Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка):
Подсчет показывает, что энергия низшего состояния (j— 1) для ортоводорода на 0,015 эВ выше энергии низшего состояния (/=0) для параводорода. Столь небольшое отличие не сказывается на соотношении молекул тогр и другого вида при высоких (например, комнатной) температурах. Поэтому соотношение молекул орто- и параводорода в газообразном водороде определяется их спинами (соответственно 1 и 0) и равно
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 из 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 "10 м), рассеяние обоими протонами будет когерентным, причем (в случае существования спиновой зависимости ядерных сил) интерференционный эффект должен быть различен для орто- и параводорода.
Расчет отношения сечений рассеяния на орто- и параво-дороде дает
где a0s и а0( — соответственно синглетная и триплетная длины рассеяния. Легко убедиться в том, что при значениях a0t и \a0s\, близких к приведенным в (83.28) и (84.11), q очень чувствительно к знаку а0а. При положительном знаке a0s значение qssl, а при отрицательном — в десятки раз больше.
Первый опыт по определению q был сделан Халперном
(2/+1)орто:(2/+1)пара = 3:1.
(84.12)
(84.13)
§ 84. Нуклон-нуклонные взаимодействия при Т< 20 MiB
43
в 1937 г. Более точный опыт был поставлен Сэттоном в 1947 г. Схема опыта Сэттона изображена на рис. 317.
н2
а АП6
ПЗ
3 М
Здесь БН—пучок быстрых Рис. 317 нейтронов от циклотрона;
ПЗ—парафиновый замедлитель, охлаждаемый жидким кислородом; Н2 — камера с водородом; Д—детектор, окруженный окисью бора ОБ.
В опыте измерялось полное сечение рассеяния нейтронов при комнатной температуре, когда соотношение орто- и па-рафаз равно 3:1, и при температуре 20 К, когда преобладает (99,9%) парафаза. Измерения позволили получить отдельно сечения рассеяния на орто- и параводороде, которые действительно оказались существенно различными:
(da/dQ)opio^30(daldn)napa. (84.14)
Это различие еще раз указывает на спиновую зависимость ядерного взаимодействия, а также приводит к заключению об отрицательном знаке у a0s, т. е. об отсутствии у синглетной
(и—р)-системы связанного состояния. Для более количественных
выводов необходимо дополнительное рассмотрение вопроса.
В предыдущем рассмотрении мы по существу опирались только на olpe" при малых Тп, где работает приближение длины рассения
Arctg50=-l/fl0. (84.15)
Это приближение дает удовлетворительное совпадение с экспериментом при Т„^\ МэВ. Для более высоких энергий это приближение становится непригодным (атеор<аэксп). В этом случае достаточно хорошим приближением является приближение эффективного радиуса
-Arctg 50 = —-^2г,ф. (84.16)
Эффективный радиус гэф имеет физический смысл среднего расстояния между нейтроном и протоном в процессе их взаимодействия. Его величина не зависит от формы потенциальной ямы (но, конечно, зависит от ее глубины). Поэтому приближение эффективного радиуса можно применять для простейшего потенциала—прямоугольной ямы. В этом приближении вместо формулы (84.10) для сечения, (п—р)-рассеяния при /=0 теперь следует писать
44 Глава XIV. Нуклон-нуклонные взаимодействия при низких энергиях
С
а = п <
-А- (84.17)
Формула (84.17) хорошо аппроксимирует экспериментальное сечение примерно до 10 МэВ. Интерпретация опытов по измерению а3,"" и о с помощью формулы (84.17) позволила получить следующие уточненные значения длин рассеяния и эффективных радиусов для триплетного и синглетного (и — /^-взаимодействия:
Изучение рассеяния нейтронов на свободном и молекулярном водороде позволяет сделать важный вывод о спиновой зависимости ядерных сил. Нейтрон и протон с параллельно направленными спинами взаимодействуют настолько сильно, что образуют связанное состояние с энергией связи т т
А 2,22 МэВ. При антипараллельных спинах нейтрон и протон взаимодействуют значительно слабее. В этом случае связанного состояния нет, а существует только виртуальное состояние (рис. 318, случай а соответствует более сильному взаимодействию, чем случай б).
В связи с этим при описании ядерного взаимодействия мы уже не можем ограничиваться простым потенциалом V(r), а должны ввести еще функцию спинов взаимодействующих частиц. Нетрудно видеть, что из двух векторов—спинов нуклонов—можно составить единственное скалярное выражение s„sp, которое и должно быть использовано для характеристики взаимодействия между нейтроном и протоном (потенциал должен быть скалярным). Так как влияние спинов может быть различным на разных расстояниях, то выражение s„sp должно входить в потенциал в комбинации с некоторой функцией координат. Таким образом, потенциал взаимодействия между нейтроном и протоном с учетом спиновой зависимости в общем виде записывается так:
