mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 8
Текст из файла (страница 8)
Угловое распределение медленных рассеянных нейтронов в с.ц.н. сферически-снм- 1 Ыо(В) метрично —,=сопаг ~ с1а' р„=рисовВ; Т„= Т соззО;( еир ели Бзп 8' Тр Ти езл О, где р„и ҄— соответственно импульс и кинетическая энергия рассеянного нейтрона; р и Т вЂ” соответственно импульс и кинетическая энергия протона отдачи; ри — начальный импульс нейтрона; Ти †начальн кинетическая энергия нейтрона. В первых двух методах изучалось распределение угла з1з между направлением падающего нейтрона и направлением образовавшегося протона отдачи.
Изучение углового распределения этим методом показало, что число рассеянных нейтронов в л.с.к., приходящихся на единицу телесного угла, пропорционально сов О: Ыхт(0)/НО=А сов О. (84,3) Прн исследовании энергетического распределения протонов отдачи в ионизацнонной камере оказалось, что это распределение имеет равную вероятность для всех возможных энергий протонов от О до Ти, где Ти — начальная У энергия падающих нейтронов (рис. 315). Легко видеть, что равномерное распределение протонов отдачи по энергиям эквивалентно закону созО для углового распределения рассеянных нейтронов.
г Действительно, с учетом телесного угла закон соаВ для л.с.к. должен быть записан следующим образом: йод-созО з(пВИО 4ь(из 8)-е)Тр/ Ти. (84 4) Это означает, что функция распределения по энергии равняется константе. Таким образом, все опыты, в которых изучалось (л — р)- рассеяние, независимо от того, производилось ли непосредственное исследование углового распределения протонов отдачи илн снимался их энергетический спектр, приводили к одному и тому же результату: угловое распределение рассеянных нейтронов в л.с.к, описывается законом соэВ.
Так как для рассеяния частиц с равнымн массами справед- ливо соотношение (84.1), то, заменив в выражении (84.4) 0 на 0', получим З 84. Нуклоьиуклоииые взаимодействия ори Т<20 Мзв 39 Согласно квантовой механике это означает, что рассеяние происходит только с 1=0, т. е. что уже при ! 1 параметр удара р, =2.)а (а †ради ядерных снл), где Х в е.ц.и.
(см) 9 10-зз /Т (Т берется в л.с.к. и выражается в МэВ). Для Т=20 МэВ получаем а<2.10 'з см. (84.7) Таким образом, опыты по (и-р)-рассеянню дают возможность оценить верхнюю границу радиуса действия ядерных сил.' Эту оценку мы использовали в 9 82 для получения к ""' н 2. ДАЛЬНЕЙШИЙ АНАЛИЗ (и — р)-РАССЕЯНИЯ ПРИ МАЛЫХ ЭНЕРГИЯХ, СПИНОВАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ЯДЕРНЫХ СИЛ Кроме углового распределения в опытах по (л-р)-рассеянию была получена зависимость сечения рассеяния от энергии. Сечение вт для нейтронов данной энергии Т может быть найдено измерением убывания интенсивности У нейтронного пучка, на пути которого поставлен рассеиватель с толщиной х и концентрацией ядер п, Измерив отношение у/уо — — ехр(-лох) прн разных энергиях падающих нейтронов, можно получить зависимость сечения от энергии а(Т). Совокупность таких опытов, проведенных в разйое время, дала результаты, изображенные на рис. 31б сплошной кривой (справа вверху отдельно показан ход сечения в области больших энергий).
Результаты эксперимента могут быть сопоставлены с теоретической формулой (83.31), из которой следует 5 10 зл 2,22+ Т12 (84.8) где Т вЂ” в МэВ; лт„.о — в смз. Сопоставление с о,„,„(рис. 316) показывает, что теоретическое сечение (штриховая кривая) в области энергии Тс. 1 МэВ идет значительно ниже экспериментального. Наблюдающееся расхождение объясняется тем, что при получении формулы (83.31) неявно предполагалась независимость ядерных снл от взаимной ориентации спинов нуклонов, 40 Гяова Х14'.
Ну«ям«ну«вон«ые вэоимодеяетви«нри «ихних энергиях 0,10 г"оме 0 1 10г яй 3 ! о„-— т И + 1! ЛИ'+Т)2 !Лиг!+Т!2 (84.9) Эта формула удовлетворительно передает экспериментальную кривую на рис. 3!6 в интервале энергий нейтронов 1! 0(Т„( ! МэВ, если принять !ЛИ'1=0,07 МэВ. Казалось бы, такое совпадение говорит о том. что кроме 11 дейтрона с энергией связи 2!Й'=2,22 МэВ существует еще одно ядро эН с нулевым спином и очень малой энергией связи 2!Й'=0,07 МэВ. Однако это неверно. Дело в том, что по своей структуре (сечение положительно) формула (84.9) требует, 1! чтобы в качестве ЛИ' в ней стояло обязательно положительное 1! значение !ЛЙг!.
между тем физический смысл энергии связи 1! 1! имеет только ЬЙг)0. Значение же ЛИ'<О вообще не имеет 0,10 говне в связи с чем казалось, что Ф в качестве потенциальной ямы можно взять хорошо изучен- 20 ную яму из дейтронной за- г дачи. Но спины нуклонов 1$ 1 в дейтроне параллельны, а в опытах по изучению 10 0 0 10 10 00 (и — р)-рассеяния могут быть т мав как параллельны, так н ан- 0 типараллельны (неполяризованные пучки н мишени). Рао. хождение эксперимента с теорией означает несправедлиРис. 3!б вость предположения об отсутствии спиновой зависимости ядерных сил. Для учета обоих спиновых состояний взаимодействующих 11 1! нуклонов (лр и лр) и их статистических весов 21+ ! (3 и ! соответственно) была предложена более общая, чем (83.3!), формула: З В4. Нуклан-нукланном взаимодействия ари т<20 Мзл 41 3 1 о=я г+ ьг+ ьг+ (84.10) Точность этой формулы такова же, как н формулы (84.9), В пределе прн й 0 о„р = я (За ог+ асов), (84.11) Если считать, что ао,=4,32 10 'э см, то для совпадення гг„р с о'„",,"=20.10 госмг надо принять ~)ао,~яз24.10 'э см.
Формула (84.11) не дает возможности определить знак ао, для сннглетного состояния. Поэтому без дополнительного аналнза нельзя установить, является сннглетное состояние связанным нлн нет'*. Ответ на этот вопрос был получен прн рассмотрении опытов по рассеянню нейтронов на молекулярном водороде. 3, РАССЕЯНИЕ НЕЙТРОНОВ НА ОРТО- И ПАРАВОДОРОДЕ Известно, что молекулярный водород в нормальном состоянии состоит нз молекул двух типов: с параллельно (ортоводород) н антнпараллельно (параводород) направленными спинами обоих протонов молекулы.
' условно можно говорить о том, что значение Ляг<0 яараатеризует сгепеяь недостаточности глубины Го потенниальиой виы (т. е. величину разности Ьг'= Ко ' — Го), для того чтобы в ней могло существовать связанное состояние. Раньше о;-талой яме с глубиной )го<ро и Ь)К<0 говорили, что она имеет виртуальный уровень.
*' Другими словами, без дополнительного анализа нельзя исключить возможность существования а природе очень слабо связанного (поэтому трудяо наблюдаемого) ядра гН с нулевым спияом. фнзнческого смысла*, хотя н для него формула (84.9) столь же хорошо аппрокснмнрует экспернментальную кривую.
По этой причине параметр Л'гг' неудобен для интерпретации полученного результата. Более удобным параметром является введенная выше длнна рассеяния ао, которая всегда имеет определенный физический смысл. Напомннм, что для потенцнала притяжения наличию связанного состояния соответствует ло > О, а его отсутствию ао < О. В соответствии с (83.33) н по аналогии с (84.9) сечение рассеяния медленных нейтронов на протонах можно выразить через трнплетную ао, н сннглетную ао, длины рассеяния: 42 Глава Х/К Нуклон-нуклонние взаимооеясниия кри низких знергияк Из квантовомеханических соображений (антисимметрия волновой функции Чзн относительно перестановки двух протонов) следует, что ортоводород может существовать только в состояниях с нечетным вращательным моментом (з'=1, 3, ...), а параводород — с четным Ц=О, 2, ...). Подсчет показывает, что энергия низшего состояния (/=1) для ортоводорода на 0,015 эВ выше энергии низшего состояния (1=0) для параводорода, Столь небольшое отличие не сказывается на соотношении молекул тогО и другого вида при высоких (например, комнатной) температурах.
Поэтому соотношение молекул орто- и пара водорода в газообразном водороде определяется их спинами (соответственно 1 и О) и равно (аЬ/вдл),к„1 ао,— ао, ') ' (4о(ак?)„,р, + 1,аоз+ Заос/ (84.13) где ао, и ао,— соответственно сннглетная и триплетная длины рассеяйия. Легко убедиться в том, что прн значениях ао, и ) ао,), близких к приведенным в (83.28) н (84.11), д очень чувствительно к знаку ао,.
При положительном знаке ао, значение ут1, а при отрицательном — в десятки раз больше. Первый опыт по определению у был сделан Халперном (21+ 1),о„:(21+ 1), = 3: 1. (84.12) Однако при достаточно низкой температуре (около 20 К), когда большинство молекул орто- и параводорода будут находиться в своих низших состояниях, должно наблюдаться превращение молекул ортоводорода в молекулы параводорода. Это превращение при обычных условиях идет очень медленно, но может быть ускорено прибавлением вещества с парамагнитными атомами (которое способствует переворачиванию спина одного нз протонов молекулы).
Благодаря этому жидкий водород можно получить как в виде смеси орто- и параводорода, так и в виде чистой парафазы. Поскольку для очень медленных нейтронов (около 0,002 эВ) длина волны много больше расстояния между протонами в молекуле (примерно 0,75 А=0,75.10 'о м), рассеяние обоими протонами будет когерентным, причем (в случае существования спиновой зависимости ядерных сил) интерференцнонный эффект должен быть различен для орто- и параво« дорода. Расчет отношения сечений рассеяния на орте- и параводороде дает 1' 84. Нгклнн-нтклттые вэнэкээвдвгнтвээч нри Т<2д Мэл 43 в 1937 г.
Более точный опыт был поставлен Сэттоном БН в 1947 г, Схема опыта Сэттона изображена на рис. 317. Здесь ЬΠ— пучок быстрых Рнс. З!т нейтронов от циклотрона; ПЗ вЂ” парафиновый замедлитель, охлаждаемый жидким кислородом; Н,— камера с водородом; Д вЂ” детектор, окруженный окисью бора ОБ. В опыте измерялось полное сечение рассеяния нейтронов при комнатной температуре, когда соотношение орто- и парафаз равно 3:1, и при температуре 20 К, когда преобладает (99,9вэв) парафаза. Измерения позволили получить отдельно сечения рассеяния на орто- и параводороде, которые действительно оказались существенно различными: (э!гт/ Щ,н,.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
