Б.С. Ишханов, И.М. Капитонов, Н.П. Юдин - Частицы и атомные ядра (1120562), страница 39
Текст из файла (страница 39)
Частицы„входящие в состав изоспинового мультиплета, обязательно различаются электрическими зарядами (это обуславливает их различие и в проекциях изоспина). Они также могут различаться магнитными моментами и массами (отличие в массах невелико илн отсутствует). Никаких других различий в квантовых числах между ними быть не мо:кет. Это слелует хотя бь! из того, что переходу от одной частицм изоспинового мультиплета к другой отвечает поворот в изоспиновом (заряловом) пространстве, меняющий лишь электрический заряд частицы и сопутствующие ему характеристики (магнитный момент и массу, на которую мо.кет повлиять внутренняя электромагнитная энергия).
Таким образом, такие квантовые числа со знаком, как барионный заряд, странность, шарм, ботгом, топ, четность, при повороте в изопространстае изменить знак не могут. А у антиней'- трона знак бариоиного заряда противоположен знаку барионного заряда нейтрона. Вругой аргумент состоит в том, что изоспиновые мультиплеты обязательно леликом входят в состав одного ЯГэ-мультиплета адронов. Любой адронный Ятэ-мультиплат распадается на нзоспиновые мультиплеты и за пределами Ятэ-мУльтиплета нет членов вхолащих в него изоспиновьш мУльтиплетов. Нейтрон входит в состав октета легчайших барионов и в нем составляет изоспиновую пару протону.
Антинейтрон составляет изоспиновую пару антнпротону, вместе с которым они входят в состав октета легчайших антибарионов, зарядовосопряженного вышеупомянутому октету барионов. )96 Глава 4. Адроиы $9. Электрон-нуклонное рассеяние и структура адрона То, что адроны в отличие от точечных фундаментальных частиц обладают собственными размерами, представляет огромный интерес. Первым указанием на сложную внутреннюю структуру протона и нейтрона явились результаты измерений их магнитных моментов. Измеренные значения магнитных моментов нуклонов р = +2,792Я4735! ~ 0,00000002Ярм, ри = †! 9!30427 + 0 0000005рм.
(4.60) где рн = еуз/(2пз с) — ядерный магнетон. Эти значения отличаются от соответствующих предсказаний. ожидавшихся лля точечных дираковских частиц: р,=р„, р„=О. Этот факт, как и собственные размеры алронов и наличие у них возбужденных состояний, является, несомненно, проявлением составной (кварковой) природы адронов и частично квантово-механических флуктуаций. Аароны, которые содержат легкие кварки, имеют радиус г ! Фм.
Пространственная структура адронов, чаще всего встречающихся в природе,— протонов н нейтронов — изучена достаточно хорошо. Для исследования структуры нуклона использовались электронные пучки с энергией вплоть до 20 ГзВ. Для изучения распрелеления заряда и магнитного момента в протоне обычно используют мишени из жидкого водорода и измеряют сечение упругого рассеяния электронов. Так как не существует нейтронных мишеней, для исследования нейтрона используют мишени нз дейтерия.
При этом необходимо отделить эффекты, обусловленные протонами, и эффекты взаимодействия протона и нейтрона. Поэтому данные о нейтроне получать труднее, и они имеют ббльшие погрешности. Если говорить об общей идеологии экспериментов, направленных на выявление внутренней структуры микрообъектов, то, по сути, это все тот же опыт Резерфорда, выполненный при более высоких энергиях и с другими наборами зондирующих частиц и мишеней.
Поэтому можно говорить об универсальном экспериментальном приеме, являющемся обибихением опьила Резерфорда. 9.1. Упругое рассеяние электроное на нуклонах Эксперименты по рассеянию электронов на микрообъскгах (е, е'-эксперименты) дают важную информацию о внутренней структуре этих объектов — пространственном распределении в них зарядов и токов. Электроны очень удобны лля зондирования структуры микрообъектов (атомных ядер, нуклонов и других адронов). Во-первых, они бесструктурны (точечны).
Поэтому при анализе данных, полученных с электронами, нет необходимости отделять эффекты структуры частицы-мишени в 9. Электраи-яуклояяое рассеяние и структура адроиа )97 Рве. 4.16. Рассеяние электрона на ядре или нуклоне от эффектов, обусловленных структурой частицы-снаряда. Во-вторых, электроны легко проникают вглубь объекта. Они не участвуют в сильном взаимодействии и взаимодействуют с ядром (нуклоном) почти исключительно посредством хорошо изученных электромагнитных сил.
В-третьих, электроны испытывают главным образом однократное взаимодействие с конституэнтами рассеивающей системы, между тем как рассеяние адронов на других адронах и ядрах, скорее всего, будет многократным из-за сильного взаимодействия. Поэтому, хотя сечение рассеяния адронов также зависит от внутренней структуры частицы-мишени, олнако информация о ней трудно извлекаема. Результаты же опытов с электронами полдаются достаточно простой и однозначной интерпретации. Схема рассеяния электрона на микрообъекте (атомном ядре, нуклоне, адроне) изображена на рис.4.!О.
В этом разделе мь< будем рассматривать упругое рассеяние, т. е. такое рассеяние, при котором внутренняя структура микрообъекта не меняется (микрообъект не поглощает энергии и остается в своем основном состоянии). Изучение упругого рассеяния электронов на микрообъекте позволяет определить пространственное распределение в нем зарялов и токов.
Для этого измеряют вероятность упругого рассеяния электронов в зависимости е Е, р" ,р е' от угла рассеяния д (т. е. от переданного микрообъекту импульса о) и анализируют эту вероятность, используя понятие форм- и=Е-Е; фактора, который будет определен ниже 'у=р р в этом разделе. Диаграмма Фейнмана упругого рассеяния электрона показана на рис. 4.!1. Основной механизм — однофотонный об- нуклов,ядро мен, так как константа электромагнитного взаимолействия мала (а, = — „',,).
Одно- фотонный механизм описывает процесс упругого рассеяния с точностью и ! %. Рис. 4.11. Диаграмма упругого рассеяния электрона на нуклоне (ядре) !98 Глава 4. Адролм Переданная микросистеме энергия и и переданный ей импульс д определяются соотношениями =Š— Е', 9=Р— Р, (4.61) или в четырехмерном виде Ч=Р Р (4.62) где Р— *РР— Р Ч вЂ” „Р Р В лабораторной системе (микрообъект покоится, электрон движется) Е' = 1 + и ~(! созл) (4.63) где М вЂ” масса микрообъекта. Если энергией отдачи микрообъекта пренебречь, то энергия электрона в процессе упругого рассеяния нс изменится (Е = Е') и вектор импульса электрона меняет лишь направление, но не величину (см. рис,4.!В).
Тогда величина переданного микрообъекту импульса будет определяться выражением !91 = !Р— р ! = 2р сйп —. в 2 Дифференциальное сечение Йп/Нй рассеяния электронов на точечном бесспиновом заряде Уе в нерелятивистском случае в пренебрежении отдачей мишени и спнном электрона описывается формулой Резерфорда (!.9): ж ! Ве'х( ФП 3,4Е, ! з!п~(д/2) ' (4.65) где Е, — кинетическая энергия налетающего на заряд электрона. Поскольку это сечение не зависит от спина налетающей частицы, то эта же формула будет описывать и рассеяние нерелятивистского пиона на том же рассеиваюгпем центре.
В общем случае сечение рассеяния зависит от спина налетающей частицы и спина рассеивающего центра. В частности, дифференциальное сечение рассеяния релятивистского электрона на бесспиновом рассеивающем центре в пренебрежении его отдачей дается формулой Могга: ,! и гЕезхзсоаз(Р/2) Нй ~,2Е,/ з!п4(И/2) ' (4.66) Принципиальное отличие этой формулы от формулы Резерфорда состоит в появлении множителя созз(д/2), который возникает из-за взаимодей- ствия магнитного момента электрона, имеющего спин У = !/2, с полем рассеивающего центра. 5 9.
Электпрон-нуклонное рассеяние и структяура адрона 199 плоск электрон волн Ряс.4.12. Механизм рассеяния электронов нв рвспрслслснном заряде М = ',з М„е' ". я (4.67) Разность фаз д, возникающая прн упругом (когсрентном) рассеянии плоской волны на двух зарядах (Ье~ и Лет) мишени„дается выражением д = ЬЬ, (4.68) где й = р/Ь вЂ” величина волнового вектора электронной волны, 1р( = (р'~ = р, тт, — разность хода по отношению к частице в начале координат (отрезки а и Ь, дающие эту разность хода, выделены на рис.4.12 двойными линиями): — та=а+Ь=г ~ — сов(р,г)+сов(р~,г)~ =г ~ — — — ~ = — '1(р — р)гт), ~" и~ р (4.69) Формула (4.66) относится к случаю рассеяния точечных частиц на точечном рассеивающем центре. Существование конечных размеров рассеивающего центра приводит к дополнительной модификации формулы Резерфорда.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
