Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка):
На рис. 353 приведены результаты измерения аполн, аупр, коэффициента «непрозрачности» нуклона ? = сгупр/0,5сгполн и радиуса взаимодействия R. Прокомментируем их.
При Тр**1 ГэВ ояч,=оивяч,=24мб, аполн=аупр+авеупр=48мб. Этот результат естественно сопоставить с результатами опытов по рассеянию нейтронов с энергией 10 МэВ на ядрах (см. § 44). В этом случае также о-„еупр = ст*н?р, причем каждое из них равно "%R2, так что аполн = стнеупр+адифр = 2я/г2, где R— радиус ядра (нейтрон считается точечным, а ядро — черным). В случае (р—р)-рассеяния в качестве R естественно считать удвоенный радиус протона гр (рис. 354):
стполв = 2пЛ2 = 8пг2.
§ 87. (N-N)-e3auM0deucmeue при T> IO3 МэВ
93
Отсюда, положив стполн=48 мб, имеем R=0,9 • Ю-13 см, гр = 0,45 • Ю-13 см. Коэффициент непрозрачности нуклона при этой энергии ?=1 («черный», непрозрачный протон).
При Тр > 1 ГэВ сечение упругого рассеяния аупр уменьшается быстрее, чем аполн, что означает уменьшение непрозрачности нуклона (протон светлеет). Одновременно было замечено, что с ростом энергии 0 уменьшается быстрее ^(сужение дифракционного конуса). Поскольку 0 = Х//?, это означает рост R («разбухание» протона при сверхвысоких энергиях).
При 25 < Тр < 70 ГэВ продолжается уменьшение (слабое) стполн, сгупр и ? и слабый рост R. При Тр > 70 ГэВ уменьшение стполн и аупр сменяется их небольшим ростом, R продолжает медленно расти, ? остается постоянным (?=0,35). При еще более высоких энергиях, достигнутых на SppS, наблюдается заметный рост (от 43 до 60 мб, см. рис. 444) и ? (от
0,35 до 0,43), а также дальнейшее сужение дифракционного конуса.
Таким образом, общее заключение, которое можно сделать из рассмотрения (N—Л^-рассеяния при сверхвысоких энергиях, сводится к следующему. Первоначально (при Гр«1 ГэВ) непрозрачный и небольшой протон с ростом энергии светлеет и растет, при дальнейшем росте энергии только растет, а затем растет и чернеет.
Теоретическая интерпретация такого поведения нуклона при сверхвысоких энергиях требует привлечения в качестве обменных частиц вместо п-мезона так называемых траекторий Редже, в процессе обмена которыми изменяются спин и масса (а значит, и радиус взаимодействия).
Небольшой, но явно выраженный рост стполя и Л с ростом энергии вызывает беспокойство теоретиков. Что будет дальше? В настоящее время по этому поводу можно только сказать, что существует так называемый предел Фу-ассара, вытекающий из принципа причинности, согласно которому скорость роста R ограничена законом R~lnEnK. Соответственно ограничена и скорость роста сечения о-~Л2~(1п?ц.н)2.
4. ЗАКЛЮЧИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ О СВОЙСТВАХ ЯДЕРНЫХ СИЛ
В заключение этой главы резюмируем сведения, известные в настоящее время о сильном ядерном взаимодействии:
94 Глава XV. Нуклон-нуклонные взаимодействия при высоких энергиях
1) малый радиус действия а«210"13см и характер притяжения [из анализа (п—р)- и (р—/>)-рассеяния при малых энергиях и свойств дейтрона];
2) большая величина ядерных сил [из большого значения средней энергии связи и большого сечения (р—р)- и (п — р )-взаимо действия ];
3) зависимость их от спина [из существования связанного и виртуального состояний в (и—/>)-взаимодействии и результатов опытов с пара- и ортоводородом];
4) нецентральный (тензорный) характер ядерных сил (из неравенства нулю квадрупольного момента дейтрона);
5) насыщение (из постоянства энергии связи на нуклон);
6) зарядовая симметрия [(и—п) = (р—р)] ядерных сил [из сопоставления энергии связи зеркальных ядер, из сравнения результатов опытов по (/>—р)- и (и—п)-рассеяниям];
7) зарядовая независимость (изотопическая инвариантность) ядерных-сил: (п — и) = (р—/>) = (и — p)T=i [из тождественности (и—/>)т=г> (я — и (Р—/>)-взаимо действий в s-состоянии, из фазового анализа (N—ЛО-рассеяния при высоких энергиях, из закономерностей (р—р)- и (и—р)-рассеяния]; ,
8) обменный характер сильного ядерного взаимодействия [из особенностей углового распределения (п—р )-рассеяния при высоких энергиях нейтронов];
9) большая интенсивность и отталкивательный характер взаимодействия на очень малых (около 0,5 Ю-13 см) расстояниях [из особенностей (N—ЛО-взаимодействия при высоких энергиях, из большого расстояния между нуклонами в ядре по сравнению с размерами нуклонов, из фазового анализа (N — N )-раск;еяния ];
10) спин-орбитальная зависимость ядерных сил [из экспериментального подтверждения справедливости модели ядерных оболочек, различия 8(3р0)-, 8(3р1)- и 8(3р2)-фаз для (р—/г)*рассеяния и появления поляризации при рассеянии нуклонов];
11) существенная зависимость сильного ядерного взаимодействия от величины изотопического спина (1 или 0) при TN < 1 ГэВ и практическая независимость от него при TN > 10 ГэВ (из сравнения стрр и стяр);
12) преобладающая роль п-мезона в качестве кванта сильного ядерного взаимодействия при низких энергиях (из мезон-ной теории и величины радиуса ядерных сил);
13) повышение роли других (кроме л-мезона) обменных частиц в передаче сильного ядерного взаимодействия при очень высоких энергиях (из роста стполн и 7?).
