mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 10
Текст из файла (страница 10)
Это означает, что при малых энергиях падающих протонов, т. е. для больших параметров удара* р (область 1), проявляется только кулоновское отталкивание двух протонов (рис. 323, а). С ростом энергии (область П на рнс. 322), т. е. с уменьшением расстояния р, кулоновское отталкивание начинает компенсироваться ядерным притяжением"", которое сравнивается с кулоновским отталкиванием при энергии падающих протонов около 0,45 МэВ. В результате рассеяние под углом 45 не наблюдается (см. рис. 323, б). Дальнейший рост экспериментального сечения при Т)0,45 МэВ н, следовательно, при еше большем сближении 1 о4.
нуклоп-пукяояпыс вэиы.иодействии ири т< 20 мэв 49 Таблица 35 протонов указывает на то, что ядерное притяжение становится настолько большим, что полностью подавляет эффект кулоновского отталкивания (см. рис. 323, в). Таким образом, взаимодействие двух протонов должно описываться потенциалом вида, изображенного на рис, 324.
Здесь область г(а соответствует области 1П на рис. 322, а область г>а— области 1. Сопоставляя энергию протонов, при которой экспериментальное значение сечения обращается в нуль, с кулоновским потенциалом, можно найти соответствующий этой энергии параметр удара. Так как при таком значении параметра УДаРа НаЧИНаст СКаЗЫВатЬСЯ ЯДЕРНОЕ Вэа- Ри, 524 имодействие, то отсюда может быть получен тоадиус действия ядерных сил. Оценка дает значение я=3 10 з см, т. е. значение, близкое полученному из опытов по (в-р)-рассеянию при Т„<20 МэВ (см. п. 1 этого параграфа). Для получения более точных результатов надо провести анализ, аналогичный сделанному ранее дпя (и — р)-рассеяния, т. е.
рассмотреть задачу о (р — р)-рассеянии теоретически и сравнить о„.р с о,„,„. В качестве исходного уравнения теперь вместо уравнений (83.1) рассматривается уравнение ЛФ+ —,(Š— 1;,— 1'„„,)Ф=О, 2И в котором кроме ядерного потенциала 1г„, учитывается кулоновский потенциал 1г„т,. В связи с зтнм для 1'„=О решением уравнения (84.22) является не плоская волна 51п(lгг — 1я~2), как это было в (л — р)-задаче, а кулоновская искаженная плоская волна яп(1сг — 11п2/сг — 1я/2), где «=ел/1гп -кулоновский параметр. Учет 1г„ФО производится введением фазы 8,*. в При Т(20 Мэв ядсриос азаимодсйсзвис происходит только с 1=0, ио кудоиовскос, для которого потсипиал -.лальполсйствпон;ий. происходит и при !~о.
% Глаеа Хлу. Нуклая-иукланиые азаилтадеагтвил яри нитках знергиях В результате расчета (он не зависит от формы )г„,) получается следующее усредненное по спинам выражение: сод «1птв'— тт(0)= —, .,е ,е ,+ 81Н вЂ” С0$ 2 2 81Н вЂ” СО$ 2 2 2$1н6 4 — — ]+ —,$1п'8 «г (84.23) где со$6+«1п йд — ~ соя( 6+«1псок— ,0 ,е') 2( 2,/ ~1= —, + $1ая— 2 СО8— 2 Первые три члена в формуле (84.23) представляют собой формулу Мотта для кулоновского рассеяния; член с $1п 6 учитывает интерференцию ядерного и кулоновского рассеяния; член с $1п'8 соответствует одному ядерному (нзотропному) рассеянию. Сравнивая ст„.„с тт„,„при разных энергиях, можно найти тт(,,. Очевидно, йапример, из сравнения форраулы с рис.
322, что о>0, так как выражение в квадратных скобках положительно и, следовательно, интерфереиционный член имеет знак минус, т. е. уменьшает сечение с ростом энергии выше 0,1 МэВ. Последующее возрастание тт,„,„при Т>0,45 МэВ объясняется возрастающей ролью последнего члена. Более строгий квант он о механический анализ опытов по (р — р)-рассеянию позволяет получить значения эффективного радиуса гяат и длины рассеяния айу: т'„4'=2,8.10 '$ см, айке= — 17 10 '8 см (8424) которые сравнительно близки к соответствующим величинам т для синглетного (л — р)-рассеяния". Таким образом, ядерное (без кулоновского) взаимодействие двух протонов (при невысо- е Зивк а5," определяется нз наблюдения интерфорендии между ядерным и кудоновскнм вдяимодеаствиями. з о4. Нукяон-нукяонные взаимодействия нуи Т<20 Ьтзл 51 ких энергиях) практически тождественно ядерному взаимодействию нейтрона с протоном в синглетном состоянии.
Соответствующие потенциальные ямы имеют одинаковые параметры. Из этого следует, что между двумя протонами существует ядерное притяжение, интенсивность которого, однако, недостаточна для образования связанного состояния. Любопытный результат получается при рассмотрении в кае -па честве ~;в потенциала Юкавы К„= Ко . В этом случае е/а получается а=1,17 фм и Роко46 МэВ. Сравнивая К„с выражением, вытекающим из мезонной теоРии, )с."я*=йзе "/г, получаем 8э= Рва=54 МэВ.фм, откуда /'=8'/(лс)=0,28, что в 40 раз больше постоянной тонкой структуры а=ез/(лс)вк =1/137.
Вместе с тем /э=0,08 к1, что позволяет в некоторых случаях получать количественные результаты методами теории возмущений. 6. (и — и)-РАССЕЯНИЕ Из-за отсутствия нейтронной мишени (л — л)-взаимодействие можно исследовать только косвенными методами, например измеряя форму спектра протонов в реакции л+с/ — зр+л+л. (84.25) При отсутствии взаимодействия между нейтронами реакция (84.25) идет как трехчастичный процесс, и спектр протонов должен быть сплошным. Если нейтроны, возникающие в этой реакции, образуют связанное состояние, то спектр протонов должен содержать моноэнергетическую линию справа от границы сплошного спектра.
Если же это состояние виртуальное, то максимум должен появиться на фоне сплошного спектра у его границы. В этом случае по ширине максимума можно судить о длине рассеяния. Из опытов по изучению реакции (84.25) и некоторых других процессов, сопровождающихся образованием двух нейтронов, для длины рассеяния были получены значения в пределах и аз = — (16 —: 24) фм. Средневзвешенное значение ао",=( — 17,6+1,5) фм, г-'о=(3,2+1,6) фм. Таким образом, параметры (л — и)-рассеяния близки к параметрам ядерного (р — р)-рассеяния.
Между 'двумя нейтронами, так же как и между двумя протонами, существует ядерное притяжение, но они не образуют связанного состояния. 52 Глава лге'. Нуклон-нуклонные взаимооейегнвия нри низкик знергиял 7. ПРИНЦИП ИЗОТОПИЧЕСКОЙ ИНВАРИАНТНОСТИ ЯДЕРНЫХ СИЛ Близость характера ядерных взаимодействий между двумя протонами, между двумя нейтронами и между нейтроном н протоном (в сннглетном состоянии) свидетельствует о глубоком сходстве протона с нейтроном, которые в некотором смысле могут даже считаться тождественными частицами.
Остановимся на этом вопросе подробнее. Протон и иейтрон по многим свойствам сходны друг с другом. Действительно, массы протона и нейтрона приблизительно равны. Различие их не превышает 2,5гп, (1,3 МэВ), т. е. меньше 0,15;4. Спины их одинаковы. Оба нуклона являются главными составными частями любого атомного ядра, причем в процессе б-распада они могут переходить друг в друга, оставаясь в составе атомного ядра. Сходство нукл онов этим не ограничивается. Сравнение свойств легких ядер-нзобар, проведенное в з 8, показало, что они группируются в зарядовые мул ьтиплеты с близкими характеристиками.
В особенности четкая картина получается для легких зеркальных ядер, которые зачастую имеют по нескольку идентичных уровней. Мы видели, что наиболее естественным образом существование зарядовых мультиплетов среди ядер-изобар можно объяснить при помощи гипотезы о зарядовой независимости ядерных сил, т. е. тождественности элементарных взаимодействий между двумя любыьги нуклонами: з (Р— р), ае(л-п)яе(л — р).
Экспериментальная проверка этой гипотезы очень важна, так как в случае ее справедливое~и зарядовая независимость ядерных сил должна обнаруживаться 'в самых разнообразных явлениях, имеющих отношение к сильным ядерным взаимодействиям. Как уже отмечали в 8 8, сам факт существования зарядовых мультиплетов среди ядер-изобар такой проверкой считать нельзя, потому что они могли возникнуть по каким-либо другим причинам. В связи с этим особую ценность имеют результаты опытов по изучению элементарных процессов рассеяния нуклона на нуклоне, так как именно в этих-опытах зарядовая независимость ядерных сил (если она существует) должна проявляться непосредственно, т. е.
в форме равенства этих сил, соответствующих им потенциалов н других параметров рассеяния (например, длин рассеяния н эффективного радиуса) для любой Э 84. Нуклон-нуклонные оаонмодойотоил нрн Т .20 Мэв 53 пары нуклонов. Одной из серий таких результатов и является экспериментальное доказательство тождественности (р — р)„„-, 1 (и-и)- и (л-р)-взаимодействий в 1ло-состояниях. Это заключение подтверждает гипотезу о зарядовой независимости (Ф вЂ” Ф)-взаимодействия для л-состояния и позволяет сформулировать ее более широко: сильные ядерные взаимодействия двух любых нуклон он, находящихся в одинаковых пространственном и спиновом состояниях, должны быть тождественны для любых состояний (а не только з).
С этой более широкой гипотезой согласуется вся совокупность экспериментальных данных о взаимодействии между нуклонами (см. 3 Зб). Возвращаясь к нуклон-нуклонному взаимодействию в лсостоянии, построим удобную формальную схему взаимоденствня между двумя протонами, двумя нейтронами и нейтрона с протоном. Напомним, что изоспин протона и нейтрона Т Т„1/2, а его проекции (Т ) = +1/2 и (Т,) лл — 1/2. Согласно правилам сложения двух квантовомеханических векторов, каждый из которых равен 1/2, возможны два значения суммй. О (с единственной проекцией Т, = О) и 1 (с тремя проекциями ( — 1; О и +1).
При этом очевидно, что если проекция суммарного вектора Т равна +1, то сам он может быть равен только 1 (вектор не может быть меньше своей проекции). В табл. 36 представлены значения Т и Т, для (л — л)-, (р-р)- и (л-р)-взаимодействий, которым сопоставлены экспериментальные результаты, полученные в пп.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
