Еще ответы (1120839), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

Лишь в1956 г. Райнесу и Коуэну удалось экспериментальноподтвердить существование нейтрино (p + e  n + e+,затем аннигиляция позитрона с электороном вещ-ва=2фотона, а также захват нейтрона кадмием=фотоны) иоценить сечение его взаимодействия с веществом.В настоящее время установлено, что слабоевзаимодействие осуществляется переносом такназываемых промежуточных бозонов – частицбольшой массы, которые являются квантами слабогополя. Массы этих бозонов 80 (W  ) и 91 (Z) ГэВ. Исходя из2смассы промежуточных бозонов, можно оценить радиусдействия слабых сил.2ПоявлениевслабомвзаимодействииW(илиZ)сМcw2(или Мzc ) означает врèменное нарушение законасохранения энергии на величину E  Мwc2  Мzc2  100ГэВ. Такие нарушения допустимы (и ненаблюдаемы) впределах временного интервалаt E .При этом ненаблюдаемая (виртуальная) W- (или Z-)частица не может уйти на расстояние aw большее, чемa w  ct c3210Фм.M wc 2В 1957 г.

было установлено несохранение чётности вслабых взаимодействиях.Вопрос 17Возбужденное ядро может испустить -квант,переходя в состояние с меньшей энергией,включая основное. Этот процесс называют распадом. В обратном процессе ядро,поглотившее -квант, переходит в состояние сбольшей энергией. С точностью до незначительной энергии отдачиядра, энергия -перехода равна разности энергий уровней.Ядерные состояния имеют определённые значения спина (J) ичётности (P).

Поэтому -переходы между ними также имеютопределённые J(P).Изучая -спектры, получают информацию о ядерных уровнях.Законы сохранения полного момента количества движения ичётности требуют, чтобыJf Ji+ J  или |Ji  Jf|  J  Ji  Jf,Pf  Pi  P , или P  Pi  Pf.Полный момент количества движения фотона J принимаетцелочисленные значения, начиная с единицы: J  1 (дипольный), 2(квадрупольный), 3 (октупольный), ...

. Спин фотона равен 1, т.е.S  (J)min  1 – спин фотона.Полный момент фотона J  равен векторной сумме его спина S и   орбитального момента L : J   S  L . Далее опускаем индекс  уполного и орбитального момента фотона. Для фиксированного Jфотона L  J  1, J. Внутренняя чётность фотона отрицательна (каккванта векторного поля). Поэтому полная чётность фотона естьпроизведение его внутренней чётности (1) и орбитальнойLLL+1чётности (1) P  (1)  (1) .Для фотонов с определённым J имеем разные L и, следовательно,разные чётности (опускаем индекс  у чётности фотона)L  J, P  (1)J +1  магнитные (MJ) фотоны;L  J  1, P  (1)J  электрические (EJ) фотоны.Правила отбора по чётности имеют вид:PiPf  (1)Jдля EJ-фотоновPiPf  (1)J +1для MJ-фотонов.Так как J  1, переходы 0  0 с испусканием или поглощениемодного фотона запрещены.Примеры простейших -переходовВероятность поглощения (испускания) фотонов может бытьрассчитана в рамках квантовомеханической теории возмущений.

Вобщем случае при переходе между двумя уровнями с J  0возможно поглощение (испускание) фотонов разного типа имультипольности. Оценим вероятность поглощения фотонов вслучае, когда   R, прибегая лишь к самым простымрассуждениям.Пустьнаядропадаетплоскаямонохроматическая  i(kr t )электромагнитная волна A(r , t )  A0 e , где A0  A0 ,   p kединичный вектор поляризации,    n c ( n  единичный векторв направлении движения волны).

При   Ef  Ei возможнопоглощение этой волны ядром. A(r , t ) можно придать смыслволновой функции фотона.Плоская волна не обладает определённым моментом J ичётностью P. Но её можно разложить по состояниям сопределённым L (и чётностью). Разложение выполним для зависящей от координат части A(r , t ) ,e ik rik re   a L (kr)YL0 ( )т.е.

дляL0где   угол между k и r , YL0() не зависит от , а aL(kr) –коэффициенты разложения.Квадраты коэффициентов aL(kr) определяют вероятностьобнаружить в плоской волне состояния с данным L (  а L (kr)  1).L 0Вероятность поглощения фотонов определённого типа (сопределённым L) при прочих равных условиях пропорциональнавероятности обнаружить их в объёме ядра, т.е. величине |aL(kr)|2 вобласти 0  r  R, где находится ядро (его считаем расположеннымв начале координат).Можно показать, что2a L (kr)  i L 4 (2L  1) j L (kr) ,где i – мнимая единица, а jL(kr) – сферическая функция Бесселяпервого рода порядка L.Оценим величины jL(kr), определяющие поведение aL(kr), вдлинноволновом приближении ( R). Условие это эквивалентноp 2kусловию kR  1 (  ).

Итак, необходимо знать поведениеjL(kr) при 0  r  R при дополнительном условии kr  1.Асимптотическое выражение для jL(kr) при kr  0 следующее (kr) J; MJ(kr) L (2 J  1)!!j L (kr) .1  3  5  ...(2 L  1)  (kr) J 1 (2 J  1)!! ; EJДалее для оценок полагаем r  2R. С учётом того, что в выражениядля вероятностей входят |jL(kR)| , окончательно получаем2J2JRw(MJ)  (kR)    ,2( J 1)2(J -1)R(kR) .w(EJ) Можно записать в видеw(MJ )2(kR)<< 1,w( EJ )w(MJ  1) w( EJ  1)2(kR)<< 1.w(МJ )w( EJ )Переходы с E  10 МэВ отвечают условию   R. Действительно,для фотона с энергией 10 МэВ2c 120 Фм.EДаже для ядер с A  200, у которых R  1.2A1/3 Фм  7 Фм, имеем  R.Вопрос 182Дейтрон ( 1 H )  это связанная система нейтрон-протон (np).Дейтрон стабилен и существует только в основном состоянии.Приведенные значения  и Q являются наблюдаемыми(квантовомеханическими), а не собственными (классическими).Собственный электрический квадрупольный момент Q0 длядейтрона в 10 раз больше наблюдаемогоQ0  10Q  2.82 Фм2.Используя связь между Q0 и параметром деформации  (Q0 4ZR 2  ), получаем, полагая R  Rd  4.3 Фм, для дейтрона ( 12 H ) 50.19.

Эта величина даёт наглядное представление о степенинесферичности дейтрона.1875 МэВМасса (mc2)Энергия связи W2.2 МэВСпин J1Чётность P+10.8  NМагнитный момент Электрический квадрупольный0.28 Фм2момент QСпин дейтрона формулой определяетсяJ ( 12 H )  s p  s n  L , где L  относительный орбитальныймомент нуклонов в дейтроне.LТак как чётность дейтрона P  p n (1)  1, то L  чётно (p n  1).Антипараллельные спины нуклонов в дейтроне s p  sn  0 ()невозможны, так как в этом случае L  J  1 и чётность дейтронадолжна была бы быть отрицательной, чего нет.

Поэтомув дейтронеспины нуклонов параллельны () и s p  s n  1 .Для орбитального момента L, очевидно, есть лишь двевозможности: L  0 (s-состояние) и L  2 (d-состояние). Спиновые иорбитальные моменты в этих двух случаях направлены такЕсли бы в дейтроне у нуклонов было L  0, то орбитальной частимагнитного момента не было бы и для магнитного моментадейтрона было бы   L0   p   n  0.88  N .Эта величина отличается от экспериментального значения на 2%.Это говорит о том, что небольшую часть времени дейтрон проводитв d-состоянии. С учетом этого волновая функция дейтрона можетбыть записана как смесь s- и d-состояний ( 12 H )   s    d ,причем  2   2 1. Небольшая примесь d-состояния объясняетналичие у дейтрона электрического квадрупольного момента (dсостояние, в отличие от s-состояния, не является сферически симм).Значения коэффициентов  и  можно найти «подгонкой»магнитногодипольного и электрического квадрупольныхмоментов подэкспериментальные значения. При этом2оказывается, что   0.96, а  2  0.04.Нецентральные силы, приводящие к Q0  0, называютсятензорными.

Они зависят от угла между вектором r ,соединяющим два нуклона, и вектором их суммарного спина.Так как Q( 12 H )  0, то дейтрону отвечает леваяконфигурация (вытянутый эллипсоид). В этойконфигурации протон и нейтрон притягиваются. Случай(б)отвечаетсплюснутомуэллипсоиду.То,чтотакаяконфигурация у дейтрона отсутствует,говорит о том, что при такомрасположении между протоном и нейтрономвозникают силы отталкивания.В NN-потенциал можно ввести слагаемое тензорных сил Vsr 3      Vsr (r )s12 , где s12  2 (s1  r )(s 2  r )  s1  s 2 .rВолновую функцию его орбитального движения  (r) можно найтииз уравнения Шредингера для частицы с приведённой массойm p  mnm p  mn,движущейсявцентрально-симметричномполе.Функция  (r) имеет вид u L (r ) (r ) YLm ( ,  ) .rДовольно хорошее описание экспериментальных данных даётвыбор потенциала в форме прямоугольной ямы глубиной V0  35МэВ и шириной a  2 Фм.В основном состоянии L  0 (в рассматриваемом приближениицентрально симметричного поля основное состояние дейтрона это чистое s-состояние) и Y00  14.

При этом всё сводится крешению радиального уравненияШредингера в областях r  R и r R.Уравнения Шредингера и егорешениядлядейтронавобластях 1 (r  R) и 2 (r  R) имеютвидd 2 u12u1  Asinkr;2  k u1  0;dr2 (V0  W )k.d 2u 2dr 2u2 Ce 2u2r r; 0;2W .Радиусом дейтрона называют Rd  1/γ  4.3 Фм, что вместе сосравнительно малой величиной его энергии связи W ( 2.2 МэВ)указывает на «рыхлость» дейтрона.

Характеристики

Список файлов ответов (шпаргалок)