1626435893-691da8e1223766775fc277661dcb4565 (844331), страница 13
Текст из файла (страница 13)
1. ИЗУЧЕНИЕ РАССЕЯНИЯ БЫСТРЫХ НЕЙТРОНОВ НА ЯДРАХ Достаточно точно можно определить радиусы ядер при изучении взаимодействия быстрых нейтронов с атомными ядрами. Вероятность взаимодействия в ядерной физике характеризуется эффективным сечением ст, которое для быстрых нейтронов определяется следующим образом.
Пусть М вЂ” поток нейтронов, падающих на 1 ем~ тонкой мишени (т. е. такой, что ядра мишени не перекрывают, не затеняют друг друга, рис. 27, а). Тогда эффективное сечение взаимодействия нейтрона с ядром определяется как ст=(ЬА1ЧпЮ~, (4. 1) ил где ЫЮ вЂ” число взаимодейстб вий; п †концентрац ядер в мишени; Ь вЂ” толщина мишени. Из выражения (4.б) следу- 0~ ет, что относительная доля а1 ЖЧ/Ф провзаимодействовай ) х вших нейтронов равна относительной доли площади мишени сьз=стпб, занятой всеми Рис.
22 я 4. Радиус ядра 6! ядрами, если приписать сг наглядный физический смысл площади поперечного сечения ядра. В случае толстой мишени плотность потока изменяется с глубиной х, и для оценки числа нейтронов, прошедших через мишень, очевидно, надо составить дифференциальное уравнение для некоторого тонкого слоя мишени Ых на глубине зя ЫФ= — У(х)иос(х. (4.2) Здесь Ф(к) — число нейтронов, дошедших до слоя мишени на глубине х; с(х — толщина слоя (рис. 27, 6). Решение уравнения (4.2) получается в виде М(х) = Уи ехр ( — и сух), (4.3) где Фа †первичн поток нейтронов. Таким образом, для определения сечения взаимодействия быстрых нейтронов с ядрами достаточно измерить в специальном опыте ослабление интенсивности пучка нейтронов Х(Ь)/Уи при прохождении его через мишень толщиной б: ст= -1и [Ф(б)/Фд1/(иб). (4.4) Чтобы получить радиус ядра, надо выразить о через Я. На первый взгляд кажется, что эффективное сечение сс, имеющее физический смысл площади сечения ядра, должно быть равно яЯЯ.
Это было бы действительно так, если бы взаимодействие быстрых (Т„=10 МэВ) нейтронов с ядрами ограничивалось рассмотренным выше неупругим рассеянием. Однако в действительности для быстрых нейтронов существует еще один процесс взаимодействия — упругое дифракционное рассеяние дебройлевской нейтронной волны на ядрах (подробнее см. з 44). Эффективное сечение этого процесса также равно яЯ~. Таким образом, суммарное эффективное сечение взаимодействия быстрых нейтронов с ядрами о=2яЯ' (4.5) Поэтому из опытов по ослаблению пучка нейтронов можно получить сведения о радиусе атомных ядер мишени.
Были проведены опыты с нейтронами, имеюпшми энергию 14 и 25 МэВ. Они дали для радиуса ядер значение я „1 из где си=1,4 10 "см. Аналогичный результат получен в опытах по изучению рассеяния нейтронов с энергией 90 МэВ (ги —— 1,37.10 сз см). Несколько меньшее значение (ги = 1,28 1О " см) найдено 62 Тяава Х Свойства стабияьны» ядер и ядерныя сия в опытах по изучению поглощения ядрами очень быстрых нейтронов (Т„=1,4 ГэВ).
Таким образом, методы определения радиусов атомных ядер, основанные на изучении их взаимодействия с нейтронами, приводят к следующему результату: Я Апз где го — — (1,3 —:1,4) 1О "см. 2. ИЗМЕРЕНИЕ РАССЕЯНИЯ БЫСТРЫХ ЭЛЕКТРОНОВ НА ЯДРАХ Длина волны де Бройля для электронов с энергией Т,»т,сг равна: 6 6с 6 62,10 -гг 3,!Ого 1 24 1О -го р Т, 1,6.10 вТ, Т, (где Х вЂ” в см, Т,— а МэВ) и уже при Т,=!00 МэВ становится сравнимой с размерами атомных ядер. Поэтому из опытов по упругому рассеянию быстрых электронов на ядрах, а нменйо по результатам углового распределения рассеянных электронов, можно получить представление о радиусе атомного ядра. Опыты были сделаны с электронами, ускоренными на синхротроне до энергий в несколько десятков (в первых опытах) н несколько сот (в наиболее точных опытах Хофштадтера) мегаэлектрон-вольт.
Результаты опытов сравнивались с расчетами, произведенными с помощью уравнения Днрака в предположении о равномерном распределении заряда в ядре с разными радиусами. Оказалось, что наилучшее совпадение фОрМуЛЫ яг ГОА "З С рЕЗуЛЬтатаМИ ОПЫТОВ ПОЛузастея Прн разных значенйях го для различных ядер (от 1,32 10 'з см для воСа до 1,18 10 'з см для гогАц). Таким образом, опыты по изучению рассеяния быстрых электронов дают значения радиуса ядра Я .
1Цз где го — — (1,2 —:1,3) 10 'з см. 3. СРАВНЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ Сравнение результатов, полученных разными методами, подтвердило правильность предположения о приблизительно сферической форме ядра, радиус которого равен: Я . 1пз э" 4. Радиус ядра 63 Однако коэффициент го в разных методах получается несколько различным: го — — (1,2+1 5) 10 гз см. Перечисленные выше пять способов определения радиуса ядра дают для го соответственно следующие значения: 1) (1,45 — 1,5) 10 ы см (анализ и-распада); 2) 1,2 1О )з см (полуэмпирическая формула); 3) 1,2.10 'э см ()с-атом); 4) (1,2 — 1,3) 10 ~ см (быстрые электроны); 5) (1,3 — 1,4) !О гз см (быстрые нейтроны).
Если учесть, что значение го =(1,45 †: 1,5) 1О " см, найденное из анализа оо-распада, по понятным причинам (см. ~ !7, п. 5) несколько завышено, то все же остается некоторое расхождение междзч значениями го=(1,3 —:1,4);1О 'з см и го=(1,2ис1,3) 1О ' см, полученными достаточно 'точными методами.
По-видимому, это несоответствие можно объяснить следующим образом. При исследовании электромагнитных свойств ядра (излучение р-атома, рассеяние быстрых электронов и др.) результаты опытов сопоставляются с расчетами, сделанными в определенных предположениях о радиусе сферы Я, в пределах которой распределены нуклоны (точнее, протоны). Поэтому при исследовании электромагнитных свойств ядетп из опыта получается значение радиуса ядра (Я-1,2 1О ' А'" (Я вЂ” в см)) именно в этом смысле. В опытах по рассеянию быстрых нейтронов на ядрах исследуется ядерное взаимодействие нейтронов с ядром.
Поэтому в таких опытах измеряется не радиус ядра, а несколько большее значение радиуса области ядерного взаимодействия. В связи с этим иногда говорят об «электрическом» и ядерном радиусах атомного ядра. В заключение заметим, что высокая точность современных опытов по исследованию рассеяния ' быстрых электронов (Т,> 500 МэВ) на ядрах позволяет не только определить средние размеры области, занятой протонами, но и оценить распределение плотности заряда по ядру.
Оказалось, что экспериментальные результаты лучше всего согласуются не с равномерным распределением заряда в ядре, а с распределением вида Ро !+ехр((с — Яо)!о1 (модель Ферми). Согласно этой формуле плотность заряда постоянна внутри ядра и плавно убывает к нулю вблизи его 64 Глава Ь Свойетви етабильиых ядер и ядерных сил Р/Ро ЬО 0,0 границ (рис. 28). /1а определяет расстояние от центра ядра до места, где плотность заряда падает вдвое, а 6-0,55 фм — скорость убывания плотности заряда с расстоянием от центра ядра. Опыт показывает, что для всех исследованных ядер Я„= 1,08 х х 10 "А из (11 — в см).
Спад плотности заряда (от 0,9 рй до О,! ро) происхолит на одинаковых расстояниях ы см), так что область постоянной плотности уменьшения У, сокращается и при У < 6 0,0 Рис. 28 для всех ядер (л/=4,46=2,4 10 заряда по мере исчезает совсем. 9 5. Спин и магнитный момент нуклонов и ядра 1. ИСТОРИЯ ВОПРОСА Представление о спине и магнитном моменте ядра было введено для объяснения сверхтонкой структуры спектральных линий по аналогии с тем, как были введены спин и собственный (спиновый) магнитный момент электрона для объяснения тонкой структуры. Как известно, тонкая структура оптических спектров объясняется взаимодействием спинового магнитного момента электрона р, с магнитным полем Н,, создаваемым орбитальным движением электронов в атоме.
Энергия взаимодействия (5.1) а=1/2 (в постоянных Планка 6); р,=ей~2ел,с=И =9,27 10 мэрг/Ге=9,27х х10 вДж/Тл (магнетон Бора); !=О, 1, 2 .:. (в постоянных Планка Ь); Н~=/Мв (5.2) Впоследствии значения спина л и спинового магнитного момента электрона р, были получены теоретически в результате несколько различна при разных ориентациях р, относительно Ни Число ориентаций 20+1 определяется спином л. Количественное согласие этой схемы с экспериментом. получается при следующих значениях механических и магнитных моментов электрона: у 5. СПим н магнитный момент нукяоное н ядра 65 рассмотрения релятивистского квантовомеханического уравнения Дирака для электрона (см.
9 100). Тонкая структура спектральных линий определяется взаимодействием магнитных моментов всех внешних (валентных) электронов с магнитным полем атома *-. Особенно простая картина взаимодействия получается для атомов с одним внешним электроном. В этом случае имеются только две (2д+1=2) оРиентации (в, относительно Нн т. е. наблюдаетсЯ расщепление спектральных линий на две близкие линии. Типичным примером тонкой структуры такого простейшего типа является расщепление линии 13 натдия на две линии с длинами волн 5890 и 5896 А 11А=10 м), Обычно в атоме имеется не один, а несколько внешних электронов, вносяших вклад в момент количества движения и магнитный момент атома.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
