mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 15
Текст из файла (страница 15)
назад (О'>90'). Для объяснения наблюдающегося на опыте рассеяния назад (в с. ц. и.) должен быть рассмотрен новый механизм взаимодействия, носящий название рассеяния с перезарядкой. Сущность этого явления заключается в том, что при взаимодействии нейтрона с протоном они меняются своими зарядами, так что нейтрои после рассеяния летит в качестве протона, а протон — в качестве нейтрона (см. также э 111, п.
1). В соответствии с этим силы, ответственные за рассеяние с перезарядкой, получили название обменных. Картина столкновения нейтрона и протона и последующего их рассеяния с учетом перезарядки схематически изображена на рис. 340, б. Из рисунка видно„что в отличие от предыдущего случая в с. ц. и. должно наблюдаться преимущественное рассеяние назад (на углы О' > 90о), а в л. с. к.— под углом О к 90'. При этом в л. с. к.
будут наблюдаться протоны, летящие приблизИтельно в первоначальном направлении падающих нейтронов (протоны перезарядки). Явление перезарядки полностью объясняет своеобразную картину угловой зависимости сечения рассеяния при высоких энергиях, причем по величине «рогов» кривой при О'оп 0' и О'= 180' можно судить о соотносительной доле обычных и обменных сил. Очевидно, что явление перезарядки может идти также, если бомбардирующей частицей является протон. Тогда и р а р лн<'к~ н < — -нз — н В -~в о-я Р а) и р и и Р В а — — -лз — ~Ф -О-» в-Ф-— л.с.х.
ад.я. и а~(.я. л.с.к. дае~пплкнаоенип уаеее еоюнкнввенин " Е) Рис. 340 74 э'"ливи ХК ээунлон-нунлонные вэиимидейегивия нри выеоних энергиях в процессе перезарядки образуются летящие вперед нейтроны. Как было сказано выше, это явление используется для получения пучков быстрых нейтронов. Как и обычные, обменные ядерные силы в общем случае могут зависеть от взаимной ориентации спинов частиц, взаимной,ориентации спинов и оси взаимодействия и от взаимной ориентации спина и орбитального момента.
Поэтому потенциал обменных сил, так же как и потенциал обычных сил, должен содержать по крайней мере четыре слагаемых вида р'„„(г)=(1'; (.)+ р'; (.)(в,я,)+ + 1гэ (г) (Я,п) (Яэп)+ 1гв (г) (н1)) Р, (86.10) где Р— оператор, обменивающий местами нейтрон и протон. Относительная роль обычных и обменных сил сравнима. Поэтому в итоге получается, что для описания ядерного взаимодействия между двумя нуклонами (во всяком случае между нейтроном и протоном) надо построить потенциал, состоящий по крайней мере из восьми различных функций (сумма потенциалов (84.21) и (86.10) ), вклад каждой из которых существен.
Введение обменных ядерных сил позволяет объяснить одно из характерных свойств ядерного взаимодействия — существование явления насьпцения*. Известно, что в ряду ядер,'Н, ',Н, ,'Не и вэНе энергия связи, рассчитанная на один нуклон, быстро растет, достигая для последнего ядра 7 МэВ. Однако для остальных ядер периодической системы средняя энергия связи на один нуклон остается примерно постоянной и равной 6 — 8 МэВ (см. табл. 34 на с, 21), Это означает, что в ядре нет взаимодействия между всеми нуклонами. Каждый нуклон ядра может взаимодействовать только с ограниченным числом других нуклонов, подобно тому, как атом в молекуле может взаимодействовать лишь с ограниченным количеством других атомов (валентность и насьпцение химических сил связи). Квантовая механика доказывает, что существование обменных сил всегда ведет к явлению насыщения.
Это связано с тем, что явление обмена предполагает наличие процесса, происходящего не между всеми, а только между двумя партнерами. Именно введением обменных срл объясняется насыщение химического взаимодействия (так называемые ковалентные, гомеополярные силы типа сил, связывающих два атома водорода в его молекуле). и Внервые понятие об обменных силах было введено именно для объяснения насыщения. З оо.
Гзуклон-нуклонные взаимодейенгвия нри Тк) 700 овзВ 75 4. поо(0). ОТТАЛКИВАНИЕ НА МАЛЫХ РАССТОЯНИЯХ Рассмотрим теперь зависимость сечения (р — р)-рассеяния от,угла О, Из рис. 336 видно, что экспериментальное сечение (р — р)-рассеяния нзотропно вплоть до энергии падающих протонов Т = 430 МэВ (анизотропня, наблюдающаяся в области малых углов с характерным заходом кривой дифференциального сечения в область ниже плато при 0'-1Π—:20', объясняется интерференцией с кулоновским взаимодействием). На первый взгляд кажется, что изотропный характер изменения сечения с углом говорит о том, что за рассеяние ответственна з-волна (1=0).
Однако простой подсчет показывает, что при этом не получается количественного согласия в области больших энергий. Действительно, максимальное сечение, соответствующее з-рассеянию протонов с энергией 400 МэВ, равно, как было показано выше, ) ~ооон,в — — 2 10 г7 см'/сР, в то вРемЯ как экспеРиментальное значение сечения 3;8-10 гз смг/ср. Казалось бы, противоречие можно устранить, если привлечь еще одно сферически-симметричное состояние гро, характеризующееся полным моментом количества движения, равным нулю.
Так как при 1=1 п„..=4к(2!+1) е.г 12Юг (на все три р-состояния: рй, р, и рг), то сечение, рассчитанное на 1 ср и одно состояние зло, также равно Хг. Таким образом, совместный вклад 'зо- и ро-состояний составляет 2 У.~ = 4 ! 0 го см г ж «г,„„. Одно время так н считали. Однако подобное объяснение требует довольно специального предположения о насыщении одной из р-~аз 1Ь(зро)=90') при нулевом вкладе двух остальных 16( рг)=б (зр,)=01, что представляется маловероятным. И действительно, как показал фазовый анализ (см, п.
5 этого параграфа), такое объяснение оказалось ошибочным. На самом деле сферическая симметрия ( р — р)-рассеяния в интервале энергий 100 †4 МэВ объясняется спешйфическим сочетанием многих состояний ('зо, ~ро, зр,, рг и 'е(г), суммарный вклад которых дает почти изотропную картину рассеяния. Как уже отмечалось, сферически-симметричный характер угловой зависимости сечения ( р — р)-рассеяния прн энергиях до 400 МэВ абсолютно не согласуется с тем, что ожидалось по теории возмущений. Это позволяет сделать важный вывод о существовании очень интенсивного ядерного взаимодействия на совсем малых расстояниях между частицами (так как условием применимости теории возмищений является )е<< Т).
76 Глава Хтс. Нуклок-куклонкые взаимодействия при высоких зкергиях Нетрудно оценить радиус Ь (см. рис. 339) этого взаимодействия. Действительно, повторяя рассуждения э 84, и. 1, относящиеся к получению формулы (84,7), и учитывая, что взаимодействие при Т=400 МэВ практически ограничивается только з- и р-волнами*, имеем Ь нн р, = Х, что при 1=0,45 1О 'з см дает Ь-0,45 10 'з см. Относительно большое (по сравнению с величиной Ь) расстояние между нуклонами в ядре (примерно 2 1О 'з см) указывает на существование сил, препятствующих сближению частиц до размеров плотноупакованной системы, т.
е. позволяет высказать предположение о том, что ядерные силы на очень малых расстояниях между нуклонами являются силами отталкивания (см. рис. 339, б). б. ФАЗОВЫЙ АНАЛИЗ (р — р)-РАССЕЯНИЯ. ПОЛЯРИЗАЦИЯ ПРИ РАССЕЯНИИ. СПИН-ОРБИТАЛЬНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ В э 83 было показано, что для бесспиновых частиц — "(О)=!У(О)~з=1,'„(21+1)' "" 'г,( О), (86.11) с1й 1,„о к т. е. что точное знание фаз б, дает возможность построить Йт теоретическое выражение для — (О). К сожалению, обратная Ий вЬ задача неоднозначна.
Из экспериментального значения — (О) з1й фазы могут быть найдены лишь в случае л-рассеяния (см. э 83, п. 2), когда от выражения (86.11) остается только (О) = а = )~з з|п або, Йт е вов1п бааз з вой й (86.12) с1а В общем случае из — (О), измеренного при' л значениях ~акоп углов О, получается и фазовых наборов для и фаз, одинаково хорошо согласующихся с экспериментальной кривой. Если сЬ измерять — (О) при т значениях угла О, где лз>н, а л=сопн1, Йй то количество решений будет уменьшаться и в принципе (при в Как показывает фазовый анализ (см. п.
5), вклад а сечение от 'дз-волны составлает всехо около 1Овлв. Л Вб. Нуклнн-нуклоннме взаимодействия яри ткъ 100 йззВ 77 Рис. 341 Рис. 342 абсолютно точном знании с/ст/сЯ для всех углов) может сократиться до двух, одно нз которых выбирается сравнением с кулоновским рассеянием. Однако это верно только для рассмотренного случая рассеяния бесспиновых частиц.
Нуклоны же имеют спин я=1/2. Таким образом, ин ормация о фазах, Гйт которая может быть получена из ~ — (6), недостаточна эксп для фазового анализа (/т'-зт')-рассеяния. Добавочную информацию об относительной роли разных состояний (л, р, в/ и т. д.) в процессе рассеяния можно получить из рассмотрения поляризации при рассеянии. Рассмотрение задачи о поляризации при рассеянии двух частиц со спинами я, =аз=1/2 слишком сложно, чтобы его можно было сделать наглядным. Поэтому мы ограничимся более простой задачей о рассеянии частицы со спином в, =1/2 на бесспиновом тяжелом* центре (я,=О). В конце рассмотрения будут указаны особенности, которые следует учесть при решении точной задачи.
Предположим, что пучок неполяризованных частиц со спином я= 1/2 энергией То и плотностью потока Жо рассеивается на бесспиновом центре (рис. 341). Выделим из числа рассеянных частиц те, которые летят под полярным углом (6, О+ЬО), и ограничимся азимутальнымн углами гр=О и ср=п. Назовем рассеяние под полярным углом О и азимутальным утлом гр=О рассеянием налево, а под углами 6 н <0= я — рассеянием направо.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
