Modelo de capas nucleares

En física nuclear , física atómica y química nuclear , el modelo de capas nucleares utiliza el principio de exclusión de Pauli para modelar la estructura de los núcleos atómicos en términos de niveles de energía. ^{[ 1 ]} El primer modelo de capas fue propuesto por Dmitri Ivanenko (junto con E. Gapon) en 1932. El modelo se desarrolló en 1949 tras el trabajo independiente de varios físicos, en particular Maria Goeppert Mayer y J. Hans D. Jensen , quienes recibieron el Premio Nobel de Física de 1963 por sus contribuciones a este modelo, y Eugene Wigner , quien recibió el Premio Nobel junto con ellos por su trabajo fundamental anterior sobre núcleos atómicos. ^{[ 2 ]}

El modelo de capas nucleares es parcialmente análogo al modelo de capas atómicas , que describe la distribución de electrones en un átomo, ya que una capa completa resulta en una mayor estabilidad. Al añadir nucleones ( protones y neutrones ) a un núcleo, existen ciertos puntos donde la energía de enlace del siguiente nucleón es significativamente menor que la del anterior. Esta observación de que existen números cuánticos mágicos específicos de nucleones ( 2, 8, 20, 28, 50, 82 y 126 ) que están más fuertemente ligados que el siguiente número superior es el origen del modelo de capas.

Las capas para protones y neutrones son independientes entre sí. Por lo tanto, pueden existir tanto "núcleos mágicos", en los que un tipo de nucleón u otro se encuentra en un número mágico, como " núcleos cuánticos doblemente mágicos ", donde ambos lo están. Debido a variaciones en el llenado orbital, los números mágicos superiores son 126 y, especulativamente, 184 para los neutrones, pero solo 114 para los protones, lo que influye en la búsqueda de la llamada isla de estabilidad . Se han encontrado algunos números semimágicos, en particular Z = 40 , que proporciona el llenado de la capa nuclear para los distintos elementos; 16 también podría ser un número mágico. ^[³^]

Para obtener estos valores, el modelo de capas nucleares parte de un potencial promedio con una forma intermedia entre el pozo cuadrado y el oscilador armónico . A este potencial se le añade un término de acoplamiento espín-órbita. Aun así, la perturbación total no coincide con el experimento, por lo que debe añadirse un acoplamiento espín-órbita empírico con al menos dos o tres valores diferentes de su constante de acoplamiento, dependiendo de los núcleos estudiados.

{\displaystyle N=Z} — Las brechas de capa de protones y neutrones empíricas se obtienen numéricamente a partir de las energías de enlace observadas. ^{[ 4 ]} Se muestran brechas de capa distintas en los números mágicos etiquetados y en $N=Z$ .

Los números mágicos de los núcleos, así como otras propiedades, pueden obtenerse aproximando el modelo con un oscilador armónico tridimensional más una interacción espín-órbita . Un potencial más realista pero complejo se conoce como potencial de Woods-Saxon .

Modelo de oscilador armónico modificado

Consideremos un oscilador armónico tridimensional . Esto daría, por ejemplo, en los tres primeros niveles (" ℓ " es el número cuántico de momento angular ):

Los núcleos se forman añadiendo protones y neutrones . Estos siempre llenarán el nivel más bajo disponible: los dos primeros protones llenarán el nivel cero, los seis siguientes el nivel uno, y así sucesivamente. Al igual que los electrones en la tabla periódica , los protones de la capa más externa estarán relativamente poco unidos al núcleo si hay pocos protones en esa capa, ya que son los que se encuentran más alejados del centro del núcleo. Por lo tanto, los núcleos con una capa externa de protones completa tendrán una energía de enlace nuclear mayor que otros núcleos con un número total de protones similar. Lo mismo ocurre con los neutrones.

Esto significa que se espera que los números mágicos sean aquellos en los que todas las capas ocupadas estén llenas. De acuerdo con el experimento, obtenemos 2 (nivel 0 lleno) y 8 (niveles 0 y 1 llenos) para los dos primeros números. Sin embargo, el conjunto completo de números mágicos no resulta correcto. Estos se pueden calcular de la siguiente manera:

En un oscilador armónico tridimensional, la degeneración total de estados en el nivel n es ${(n+1)(n+2) \over 2}$ .
Debido al espín , la degeneración se duplica y es $(n+1)(n+2)$ .
Por lo tanto, los números mágicos serían $\sum _{n=0}^{k}(n+1)(n+2)={\frac {(k+1)(k+2)(k+3)}{3}}$ para todo entero k . Esto da los siguientes números mágicos: 2, 8, 20, 40, 70, 112, ..., que coinciden con el experimento solo en las tres primeras entradas. Estos números son el doble de los números tetraédricos (1, 4, 10, 20, 35, 56, ...) del Triángulo de Pascal .

En particular, las primeras seis conchas son:

nivel 0: 2 estados ( ℓ = 0) = 2.
nivel 1: 6 estados ( ℓ = 1) = 6.
nivel 2: 2 estados ( ℓ = 0) + 10 estados ( ℓ = 2) = 12.
nivel 3: 6 estados ( ℓ = 1) + 14 estados ( ℓ = 3) = 20.
nivel 4: 2 estados ( ℓ = 0) + 10 estados ( ℓ = 2) + 18 estados ( ℓ = 4) = 30.
nivel 5: 6 estados ( ℓ = 1) + 14 estados ( ℓ = 3) + 22 estados ( ℓ = 5) = 42.

donde para cada ℓ hay 2 ℓ +1 valores diferentes de m _l y 2 valores de m _s , lo que da un total de 4 ℓ +2 estados para cada nivel específico.

Estos números son el doble de los valores de los números triangulares del Triángulo de Pascal: 1, 3, 6, 10, 15, 21, ....

Incluyendo una interacción espín-órbita

A continuación, incluimos una interacción espín-órbita . Primero, debemos describir el sistema mediante los números cuánticos j , m _j y la paridad en lugar de ℓ , m _l y m _s , como en el átomo hidrogenado . Dado que cada nivel par incluye solo valores pares de ℓ , incluye solo estados de paridad par (positiva). De manera similar, cada nivel impar incluye solo estados de paridad impar (negativa). Por lo tanto, podemos ignorar la paridad al contar los estados. Las primeras seis capas, descritas por los nuevos números cuánticos, son:

Nivel 0 ( n = 0 ): 2 estados ( j = 1/2 ) . Paridad par.
Nivel 1 ( n = 1): 2 estados ( j = 1/2 ) + 4 estados ( j = 3/2 ) = 6. Paridad impar .
Nivel 2 ( n = 2 ) : 2 estados ( j = 1/2 ) + 4 estados ( j = 3/2 ) + 6 estados ( j = 5/2 ) = 12. Paridad par .
Nivel 3 ( n = 3 ) : 2 estados ( j = 1/2 ) + 4 estados ( j = 3/2 ) + 6 estados ( j = 5/2 ) + 8 estados ( j = 7/2 ) = 20. Paridad impar .
Nivel 4 ( n = 4 ) : 2 estados ( j = 1/2 ) + 4 estados ( j = 3/2 ) + 6 estados ( j = 5/2 ) + 8 estados ( j = 7/2 ) + 10 estados ( j = 9/2 ) = 30. Paridad par .
Nivel 5 ( n = 5 ) : 2 estados ( j = 1/2 ) + 4 estados ( j = 3/2 ) + 6 estados ( j = 5/2 ) + 8 estados ( j = 7/2 ) + 10 estados ( j = 9/2 ) + 12 estados ( j = 11/2 ) = 42. Paridad impar .

donde para cada j hay 2 j + 1 estados diferentes a partir de diferentes valores de m _j .

Debido a la interacción espín-órbita, las energías de los estados del mismo nivel pero con diferente j ya no serán idénticas. Esto se debe a que en los números cuánticos originales, cuando $\scriptstyle {\vec {s}}$ es paralelo a $\scriptstyle {\vec {l}}$ , la energía de interacción es positiva, y en este caso j = ℓ + s = ℓ + ⁠ 1 / 2 ⁠ . Cuando $\scriptstyle {\vec {s}}$ es antiparalelo a $\scriptstyle {\vec {l}}$ (es decir, alineados en sentido opuesto), la energía de interacción es negativa, y en este caso j = ℓ − s = ℓ − ⁠ 1 / 2 ⁠ . Además, la fuerza de la interacción es aproximadamente proporcional a ℓ .

Por ejemplo, consideremos los estados en el nivel 4:

Los 10 estados con j = 9 / 2 provienen de ℓ = 4 y s paralelo a ℓ . Por lo tanto , tienen una energía de interacción espín-órbita positiva.
Los 8 estados con j = 7 / 2 provienen de ℓ = 4 y s antiparalelo a ℓ . Por lo tanto , tienen una energía de interacción espín-órbita negativa.
Los 6 estados con j = 5 / 2 provienen de ℓ = 2 y s paralelo a ℓ . Por lo tanto , tienen una energía de interacción espín-órbita positiva. Sin embargo, su magnitud es la mitad en comparación con los estados con j = 9 / 2 .
Los 4 estados con j = 3 / 2 provienen de ℓ = 2 y s antiparalelo a ℓ . Por lo tanto, tienen una energía de interacción espín-órbita negativa. Sin embargo, su magnitud es la mitad en comparación con los estados con j = 7 / 2 .
Los 2 estados con j = 1 / 2 provienen de ℓ = 0 y por lo tanto tienen energía de interacción espín-órbita cero .

Cambiar el perfil del potencial

El potencial del oscilador armónico $V(r)=\mu \omega ^{2}r^{2}/2$ crece infinitamente a medida que la distancia desde el centro r tiende a infinito. Un potencial más realista, como el potencial de Woods-Saxon , se aproximaría a una constante en este límite. Una consecuencia principal es que el radio promedio de las órbitas de los nucleones sería mayor en un potencial realista. Esto conduce a un término reducido. $\scriptstyle \hbar ^{2}l(l+1)/2mr^{2}$ en el operador de Laplace del operador hamiltoniano . Otra diferencia principal es que las órbitas con radios promedio altos, como aquellas con n o ℓ altos , tendrán una energía menor que en un potencial de oscilador armónico. Ambos efectos conducen a una reducción en los niveles de energía de las órbitas con ℓ alto .

Números mágicos predichos

*^{Niveles de}* energía bajos en un modelo de capa de partícula única con un potencial oscilador (con un pequeño término l² negativo ) sin interacción espín-órbita (izquierda) y con interacción espín-órbita (derecha). El número a la derecha de un nivel indica su degeneración, ( *2j+1* ). Los números enteros en recuadros indican los números mágicos.

Junto con la interacción espín-órbita, y para magnitudes apropiadas de ambos efectos, se llega a la siguiente imagen cualitativa: en todos los niveles, los estados j más altos tienen sus energías desplazadas hacia abajo, especialmente para n alto (donde el j más alto es alto). Esto se debe tanto a la energía negativa de la interacción espín-órbita como a la reducción de energía resultante de la deformación del potencial hacia uno más realista. Los estados j segundos más altos , por el contrario, tienen su energía desplazada hacia arriba por el primer efecto y hacia abajo por el segundo, lo que produce un pequeño desplazamiento global. Los desplazamientos en la energía de los estados j más altos pueden, por lo tanto, acercar la energía de los estados de un nivel a la energía de los estados de un nivel inferior. Las "capas" del modelo de capas ya no son idénticas a los niveles denotados por n , y los números mágicos cambian.

Podemos suponer entonces que los estados j más altos para n = 3 tienen una energía intermedia entre las energías promedio de n = 2 y n = 3, y suponer que los estados j más altos para n mayor (al menos hasta n = 7) tienen una energía más cercana a la energía promedio de n − 1. Entonces obtenemos las siguientes capas (ver la figura).

1ª capa: 2 estados ( n = 0, j = ⁠ 1 / 2 ⁠ ).
2ª capa: 6 estados ( n = 1, j = ⁠ 1 / 2 ⁠ o ⁠ 3 / 2 ⁠ ).
Tercera capa: 12 estados ( n = 2, j = ⁠ 1 / 2 ⁠ , ⁠ 3 / 2 ⁠ o ⁠ 5 / 2 ⁠ ).
4ª capa: 8 estados ( n = 3, j = ⁠ 7 / 2 ⁠ ).
Quinta capa : 22 estados ( n = 3 , j = 1/2 , 3/2 o 5/2 ; n = 4 , j = 9/2 ) .
Sexta capa : 32 estados ( n = 4 , j = 1/2 , 3/2 , 5/2 o 7/2 ; n = 5 , j = 11/2 ) .
Séptima capa : 44 estados ( n = 5 , j = 1/2 , 3/2 , 5/2 , 7/2 o 9/2 ; n = 6 , j = 13/2 ) .
Octava capa : 58 estados ( n = 6 , j = 1/2 , 3/2 , 5/2 , 7/2 , 9/2 o 11/2 ; n = 7 , j = 15/2 ) .

etcétera.

Nótese que los números de estados después de la cuarta capa son números triangulares duplicados más dos . El acoplamiento espín-órbita provoca que los llamados "niveles intrusos" caigan desde la siguiente capa superior a la estructura de la capa anterior. Los tamaños de los intrusos son tales que los tamaños de capa resultantes aumentan a su vez a los siguientes números triangulares duplicados superiores a los del oscilador armónico. Por ejemplo, 1f2p tiene 20 nucleones, y el acoplamiento espín-órbita añade 1g9/2 (10 nucleones), lo que lleva a una nueva capa con 30 nucleones. 1g2d3s tiene 30 nucleones, y añadir el intruso 1h11/2 (12 nucleones) produce un nuevo tamaño de capa de 42, y así sucesivamente.

Los números mágicos son entonces

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

y así sucesivamente. Esto da todos los números mágicos observados y también predice uno nuevo (la llamada isla de estabilidad ) con un valor de 184 (para los protones, el número mágico 126 aún no se ha observado, y consideraciones teóricas más complejas predicen que el número mágico es 114).

Otra forma de predecir los números mágicos (y semimágicos) es mediante la disposición del orden de llenado idealizado (con desdoblamiento espín-órbita, pero sin superposición de niveles de energía). Para mayor consistencia, s se divide en componentes j = 1/2 y j = -1/2 con 2 y 0 miembros respectivamente. Tomando los recuentos totales más a la izquierda y más a la derecha dentro de secuencias delimitadas por / aquí se obtienen los números mágicos y semimágicos.

s (2,0)/p(4,2) > 2,2/6,8, por lo tanto, los números (semi)mágicos son 2,2/6,8.
d (6,4): s (2,0)/ f (8,6): p (4,2) > 14,18:20,20/28,34:38,40, por lo tanto 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, por lo tanto 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) > 126,138,148,156,162,166,168,168/184,198,210,220,228,234,238,240, por lo tanto 126,168/184,240

Los números mágicos predichos más a la derecha de cada par dentro de los cuartetos bisecados por / son números tetraédricos dobles del Triángulo de Pascal: 2, 8, 20, 40, 70, 112, 168, 240 son 2x 1, 4 , 10 , 20, 35, 56, 84, 120, ..., y los miembros más a la izquierda de los pares difieren de los más a la derecha por números triangulares dobles: 2 − 2 = 0, 8 − 6 = 2, 20 − 14 = 6, 40 − 28 = 12, 70 − 50 = 20, 112 − 82 = 30, 168 − 126 = 42, 240 − 184 = 56, donde 0, 2, 6, 12, 20, 30, 42, 56, ... son 2 × 0, 1, 3, 6, 10, 15, 21, 28, ... .

Otras propiedades de los núcleos

Este modelo también predice o explica con cierto éxito otras propiedades de los núcleos, en particular el espín y la paridad de los estados fundamentales de los núcleos, y hasta cierto punto también sus estados nucleares excitados . Tomemos como ejemplo ^{el 17}₈ O ( oxígeno-17 ): su núcleo tiene ocho protones que llenan las tres primeras "capas" de protones, ocho neutrones que llenan las tres primeras "capas" de neutrones y un neutrón adicional. Todos los protones en una capa de protones completa tienen un momento angular total de cero , ya que sus momentos angulares se cancelan entre sí. Lo mismo ocurre con los neutrones. Todos los protones en el mismo nivel ( n ) tienen la misma paridad (ya sea +1 o −1), y dado que la paridad de un par de partículas es el producto de sus paridades, un número par de protones del mismo nivel ( n ) tendrá paridad +1. Por lo tanto, el momento angular total de los ocho protones y los primeros ocho neutrones es cero, y su paridad total es +1. Esto significa que el espín (es decir, el momento angular) del núcleo, así como su paridad, están completamente determinados por el del noveno neutrón. Este se encuentra en el primer estado (es decir, el de menor energía) de la cuarta capa, que es una capa d ( ℓ = 2), y dado que p = ( −1 ) ^ℓ , esto le da al núcleo una paridad total de +1. Esta cuarta capa d tiene un j = 5/2 , por lo que se espera _que el núcleo de 178O ^tenga paridad positiva y momento angular total 5/2 , lo cual , de hecho , tiene.

Las reglas para el ordenamiento de las capas nucleares son similares a las reglas de Hund de las capas atómicas; sin embargo, a diferencia de su uso en física atómica, la finalización de una capa no se indica al alcanzar la siguiente n , por lo que el modelo de capas no puede predecir con precisión el orden de los estados excitados de los núcleos, aunque es muy exitoso en la predicción de los estados fundamentales. El orden de los primeros términos se enumera de la siguiente manera: 1s, 1p ⁠ 3 / 2 ⁠ , 1p ⁠ 1 / 2 ⁠ , 1d ⁠ 5 / 2 ⁠ , 2s, 1d ⁠ 3 / 2 ⁠ ... Para una mayor aclaración sobre la notación, consulte el artículo sobre el símbolo de término de Russell - Saunders .

Para núcleos más alejados de los números cuánticos mágicos, hay que añadir la suposición de que, debido a la relación entre la fuerza nuclear fuerte y el momento angular total, los protones o neutrones con el mismo n tienden a formar pares de momento angular opuesto. Por lo tanto, un núcleo con un número par de protones y un número par de neutrones tiene espín cero y paridad positiva. Un núcleo con un número par de protones y un número impar de neutrones (o viceversa) tiene la paridad del último neutrón (o protón) y un espín igual al momento angular total de este neutrón (o protón). Por "último" nos referimos a las propiedades que provienen del nivel de energía más alto.

En el caso de un núcleo con un número impar de protones y un número impar de neutrones, se debe considerar el momento angular total y la paridad tanto del último neutrón como del último protón. La paridad del núcleo será el producto de ambas, mientras que el espín del núcleo será uno de los posibles resultados de la suma de sus momentos angulares (siendo otros posibles resultados los estados excitados del núcleo).

El ordenamiento de los niveles de momento angular dentro de cada capa se rige por los principios descritos anteriormente: debido a la interacción espín-órbita, los estados de alto momento angular ven sus energías desplazadas hacia abajo debido a la deformación del potencial (es decir, al pasar de un potencial de oscilador armónico a uno más realista). Sin embargo, para pares de nucleones, suele ser energéticamente favorable estar en un momento angular alto, incluso si su nivel de energía para un solo nucleón sería mayor. Esto se debe a la relación entre el momento angular y la fuerza nuclear fuerte .

El momento magnético nuclear de neutrones y protones se predice parcialmente mediante esta versión simplificada del modelo de capas. El momento magnético se calcula a través de j , ℓ y s del último nucleón, pero los núcleos no se encuentran en estados con ℓ y s bien definidos . Además, para núcleos impares-impares , es necesario considerar los dos últimos nucleones, como en el deuterio . Por lo tanto, se obtienen varias respuestas posibles para el momento magnético nuclear, una para cada posible estado combinado de ℓ y s , y el estado real del núcleo es una superposición de ellas. Así, el momento magnético nuclear real (medido) se sitúa en algún punto intermedio entre las posibles respuestas.

El dipolo eléctrico de un núcleo siempre es cero, porque su estado fundamental tiene una paridad definida. La densidad de materia ( ^ψ², donde ψ es la función de onda ) siempre es invariante bajo paridad. Esta suele ser la situación con el dipolo eléctrico atómico .

Esta versión simple del modelo de capas no permite predecir momentos multipolares eléctricos y magnéticos de mayor orden por razones similares a las del caso del deuterio .

Incluyendo interacciones residuales

Para núcleos con dos o más nucleones de valencia (es decir, nucleones fuera de una capa cerrada), debe añadirse una interacción residual de dos cuerpos. Este término residual proviene de la parte de la interacción entre nucleones no incluida en el potencial promedio aproximado. Mediante esta inclusión, se mezclan diferentes configuraciones de capas y se rompe la degeneración energética de los estados correspondientes a la misma configuración. ^{[ 5 ]}^{[ 6 ]}

Estas interacciones residuales se incorporan mediante cálculos de modelo de capas en un espacio de modelo truncado (o espacio de valencia). Este espacio está abarcado por una base de estados de muchas partículas donde solo los estados de una sola partícula están activos. La ecuación de Schrödinger se resuelve sobre esta base, utilizando un hamiltoniano efectivo específicamente adaptado al espacio de modelo. Este hamiltoniano difiere del de los nucleones libres, ya que, entre otras cosas, debe compensar las configuraciones excluidas. ^{[ 6 ]}

Se puede prescindir por completo de la aproximación del potencial promedio extendiendo el espacio del modelo al núcleo previamente inerte y tratando todos los estados de una sola partícula hasta la truncación del espacio del modelo como activos. Esto constituye la base del modelo de capa sin núcleo , que es un método ab initio . Es necesario incluir una interacción de tres cuerpos en dichos cálculos para lograr concordancia con los experimentos. ^{[ 7 ]}

Rotación colectiva y potencial deformado

En 1953 se encontraron los primeros ejemplos experimentales de bandas rotacionales en núcleos, cuyos niveles de energía seguían el mismo patrón J(J+1) de energías que en las moléculas en rotación. Desde el punto de vista de la mecánica cuántica, es imposible que una esfera tenga una rotación colectiva, lo que implicaba que la forma de estos núcleos no era esférica. En principio, estos estados rotacionales podrían haberse descrito como superposiciones coherentes de excitaciones partícula-hueco en la base formada por estados de una sola partícula del potencial esférico. Pero en realidad, la descripción de estos estados de esta manera es intratable, debido a la gran cantidad de partículas de valencia, y esta intratable era aún mayor en la década de 1950, cuando la capacidad de cálculo era extremadamente rudimentaria. Por estas razones, Aage Bohr , Ben Mottelson y Sven Gösta Nilsson construyeron modelos en los que el potencial se deformaba en una forma elipsoidal. El primer modelo exitoso de este tipo se conoce ahora como el modelo de Nilsson . Esencialmente, es el modelo de oscilador armónico descrito en este artículo, pero con anisotropía añadida, por lo que las frecuencias del oscilador a lo largo de los tres ejes cartesianos no son todas iguales. Típicamente, la forma es un elipsoide prolato, con el eje de simetría tomado en z. Debido a que el potencial no es esféricamente simétrico, los estados de partícula única no son estados de buen momento angular J. Sin embargo, un multiplicador de Lagrange $-\omega \cdot J$ El término "cranking", conocido como término de "cranking", puede añadirse al hamiltoniano. Normalmente, el vector de frecuencia angular ω se considera perpendicular al eje de simetría, aunque también puede considerarse el cranking con eje inclinado. Al llenar los estados de una sola partícula hasta el nivel de Fermi, se obtienen estados cuyo momento angular esperado se encuentra a lo largo del eje de cranking. $\langle J_ {x}\rangle$ es el valor deseado.

Modelos relacionados

Igal Talmi desarrolló un método para obtener información a partir de datos experimentales y utilizarla para calcular y predecir energías que no se habían medido. Este método ha sido utilizado con éxito por muchos físicos nucleares y ha permitido una comprensión más profunda de la estructura nuclear. Se desarrolló una teoría que describe adecuadamente estas propiedades. Esta descripción resultó ser la base del modelo de capas del elegante y exitoso modelo de bosones interactuantes .

Un modelo derivado del modelo de capas nucleares es el modelo de partículas alfa desarrollado por Henry Margenau , Edward Teller , JK Pering y TH Skyrme , también llamado a veces modelo de Skyrme . ^{[ 8 ]}^{[ 9 ]} Sin embargo, cabe señalar que el modelo de Skyrme se suele considerar un modelo del nucleón mismo, como una "nube" de mesones (piones), en lugar de un modelo del núcleo como una "nube" de partículas alfa.

Véase también

Referencias

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Lecturas adicionales

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Enlaces externos

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