Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка):
На рис. 343 показаны результаты фазового анализа для (р— />)-рассеяния в интервале энергий 0^ Гр^ббО МэВ. Их рассмотрение позволяет сделать следующие выводы:
а) фаза 8(1я0)->0 при Т-*0. Согласно (83.29) это означает,
что а0=--<0, что соответствует отсутствию связанного
KCtgOo
состояния в 150-состоянии;
б) при 7^ = 200 + 250 МэВ фазы SC1^) и 8(3/>0) переходят через нуль, что свидетельствует об отталкивательном характере ядерных сил на очень малых расстояниях [ср. формулу (84.23)];
в) вклад от р- и rf-волн при Гр«10МэВ очень мал по сравнению с вкладом от s-волны, в результате чего наблюда-
* Число опытов может быть уменьшено при использовании поляризованных мишеней. Сами опыты при этом упрощаются (изучение двойного рассеяния поляризованных частиц эквивалентно исследованию тройного рассеяния неполяризованных).
§ 86. Нуклон-нуклонные взаимодействия при Тк>100МэВ 81
ется сферическая симметрия, обусловленная j-волной (и частично Зро-Волной). В этой области энергии
а экспериментальное значение — (10 МэВ) * (50 н- 60) мб =
ail
= (5н-6) • 10"26 см2<Х.ц.и (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 «благоприятного» наложения многих фаз (а не одних только ^о- и ^о-состояний);
г) вклад tf-волны в сечение очень мал даже по сравнению с р-волной (а ~ sin 2 8);
д) фазы 8(3р0), 8(3/>i) и 8(3/>2) при изменении энергии ведут себя существенно различно. Это указывает на наличие спин-орбитальной зависимости ядерных сил [потому что нижний индекс 8(/>) фазы определяет взаимную ориентацию 1 и s]. Таким образом, как мы и предполагали в § 84, п. 4, потенциал ядерного взаимодействия действительно должен быть дополнен еще одним, четвертым членом VA (г) (Is), который характеризует зависимость ядерных сил от скорости.
6. ФАЗОВЫЙ АНАЛИЗ (л-уо)-РАССЕЯНИЯ. ст^=0(в)
Фазовый анализ (и —р)-рассеяния дополнительно осложняется тем, что оно может происходить в двух изотопических состояниях (Т=1 и Т = 0). Однако если считать, что в соответствии с принципом изотопической инвариантности (и—/>)-рассеяние при Т=1 тождественно (р—р)-рассеянию, то задача выделения чистых изотопических состояний может быть решена сравнительно просто. Покажем, как это можно сделать для сечения.
Представим амплитуду (и —р)-рассеяния на угол 0 в виде суммы изотопически чистых амплитуд:
где индекс при / указывает значение изотопического спина,
а \lyf~2 — нормировочный множитель. В соответствии с обобщенным принципом Паули /i (0) и f0 (6) имеют различный
макс
= %1„ (10 МэВ) к 80 мб = 8 • 10 ~2^ см2,
do
(86.19)
82 Глава XV. Нуклон-нуклонные взаимодействия при высоких энергиях
характер симметрии пространственной части волновой функции (так как при заданном спине s четность орбитального момента определяется значением изоспина Т). Тогда для угла рассеяния (я—0)
/яр(Л-9) = -^{/1(к-9)+/о(к-9)} =
v/2 1
v/2
{Л (9) -/о (9)}, если /i четная; {/о(9)-ft (9)}, если/о четная.
(86.20)
Соответственно сечения рассеяния на углы 9 и л —9 будут равны CT„P(e) = l/»P(9)l2=^{l/i(9)|2 + |/o(e)|2 + 2Re[/1(0)/o'(0)]};
d»P(^-e) = l/»P(^-9)l2 = 5{l/i(9)|2 + |/o(9)|2-2Re[/1(9)/o(9)]},
откуда получаем
<тир (9) + аяр (л - 9) = | Л (9) |2 +1 /о (9) |2 = anp (9)т=1 + стир (9)т = 0,
или, полагая сгяр(9)т=1 = стрр(9), имеем
<ттр= о (9) = ояр (9) + стпр (л - 9) -о„ (9). (86.21)
На рис. 344 приведены результаты фазового анализа для (л— />)-рассеяния при Т = 0. В этом случае в соответствии с обобщенным принципом Паули [см. (84.28)] в области относительно невысоких энергий должны проявляться фазы
8(3s\ 5(Vi), 8(4), 8(V2) и 5( й?з)- Наиболее выразительно поведение фазы б^лД. которая в отличие от фазы 8(^0) стремится к 180° при Г-»0. Согласно (83.29) это соответствует положительной длине рассеяния а0 > 0, т. е. наличию связанного состояния в (л— />)г=0-системе.
В настоящее время фазо-Рис. 344 вый анализ нуклон-нуклонного
§ 86. Нуклон-нуклонные взаимодействия при TN> 100 МэВ 83
рассеяния доведен приблизительно до 3 ГэВ. Он подтверждает заключение о наличии ядерного отталкивания на малых расстояниях.
7. (л-л)-РАССЕЯНИЕ ПРИ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЯХ
Экспериментальные данные о (я—я)-рассеянии можно получить из сравнения результатов исследования (и — d)- и (п—р)-или (n — d)-, (p — d)- и (р — р)-рассеяния. Идея первого сравнения заключается в выделении (и—и)-рассеяния по схеме nd—np = np+nn—np=nn.
Во втором случае можно получить данные о (и — и)-рассеянии по схеме
nd—pd=пр + пп—рп —рр = пп —pp.
Возможность такого выделения объясняется 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
</аил = Лтрр±(10 + 20)%.
В 1965 г., сравнив стП(/, и стрр при 7^ = 500 МэВ,
В. П. Джелепов и сотрудники получили