Vielteilchentheorien in Modellräumen mit diskreter Darstellung

5.1 Verletzung der Ladungssymmetrie in Sauerstoff 59
Nukleon vorhersagt. Gemessen am experimentellen Wert von ca. 8 MeV pro Nukleon ist
das eine deutliche Verbesserung gegenüber BHF. Allerdings ist hinzuzufügen, daß etwa
1.5 dieser 2 MeV auf die Beimischung niederenergetischer Teilchen–Teilchen–Zustände
des Modellraums zurückzuführen sind. Diese Teilchen–Teilchen–Zustände würden in einer
BHF–Rechnung in der man anstatt des modellraumspezifischen Projektionsoperators
Qmod (4.1.3) den Paulioperator verwendet, ebenfalls berücksichtigt werden. Die verbleibenden
0.5 MeV sind auf Loch–Loch–Streuterme zurückzuführen, die in einer BHF–
Rechnung nicht berücksichtigt werden.
Auch für die Quasiteilchen–Energien (εQP α ) ist der Einfluß der langreichweitigen Korrelationen
sehr wichtig. Es stellt sich jedoch heraus, daß die Korrekturen aufgrund der niederenergetischen
Teilchen–Teilchen– beziehungsweise Loch–Loch–Beiträge dazu neigen,
sich gegenseitig großteils aufzuheben. Für das Argonne V18 beispielsweise reduziert die
Einbeziehung der 2T1L–Konfigurationen die Quasiteilchenenergie des p1/2–Zustands von
-12.12 MeV auf -15.38 MeV. Erlaubt man aber auch eine 2L1T–Beimischung in der Definition
der Selbstenergie, erhält man nur noch eine Quasiteilchenenergie von -12.54 MeV,
was wieder in der Nähe des ursprünglichen BHF–Werts angesiedelt ist. Ein ähnliches
Verhalten ist bei allen drei Potentialen auch für andere Zustände zu beobachten.
Im Vergleich zum Argonne V18–Potential ergibt sich für die Bonn–Potentiale CDBonn96
und CDBonn99 eine um etwa 0.9 MeV höhere Bindungsenergie pro Nukleon. Dieses Ergebnis
sollte man mit BHF–Rechnungen für Kernmaterie bei Sättigungsdichte vergleichen,
die eine Energiedifferenz von 1.2 MeV zwischen dem Argonne– und den Bonn–Potentialen
voraussagen [Mue99]. Diese Energiedifferenzen kann man der Tatsache zuschreiben, daß
das Argonne–Potential etwas ”härter” ist als die Bonn–Potentiale [Eng97, Mue99]. Stärkere
Repulsion führt zu mehr Korrelation und damit zu einer ausgeprägteren Delokalisierung
der Ein–Teilchen–Stärke, wie man an den in Tabelle 5.1.1 aufgeführten Spektroskopischen
Faktoren S sehen kann. Ihre Abweichung vom BHF–Wert eins ist für das
Argonne–Potential stärker ausgeprägt als bei den Bonn–Potentialen.
Schließlich ist noch zu beobachten, daß eine Berücksichtigung der ISB–Terme in der NN–
Wechselwirkung im Vergleich zur Isospinsymmetrie erhaltenden Version des Potentials
(pn) jeweils einen kleinen aber nicht vernachlässigbaren Einfluß auf die berechnete Bindungsenergie
pro Nukleon hat. Die Streulängen für pp– und pn–Streuung implizieren eine
NN–Wechselwirkung, die für pn etwas attraktiver ist als für pp. Dieser kleine Unterschied
führt bei allen Wechselwirkungen zu einer Energiedifferenz von ca. 0.2 MeV pro Nukleon.
5.1.4Korrelationen und Coulomb–Verschiebung
Neben den Ein–Teilchen–Eigenschaften und der Bindungsenergie ist von besonderem Interesse,
inwieweit es mit dem Formalismus der Greenschen Funktionen sowie den moder-