Kernstruktur mit effektiven Dreiteilchenpotentialen - Technische ...

Kapitel 4 · Dreiteilchenwechselwirkung
(E − Eexp)/A [ MeV]
.
Rch [ fm]
.
6
4
2
0
5
4
3
2
4 He
16 O
24 O
34 Si
40 Ca
48 Ca
48 Ni
56 Ni
78 Ni
88 Sr
90 Zr
C3
100 Sn
114 Sn
1500MeV fm 6
2000MeV fm 6
2500MeV fm 6
3000MeV fm 6
132 Sn
146 Gd
208 Pb
Abbildung 4.5: Differenz zwischen in Hartree-Fock-Näherung berechneten und experimentellen
Bindungsenergien pro Nukleon (oben) und Ladungsradien (unten) einiger Kerne.
Für die Berechnung wurden folgende Parameter verwendet: emax = 8, aHO = 1.90fm,
I (11)
ϑ = 0.10fm3 , I (10)
ϑ = 0.30fm3 ; (): C3 = 1500MeV fm 6 ; (): C3 = 2000MeV fm 6 ;
(): C3 = 2500MeV fm 6 ; (✚): C3 = 3000MeV fm 6 . Die blaue Kurve (●) zeigt als Referenz
die Resultate einer Rechnung ohne Dreiteilchenwechselwirkung mit I (10)
ϑ = 0.09fm3 . Die
schwarzen Balken geben die experimentellen Werte wieder [28, 29].
Bindungsenergien pro Nukleon in dieser Reihenfolge, so fällt folgendes auf: Der Korrela-
tor I (10)
ϑ = 0.15 fm3 liefert die größte Diskrepanz zwischen berechneten und experimen-
tellen Werten. Bei den Werten I (10)
ϑ = 0.20 fm3 und I (10)
ϑ = 0.30 fm3 tritt jeweils eine
Verbesserung der Resultate ein. Für I (10)
ϑ = 0.40 fm3 nimmt die Differenz, zumindest
für mittelschwere und schwere Kerne, wieder etwas zu. Des weiteren ist diese Kurve
gegenüber der Referenzkurve der Zweiteilchenwechselwirkung deutlich stärker verkippt
als die ersten drei Kurven. Damit ergibt sich ein Minimum in den Bindungsenergien
bei einem Tensorkorrelationsvolumen von I (10)
ϑ = 0.30 fm3 . Dieses Minimum läßt sich
folgendermaßen erklären: Mit zunehmender Reichweite des Tensorkorrelators werden
Korrelationen mit größerer Reichweite berücksichtigt. Dies führt zu einer Vergrößerung
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