Файл: Бете, Г. Теория ядерной материи.pdf

относительно характера сил можно доказать теоретически, что волновая функция основного состояния вообще не 'имеет узлов.) При L = 0 волновая функция ф обладает сфе­

В этом случае магнитные моменты также должны склады­ ваться:

Мы видим, что момент дейтрона почти, но не совсем совпадает с суммой моментов протона и нейтрона. Причину этого небольшого отличия мы рассмотрим ниже.

Приближенное совпадение момента дейтрона с суммой моментов нейтрона и протона можно объяснить, если только предположить, как это было сделано выше, что спин ней­

вычислений магнитного момента дейтрона при различных предположениях о спине нейтрона Sn и значении орби­ тального момента основного состояния дейтрона L [см. формулу (19.8)].

Отсюда видно, что только значение S = l и L = 0 при­ водит к результату, не очень отличающемуся от измерен­ ного. Все другие комбинации, в особенности с Sn = 3/3 (или с положительным магнитным моментом нейтрона), весьма отличаются от измеренного магнитного момента дейтрона.

Таким образом, измерения магнитных моментов, взятые сами по себе, дают достаточное основание для следующих утверждений:

1) в основном состоянии дейтрона спины нейтрона

ипротона параллельны (триплетное состояние);

2)спин нейтрона равен %;

3)орбитальный момент основного состояния дейтрона равен нулю (S-состояние).

Таблица 3

Вычисленные значения магнитного момента дейтрона

Полны*! момент количества движения 1=1. Пропуск в таблице

Прямые измерения, как уже излагалось выше, под тверждают эти значения спина и знака магнитного момента нейтрона.

Квадрупольный момент. Раби и др. показали, что дейтрон обладает также квадрупольным моментом, соот­ ветствующим распределению заряда в форме сфероида, вытянутого вдоль спиновой оси:

татом их вычислений является нахождение относитель­ ного времени, в течение которого дейтрон имеет орби­ тальный момент, равный 2:

\w2 dr

^и2 dr + J w2 dr

Так как дейтрон теперь не является больше совершенно симметричным, то его магнитный момент не должен быть

в табл. 3. В действительности измеренный момент дейтрона меньше суммы моментов индивидуальных частиц на 0,0223 ядерного магнетона. Отсюда можно вычислить относитель­ ное время, в течение которого дейтрон находится в D-со­ стоянии (L=2). Если бы это состояние было чистым, то, согласно формуле Ланде, при подстановке в нее измерен­ ных значений магнитных моментов нейтрона и протона

= fn + f*p - Т ( ^ + Ь ~ Т ) Ро = 0.8797 - 0,5696 pD.

Если приравнять это выражение измеренному значению магнитного момента, то с большой точностью получаем

pD =3,93%.

К сожалению, эта аргументация не является достаточно надежной, так как магнитные моменты нуклонов внутри ядра могут не совпадать с магнитными моментами свобод­ ных нуклонов, как это разъяснено в следующем пункте. Очень трудно вычислить поправку на неаддитивность моментов; неизвестен даже ее знак. Можно оценить только

§ 8. Физические свойства протона, нейтрона и дейтрона_ 55

порядок величины этой поправки (около 2%). Таким образом, об относительном времени пребывания дейтрона в D-состоянии можно лишь сказать, что оно заключено между 2 и 6%.

4. НЕАДДИТИВНОСТЬ НУКЛОННЫХ МАГНИТНЫХ МОМЕНТОВ

При рассмотрении вопроса о магнитных моментах пред­ полагалось, что моменты, измеренные для свободных нукло­ нов, не меняются, когда нуклоны взаимодействуют в дей­ троне. Релятивистские эффекты при движении нуклонов и представления о наличии виртуальных частиц с различ­ ными зарядами и магнитной поляризацией делают пред­ положение о полной аддитивности и отсутствии отклонений от значений моментов свободных нуклонов весьма неправдо­ подобным. Точное указание на существование неаддитив­ ных добавок к магнитному моменту можно получить из

Волновые функции этих систем, состоящих из трех тел, известны не так хорошо, как в случае дейтрона; проще всего предположить, что,эти ядра являются почти сфери­ чески-симметричными и что любые состояния с отличным от нуля орбитальным моментом могут вносить лишь неко­ торые поправки в значение магнитного момента. Применяя общий метод, подобный тому, который использовался для дейтрона, можно показать (см. работу Эйвери и Сакса [5]), что сумма магнитных моментов этих двух ядер должна

56 Часть II, Количественная теория ядерных сил

удовлетворять следующему соотношению:

Р (Н3 ) + И Н е 3 ) = цр + ц п - 2 ( V p + vn - 1 ) (pD) +

+ Другие поправки.

Если предположить, что ро порядка 3 — 4%, как и в дей­ троне, то получим

[х(Н3) + (х(Не3) = 0,8512 ^ 0,8797-2-0,38.0,04 = = 0,849 ядерного магнетона.

Эта величина блестяще согласуется с измеренными зна­ чениями. Однако моменты каждого ядра не согласуются с опытными данными. В самом деле, мы получаем

по знаку для двух зеркальных ядер (которые отличаются одно от другого заменой всех нейтронов протонами и про­ тонов нейтронами) является весьма общим следствием любой теории, рассматривающей возможность существо­

видимому, вследствие обмена мезонами при взаимодей­ ствии нуклонов; его называют обменным моментом, или моментом взаимодействия. Мы не можем рассмотреть де­ тально характер этого обмена, но вряд ли можно сомне­ ваться в том, что он приводит к изменению магнитных моментов свободных нуклонов. Удивительно, что только соображения симметрии весьма общего характера позво­ ляют показать, что такие поправки должны быть прене­ брежимо малы в системе двух тел (подобной дейтрону), в которой имеется однозначное соотношение между спином и четностью.