運動量のペアを形成する傾向があるという仮定を追加する必要があります。したがって、偶数の陽子と偶数の中性子を持つ原子核は、スピン 0 と正のパリティを持ちます。偶数の陽子と奇数の中性子を持つ原子核 (またはその逆) は、最後の中性子 (または陽子) と同等であり、スピンはこの中性子 (または陽子) の合計角運動量に等しくなります。 「最後」とは、最高のエネルギーレベルから来る特性を意味します。 奇数の陽子と奇数の中性子を持つ原子核の場合、最後の中性子と最後の陽子の両方の合計角運動量とパリティを考慮する必要があります。原子核のパリ​​ティはそれらの積であり、原子核のスピンは角運動量の合計から考えられる結果の 1 つです (もう 1 つの考えられる結果は原子核の励起状態です)。 各シェル内の角運動量レベルの順序付けは、スピン軌道相互作用による上記の原理に従い、高い角運動量状態はポテンシャル変形により下向きのエネルギーシフトを受けます(つまり、調和振動子のポテンシャルからより現実的なポテンシャルへの移動)。しかし、核子対の場合、たとえ単一核子が高いエネルギーレベルを持っていたとしても、高い角運動量にあることがエネルギー的に有利であることがよくあります。これは角運動量と強い核力との関係によるものです。 中性子および陽子の核磁気モーメントは、この単純なバージョンのシェル モデルによって部分的に予測されます。磁気モーメントは「最後の」核子の j、ℓ、s を通じて計算されますが、原子核は明確に定義された ℓ および s 状態にありません。さらに、奇数原子核の場合は、重水素の場合と同様に、2 つの「最後の」核子を考慮する必要があります。したがって、核磁気モーメントについては、ℓ 状態と s 状態の考えられる組み合わせごとに 1 つずつ、複数の可能な答えがあり、原子核の実際の状態はそれらの重ね合わせになります。したがって、実際の(測定された)核磁気モーメントは、考えられる答えの中間に位置します。 原子核の電気双極子は常にゼロです。その基底状態は明確なパリティを持っているため、物質密度 (ψ2、ψ は波動関数) はパリティの下では常に不変です。これは通常、原子の電気双極子の場合にも当てはまります。 重水素の場合と同様の理由で、より高い電気および磁気多極子モーメントは、この単純なバージョンのシェル モデルでは予測できません。

残留相互作用を含む

複数の原子価核子を持つ原子核 (つまり、閉殻の外側にある核子) の場合、残留二元相互作用を追加する必要があります。この残差項は、近似平均ポテンシャルに含まれない核子間相互作用の部分に由来します。このインクルージョンは、異なるシェル配置を混合し、同じ配置に対応する状態のエネルギー縮退を破壊します。これらの残留相互作用は、短縮モデル空間 (または原子価空間) でのシェル モデル計算を通じて組み込まれます。この空間は、モデル空間内の単一粒子状態のみがアクティブである複数粒子状態の基底によって広がっています。シュレディンガー方程式は、モデル空間に特に適した有効なハミルトニアンを使用して、これに基づいて解きます。このハミルトニアンは、特に除外された配置を補正する必要があるため、自由核子ハミルトニアンとは異なります。モデル空間を以前は非アクティブだったコアまで拡張し、モデル空間の切り捨てまでのすべての単一粒子状態をアクティブとして扱うことにより、平均ポテンシャル近似を完全に削除できます。これは、コアシェルなしモデル、つまり ab initio メソッドの基礎を形成します。実験との一致を達成するには、そのような計算に三体相互作用を含める必要があります。

集団回転と変形ポテンシャル

1953 年に、核回転バンドの最初の実験例が発見されました。そのエネルギー準位は、回転分子と同じ J(J+1) エネルギー パターンに従いました。量子力学では球をまとめて回転させることは不可能であるため、これはこれらの原子核の形状が非球形であることを意味します。原理的には、これらの回転状態は、球面ポテンシャルの単一粒子状態からなる基底における粒子と正孔の励起のコヒーレントな重ね合わせとして説明できます。しかし、実際には、そのような状態の記述は価数粒子の数が多いため困難であり、計算能力が非常に初歩的であった 1950 年代ではこの困難はさらに深刻でした。これらの理由から、Aage Bohr、Ben Mottelson、Sven Gösta Nilsson は、ポテンシャルを楕円体形状に変換するモデルを構築しました。このタイプで最初に成功したモデルは、現在ニルソン モデルとして知られているモデルです。これは本質的にこの記事で説明した調和発振器モデルですが、異方性が追加されているため、3 つのデカルト軸すべてに沿った発振器周波数は同じではありません。形状は通常、z を対称軸とする長方形です。単粒子状態は、ポテンシャルが球対称ではないため、角運動量 J が良好な状態ではありません。ただし、ラグランジュ乗数は − ω ⋅ J. {\displaystyle -\omega \cdot J} これは、「クランキング」項として知られるハミルトニアンに追加できます。角周波数ベクトル ω は通常、対称軸に対して垂直であると想定されますが、傾斜軸クランキングも考慮できます。単一粒子状態をフェルミレベルまで満たすと、クランキング軸に沿って予想される角運動量を備えた状態が生成されます。 ⟨ J. バツ ⟩ {\displaystyle \langle J_{x}\rangle } は希望の値です。

関連機種

Yigal Talmi は、実験データから情報を取得し、それを使用して未測定のエネルギーを計算および予測する方法を開発しました。この方法は多くの核物理学者によって使用されており、核構造のより深い理解につながりました。これらの特性をうまく説明する理論が開発されました。この記述は、エレガントで成功した相互作用ボソン モデルのシェル モデルの基礎を提供することが判明しました。 核殻モデルから派生したモデルは、Henry Margenau、Edward Teller、J. K. Pering、T. H. Skyrme によって開発されたアルファ粒子モデルであり、Skyrme モデルとしても知られています。ただし、Skyrme モデルは通常、アルファ粒子の「雲」としての原子核のモデルではなく、核子自体を中間子 (パイオン) の「雲」としてみなしていることに注意してください。

こちらも参照

核構造 核種リスト 液滴モデル 異性体シフト 相互作用ボソンモデル

参考文献

タルミ、イガル。デ・シャリット、A. (1963)。核殻理論。学術出版局。 ISBN 978-0-486-43933-4。 タルミ、イガル (1993)。複雑な原子核の単純なモデル: シェル モデルと相互作用ボソン モデル。ハーウッド学術出版社。 ISBN 978-3-7186-0551-4。

外部リンク

イガル・タルミ(2010年11月24日)。単一核子の波動関数について。理化学研究所仁科センター。

科学ニュース

画像

辞書

定義と意味

Nuclear

形容詞

  • (兵器 原子の、原子核に関する、または原子核を構成する 細胞の、細胞の核に関する、または細胞の核を構成する 核を構成する、または核のようなもの
  • Shell

    名詞

  • 爆発物と発射体を収めた円筒形の金属製薬莢からなる弾薬。大きな銃から発砲された 多くの動物の硬い外皮を形成する材料 節足動物やカメなどの特定の生物の硬い外皮またはケース 一部の果物、特にナッツの硬い通常は繊維質の外層 鳥の卵の外側を覆うもの 物体を包み込む硬い覆い 非常に軽い狭いレーシングボート 何かのハウジングまたは外側のカバー 均一な厚さの金属製の外装(砲手を保護するために大砲に取り付けられた盾など) 軟体動物または腕足類の硬い大部分が石灰質の覆い
  • 動詞

  • ~に爆発物を使用する 爆発物を使って作り出す サヤまたは殻から落ちる 定期的に激しく打球を打つ 海岸で貝殻を探して集めます 競争、レース、紛争でより良い成績を収める 殻や外側のカバーから取り除く ~から殻を取り除きます
  • Model

    名詞

  • 複雑な実体またはプロセスの仮説的な説明 製品の種類 写真家、画家、彫刻家のためにポーズをとる人 何かを表現すること(時にはより小さなスケールで) 真似すべき何か 模倣に値する人 代表的な形式またはパターン ファッションを表現するために服を着る女性 何かを(通常はより小さなスケールで)表現する行為
  • 動詞

  • モデルに従って計画または作成する 粘土やワックスなどで形を作ります 芸術的目的のような姿勢をとる ディスプレイ(洋服) ~の表現またはモデルを作成する ~のモデルを構築する
  • 形容詞

  • 模倣する価値がある
  • クイズ

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