mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 16
Текст из файла (страница 16)
* Большая масса рассеиваюшего центра нуина лля того, чтобы энергия частицы при первом и втором рассеяниях оставалась приблизительно неизменной. 73 Глоаи ХТе. Нуклон-нуклонние взаимодейенмил нри виеокик онергшт 1 ! Т ветственно М„=Ф„+Ф„где Ю„<Ю„ Из симметрии рисунка (и рассуждений) относительно левого 1 и правого рассеяний по количеству Мо и Мо, углу рассеяния 8, энергии частиц и орбитальному моменту следует 1 1 1 1 )1Т,=У, н Ж„=У„ (86,13) т.
е. М,=Ю„. (86.14) Относительное превышение в пучке числа нуклонов со спином «вверх» над числом нуклонов со сп ином «вниз» назовем поляризацией Р. В первоначальном пучке содержится равное количество нуклонов с различной ориентацией спина: 1 Лто = л в о = тУо /2. Поэтому поляризация первоначального пучка Р»=0. Поляризация пучка, рассеянного налево, Т Т Т Жю "Та ТТТ» е' л То Ф„+ ТУ„ (86.15) Орбитальный момент количества движения 1, связанный с рассеянием налево, изобразим двойной сплошной стрелкой, смотрящей вверх, а рассеянием направо — двойной штриховой стрслкой, смотрящей вниз.
Очевидно, что если сутцествует спин-орбитальная зависимость ядерных сил (а ее существование мы имеем основание предполагать из рассмотрения модели ядерных оболочек), то рассеяние нуклоиов с разной ориентацией спина должно быть различным. Если (1'1'Тя)-взаимодействие сильнее, чем (111,я)-взаимодействие, то из первоначального пучка в рассеянный будет переходить больше нуклонов со спинами, ориентированными параллельно орбитальному моменту (т. е. вверх для рассеяния налево и вниз для рассеяния направо), чем антипараллельно (рис. 342). Обозначим поток нуклонов, рассеянных налево, Ф„, а направо — )тт, и будем отмечать направление ориентации спина Т 1 стрелкой над буквой.
Тогда У„=ту,+М„, где Лт,>М„, и соот- З Вб. Нуклон-нуклоннме взаимодействия нри ткн!00 МэВ 79 а направо с з з з Ф„- Ф„Ф вЂ” У Р,— — — Р. Х„+ Уэ (86.16) Поляризация пучка Р(О) является новым экспериментальным параметром, отражающим свойства ядерного взаимодействия в функции от угла рассеяния, орбитального момента и энергии частиц. Однако из-за зн'„=М, этот параметр нельзя измерить сравнением интенсивности левого и правого пучков, получающихся после первого рассеяния.
Легко видеть, однако, что после визового рассеяния интенсивности левого и правого пучков станут различными (см. рис. 342): Ф„,ФМ„, и Ф„,вне Используя формулы (86.15) и (86,16), легко показать, что асимметрия е второго рассеяния Ф„,+У Рг (86.18) Измерив е при разных углах О (и разных энергиях Т), получим новый экспериментальный параметр рассеяния Р(О, Т), 6Ь Величина Р(О), так же как и — (О), определяется суммарным вкладом большого числа разных состояний, соответствующих различным 1.
Поэтому задача выяснения конкретного вклада в Р(О) отдельных состояний неоднозначна [подобно тому, как неоднозначна задача получения фазового набора из анализа ~„(О) 1. Гйт Но совместное рассмотрение ~ — (О)~1 н [Р(О)),„,„по~энск зволяет резко сократить число возможньзх решений (до двух). Для полной однозначности решения нужна добавочная информация (тройное рассеяние, учет фазы кулоновского рассеяния). Напомним, что проведенное рассуждение справедливо для простейшего случая рассеяния нуклона на бесспиновом центре (В,=О). В реальном случае (У вЂ” Ф) рассеяния обе взаимодействующие частицы имеют спин в=1/2, что в значительной степени осложняет анализ.
Взаимодействие двух нуклонов может происходить как при аз+аз=О, так и при в, +аз=1, ВО Глоко ХК Нуклок-луклоккые еэииглодейстаич кри высоких энергиях гз гро что дает для !+в значения 1+1 1 и 1 — 1. В результате даже при 1< 2 надо учитывать пять фаз: 8(эхо) 8 (зро), 8('р ), 8(')э ) и 8 ('А), а для л(эР) (и — Р)-РассеЯниЯ вЂ” -еще пЯть 8(зхг), гр 8(з,г ) 8(з,г ), 8(з 1 ) Ясно, что для выявления хода р столь большого числа фаз нужна весьма обширная экспериментальная информация.
Ее получили из -~4 опытов по изучению тройного рас- сеяния при разных взаимных ори~о к(зо) ентациях плоскостей рассеяния и различных поляризациях пучка. При анализе результатов учитываи р,з р,г р„т рв й„г гав лась относительная поляризация нуклонов. Так, определение поляризации обоих нуклонов позволяет Рнс. 343 различать два сферически-симмет- ричных состояния; 'зо и 'ро, которые отличаются взаимной ориентацией спинов (антипараллельные — для 'уо-состояния и параллельные — для ро). Всего для однозначного фазового анализа в области энергий То<300 МзВ надо проводить пять независимых экспериментов.
В области энергий Т )300 МэВ, где становится возможным неупругий процесс рождения н-мезонов, фазы комплексны и минимальное число независимых опытов, которые необходимо выполнить для определения фаз, возрастает до девятио. На рис. 343 показаны результаты фазового анализа для ( р — р)-рассеяния в интервале энергий 0 < Т, < ббО МэВ. Их рассмотрение позволяет сделать следующие выводы: а) фаза 8(ххо)-+0 при Т- О. Согласно (83.29) это означает, 1 что по= — <О, что соответствует отсутствию связанного и с18 оо состояли~ в 'хо-состоянии; б) при Тр -— 200 —:250 МэВ фазы Ь('хо) и 8(~ро) переходят через нуль, что свидетельствует об отталкивательном характере ядерных сил на очень малых расстояниях [ср.
формулу (84.23)]; в) вклад от р- и Ф-волн при Тох10 МэВ очень мап по сравнению с вкладом от з-волны, в результате чего наблюда- " Число опытов моэхет быть уменьшено при использовании поляризованных мишеней. Сами опыты при этом упрощаются (изучение двойного рассеянна поляризованных частиц эквивалентно исследованию тройного рассеяния неполяризованных). З оо. Нуклон-нуклоннме аэаимооейеэнвнн нун тн)400 йээв 81 ется сферическая симметрия, обусловленная л-волной (и частич- но 'ра-волной). В этой области энергии П н~н — =Хнэн (!О МэВ) 80 мб=8 10 ~~ ем~, 4я Ж а экспериментальное значение — (10 МэВ) ъ (50 —: 60) мб = Ж1 =(5 —:6) 10 ~~ см сХнэ н (10 МэВ) и никакого противоречия, отмеченного в п.
4, нет. В области более высоких энергий, где вклад разных фаз сравним между собой, сферическая симметрия есть результат «благопзпиятного» наложения многих фаз (а не одних только 'ха- и ра-состояний); г) вклад а(-волны в сечение очень мал даже по сравнению с р-волной (о з)в~6); д) фазы Б('ра), Ь('р,) и 8('р,) при изменении энергии ведут себя существенно различно.
Это указывает на наличие спин-орбитальной зависимости ядерных сил 1потому что нижний индекс 8(р) фазы определяет взаимную ориентацию ! и а). Таким образом, как мы и предполагали в Э 84, п. 4, потенциал ядерного взаимодействия действительно должен быть дополнен еще одним, четвертым членом К, (у) (Ь), который характеризует зависимость ядерных сил от скорости. б. ФАЗОВЫЙ АНАЛИЗ (и — р)-РАССЕЯНИЯ, о„'„'"а (О) Фазовый анализ (л — р)-рассеяния дополнительно осложняется тем, что оно может происходить в двух изотопических состояниях (Т=1 и Т=О). Однако если считать, что в соответствии с принципом изотопической инвариантности (л — р)- рассеяние при Т=1 тождественно (р-))-ассеяниюю, то задача выделения чистых изотопических состояцнй может быть решена сравнительно просто. Покажем, как это можно сделать для сечения.
Представим амплитуду (л — р)-рассеяния на угол 0 в виде суммы изотопически чистых амплитуд: (86.19) где индекс при у указывает значение изотопического спина, а 1/ /2 — нормировочный множитель. В соответствии с обобщенным принципом Паули 1;(О) н А(0) имеют различный аа Глава ХУ.
Нуклогг-иуклогигые взаилгодедеиыии ири высокие зиергикк характер симметрии пространственной части волновой функции (так как при заданном спине в четность орбитального момента определяется значением изоспина Т). Тогда для угла рассеяния (я — 6) ткр(л — В) = — ( тз (и — 6)+то(п — 6)) 1 /2 — (Д (0)-то(0)), если тз четная; П (86.20) — (то(6) — Л(0)), если А четная.
1 /2 Соответственно сечения рассеяния иа углы 0 и к — О будут равны а„р(0)=$~Ур(0)1 ($Л(0)1 +!Хо(0)1 +2Ке~Д,(В)Д(ВЦ); а„„(л — О) = Кр(Я- 0) ~' =- (! 1; (0)! '+ !Л (О)! ' — 2Ке(Л (6)Д(ОЦ), з откуда получаем а„,(0)+а„,( -6)=у,(6)~з+~А(6)~з=а„,(6),=,+а„,(В)„„ или, полагая а„(0),,=а„(6), имеем ат'-о (6) = а.р(6)+ акр(к — 6) — акр(0). (86.21) На рис. 344 приведены результаты фазового анализа для (и — р)-рассеяния при Т =О. В этом случае в соответствии с обобщенным принципом Паули (см.
(84.28) ] в области относительно невысоких энергий должны проявляться фазы 8(зз ) 8(зд ) 8(зе() 8(зг ) и Ь( Из). Наиболее выразите'врв 1тдд льно поведение фазы Б(зз,)е тгд которая в отличие от фазы' дд Б('зо) стремится к 180" нри Г- О. Согласно (83.29) это соФд зя ответствует положительной ' зя длине рассеяния ао > О, т. е. д гдд ддд т гззв наличию связанного состояния ' зя~ в (л-Р)г о-системе. - од В настоящее время фазо. Рие. 344 вый анализ нуклон-нуклонного у 86. Нуквон-нуклонныв вэонмодвйсэнвик нун Тн) ИО Мэо 83 рассеяния доведен приблизительно до 3 ГэВ.
Он подтверждает заключение о наличии ядерного отталкивания на малых расстояниях. 7. (и — и)-РАССЕЯНИЕ ПРИ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЯХ Экспериментальные данные о (и — и)-рассеянии можно получить из сравнения результатов исследования (и-ф- и (и — р)- или (и — в(1-, (р — в1)- и (р — р)-рассеяния. Идея первого сравнения заключается в выделении (л — и)-рассеяния по схеме пв1-пр =лр+пп-лр= пи. Во втором случае можно получить данные о (л-п)-рассеянии по схеме пй — рва= лр+ пп — рп — рр = пп — рр, Возможность такого выделения обьясняется тем, что дейтрон является слабосвязанным ядром.
Первые результаты были получены в 1956 г. в Дубне группой сотрудников во главе с В. П. Джелеповым. Было показано, что при Т„ =300 и 590 МэВ в!а„„= вЬвр+ (10 —: 20)'А. В 19б5 г., сравнив а „а, и арр при Т„=500 МэВ, В. П. Джелепов и сотрудники получилй а,„— а (1,5+ 2,8) мб о „(33,4+0,4) мб Таким образом, с точностью до погрешностей эксперимента а =а„. 8.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
