Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка):
Рассеянные протоны регистрировались ионизационной камерой ИК, которая могла быть установлена под различными углами 9 к направлению падающего пучка. Объем газа (на рисунке заштрихован), в котором происходит рассеяние частиц, попадающих в ионизационную камеру, можно рассчитать, исходя из размеров и расположения коллиматора и входных диафрагм Д2 ионизационной камеры.
Интенсивность падающего пучка определялась либо с помощью специальной ионизационной камеры, регистрирующей протоны, рассеянные под углом 0 = 45°, либо с помощью цилиндра Фарадея, поставленного на пути пучка (за выходным окошком 02) и измеряющего полный протонный ток.
Знание интенсивности первичного пучка, числа рассеивающих ядер (объем и давление "газа, в котором происходит рассеяние) и количества зарегистрированных случаев рассеяния позволяет вычислить сечение (р —/>)-рассеяния.
В результате вычислений были получены кривые зависимости экспериментального сечения (р— />)-рассеяния от угла рассеяния (при данной энергии падающих протонов) и от
48 Глава XIV. Нуклон-нуклонные взаимодействия при таких энергиях
энергии (для рассеяния под заданным углом). При этом оказалось, что обе экспериментальные кривые сильно отличаются от кривых, рассчитанных по формуле Мотта (за исключением области малых углов и малых энергий).
На рис. 322 и в табл. 35 сравнивается экспериментальное сечение (р— />)-рассеяния под углом 45° с теоретическим, вычисленным по формуле Мотта (при различных энергиях падающих протонов).
Из рис. 322 видно, что экспериментальное значение числа рассеянных протонов совпадает с рассчитанным по формуле Мотта в области / (Гр<0,1 МэВ), значительно меньше рассчитанного в области // (0,1 < Тр<0,65 МэВ) и сильно превышает его в области /// (Гр>0,65 МэВ). Это означает, что при малых энергиях падающих протонов, т. е. для больших параметров удара* р (область /), проявляется только кулоновское отталкивание двух протонов (рис. 323, а). С ростом энергии (область // на рис. 322), т. е. с уменьшением расстояния р, кулоновское отталкивание начинает компенсироваться ядерным притяжением**, которое сравнивается с кулоновским отталкиванием при энергии падающих протонов около 0,45 МэВ. В результате рассеяние под углом 45° не наблюдается (см. рис. 323, б).
Дальнейший рост экспериментального сечения при Г>0,45 МэВ и, следовательно, при еще большем сближении
¦ Угол рассеяния Q^Ap/p, где Ар — изменение импульса в результате взаимодействия; Ар выражается через силу F и время взаимодействия т. Если F— кулоновская сила, то Др=Л=е22р/(р2р). Тогда в = 2е /(pvp)=e /(Тр). Отсюда следует, что при 9=const Т~\/р. а при r=const 0~1/р.
** Очевидно, что если бы ядерные силы носили характер отталкивания, то кривая на рис. 322 монотонно поднималась бы с ростом энергии.
§ 84. Нуклон-нуклонные взаимодействия при Т<20 МэВ
49
Таблица 35
Г„ МэВ
0,220
0,335
0,450
0,550
0,65
0,86
1,2
1,830
2,105
2,392
N
0,59
0,25
0,05
0,32
1
3,9
10,32
27,82
35
42,9
N
JTteop
протонов указывает на то, что ядерное притяжение становится настолько большим, что полностью подавляет эффект куло-новского отталкивания (см. рис. 323, в).
Таким образом, взаимодействие двух протонов должно описываться потенциалом вида, изображенного на рис. 324. Здесь область г<а соответствует области /// на рис. 322, а область r>a— *Ч области /. f^4**^^^
Сопоставляя энергию протонов, при--—-»»
которой экспериментальное значение се- а г
чения обращается в нуль, с кулоновским потенциалом, можно найти соответствующий этой энергии параметр удара. Так как при таком значении параметра I— удара начинает сказываться ядерное вза- Рис 324 имодействие, то отсюда может быть
получен радиус действия ядерных сил. Оценка дает значение а«3-10 см, т. е. значение, близкое полученному из опытов по {п—р)-рассеянию при Г„<20 МэВ (см. п. 1 этого параграфа).
Для получения более точных результатов надо провести анализ, аналогичный сделанному ранее для (и—/?)-рассеяния, т. е. рассмотреть задачу о {р—/?)-рассеянии теоретически и сравнить атеор с о"эксп. В качестве исходного уравнения теперь вместо уравнения (83.1) рассматривается уравнение
A^+f2(E- Уяа-Ккул)^ = 0, (84.22)
в котором кроме ядерного потенциала Уяа учитывается ку-лоновский потенциал Укул. В связи с этим для Кя„ = 0 решением уравнения (84.22) является не плоская волна • siп(Аг — /тс/2), как это было в (и— />]-задаче, а кулоновская искаженная плоская волна sin(?r — ?1п2Ат — /л/2), где ?> = e2/hv кулоновский параметр. Учет Уяд^О производится введением фазы 8,*.
* При 7~<20 МэВ ядерное взаимодействие происходит только с / = 0, но кулоновское, для которого потенциал --дальнодействующий. происходит и при /*0.
50 Глава XIV. Нуклон-нуклонные взаимодействия при низких энергиях
В результате расчета (он не зависит от формы Уяа) получается следующее усредненное по спинам выражение:
где
(84.23)
sin2— cos2 —
Первые три члена в формуле (84.23) представляют собой формулу Мотта для кулоновского рассеяния; член с sin 8 учитывает интерференцию ядерного и кулоновского рассеяния; член с sin2 8 соответствует одному ядерному (изотропному) рассеянию.
