Файл: Бете, Г. Теория ядерной материи.pdf

Скачать файл
Заказать решение

ВУЗ: Не указан

Категория: Не указан

Дисциплина: Не указана

Добавлен: 23.10.2024

Просмотров: 102

Скачиваний: 0

ВНИМАНИЕ! Если данный файл нарушает Ваши авторские права, то обязательно сообщите нам.

 

§ 12.

Взаимодействие

дейтрона

с излучением

103

оператор

(<зр

+ <зп), действуя на

спиновую

функцию у а ,

с точностью

до

постоянного

множителя

опять' дает

функцию

 

ортогональную

к Хо-

 

 

 

Оба

сечения

как фотоэлектрического, так и фотомаг­

нитного

расщеплений убывают

при

больших

энергиях

(Е > Wx = 2,2 Мэв) пропорционально

Е~31-,

но

величина

фотомагнитного сечения меньше фотоэлектрического: их отношение равно

~ т ж ( 2 , 7 9 + 1 , 9 1 ) 2 = 0 , 0 1 3 = 1 , 3 ° / о -

( 1 2 Л 7 )

Малость этого отношения обусловленатем, что магнит­ ный дипольный момент е%/2Мс мал по сравнению с элек­ трическим дипольным моментом ег/2; это связано с тем, что размеры дейтрона больше комптоновской длины волны протона.

При малых энергиях (Е < Wx = 2,2 Мэв) фотоэлектри­ ческое эффективное сечение пропорционально Е31", в то время как фотомагнитное пропорционально Ег1*/(Е + W0). Таким образом, при энергиях, достаточно близких к порогу реакции, фотомагнитное эффективное сечение будет пре­ вышать фотоэлектрическое в отношении

«миги.

_

r i ^ l f u

_

„ \*~[ ^1

^

г

_

"эл.

~

L 4 Mc°-^V

Рп) J Е W0

+ E

 

 

 

- ° ' 0 1 3 т г *£Ь-

 

 

( 1 2 Л 8 )

• Для у-лучей,

энергия

которых близка

к

порогу, наи­

большее отношение ашги,/аэл_

 

составляет ~ 0 , 7 (эта вели­

чина получена для у-лучей с энергией 2,507 Мэв из Ga7 : ). Более точные расчеты (Салпетер [67]) приводят к значе­

ниям, меняющимся

в зависимости от формы

потенциала

от 0,65 до 0,68.

 

 

Графики сечений фоторасщепления в зависимости от

энергии изображены

на фиг. 11. Максимальное сечение

фотоэлектрического

расщепления при /и = 2WX

составляет

~ 2,3 мбарн., а сечение при 25 Мэв —0,5 мбарн.

§ 12. Взаимодействие дейтрона с излучением

105

2. ОПЫТЫ ПО ФОТОРАСЩЕПЛЕНИЮ

Впервые фоторасщепление дейтрона наблюдалось в камере Вильсона под действием у-лучей с энергией 2,62 Мэв, испускаемых ThC" (Чадвик и Гольдхабер [21]). Измерение поперечного сечения в этих условиях весьма сложно: трудно определить время чувствительности камеры и, кроме того, возможны большие ошибки при измерении интенсив­ ности у-лучей.

Наиболее достоверные измерения, выполненные до настоящего времени, дают полное поперечное сечение при нескольких значениях энергии у-лучей от 2,5 до 17,6 Мэв. Сравнение с кривыми фиг. 11 указывает на очень хорошее

согласие с теорией. Метод,

использованный

Уилкинсоном

и др. [82], дает абсолютное

значение поперечных сечений

с точностью до 5—10%.

Они наблюдали

расщепления,

измеряя число ионизационных импульсов от

фотопротонов

в сферической камере, наполненной дейтериевым газом, причем были тщательно учтены поправки, связанные с попа­ данием протонов на стенки камеры. Поток у-лучей калибро­ вался двумя методами: по абсолютному ионному току в толстостенной графитовой камере и по числу а-частиц, сопро­

вождающих излучение у-квантов в

реакции

F 1 9

(р, а) О1 6 *,

которая являлась источником

у-лучей

с

энергией

6,14 Мэв.

 

 

 

При энергиях, для которых существен и магнитный фотоэффект, угловое распределение фотопротонов дается

интерференцией

между 5-волной, происходящей от магнит­

ного дипольного взаимодействия, и Р-волной,

происхо­

дящей

от электрического

дипольного

взаимодействия.

Поэтому

 

 

 

 

 

 

d

s ^ p ) = a + 6sin6 + csin2 6.

(12.19)

Были проведены

тщательные

измерения

углового

распре­

деления.

 

 

 

 

 

Как показывает табл. 6, измерения углового распре­

деления

при энергиях, не очень далеких

от порога, нахо­

дятся в хорошем согласии с теоретическими значениями

для

с м а г „ . / о Э л . - При более высоких энергиях исследования

не

проводились достаточно полно. При энергиях выше

106 Часть II. Количественная теория ядерных сил

Таблица 6

Отношение фотомагнитного поперечного сечения к фотоэлектрическому

1- лучц

й а ' 2

T h C "

Nasi

F ( p , а) 0«*

зм а г н . / з э л .

зм а г н . / ° э л .

 

2,507

2,615

2,757

6,14

(наблюдаемое)

0,61±0,14 0,37±0,12 0,26±0,06 0,03±0,06

(вычисленное)

0,67

0,40

0,25

0,026

10 Мэв играют существенную роль электрические квадрупольные переходы в З 0-состояния, и это приводит к асим­

метрии по отношению к вылету вперед и назад, связанной

с интерференцией испускаемых волн с противоположной

четностью. Этот эффект отчетливо наблюдался. Влияние

тензорных сил, изменяющих как основное

состояние, так

и испускаемые волны, рассмотреть сложно,

но оно незна­

чительно

при энергиях меньше 20 Мэв.

 

3. ЗАХВАТ НЕЙТРОНОВ ПРОТОНАМИ

Этот

процесс является обратном по отношению к фото­

расщеплению. Сечение захвата можно получить из сечения фоторасщепления при помощи следующего статистического метода.

Рассмотрим объем, содержащий находящиеся в стати­ стическом равновесии протоны, нейтроны, дейтроны и у-лучи. Пусть состояние 1 содержит дейтрон и у-квант, а состоя­

ние 2 —нейтрон

и протон, тогда при равновесии имеем

_> 2 * Ч и с л о

состояний 1 = И2 °2 -+ 1 X Число состояний 2.

 

(12.20)

Равенство останется в силе и в том случае, если под выражением в скобках подразумевать плотность числа состояний в единичном интервале энергии. Эта величина, отнесенная к единичному объему, равна

и Р 2 dP ~

П 2 2 П

§ 12. Взаимодействие дейтрона с излучением

107

где

р — импульс,

a

g — статистический

вес

состояния.

Используя

релятивистские

соотношения

 

 

 

 

 

 

 

Е2

_ 2

, 2

, dp • Е

Ev

 

= р,

 

(12.22)

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

получаем из формулы

(12'.20)

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

д 2 - 1 _

jh_ Р\У\Е\

_ gi pi

 

 

 

(12.23)

 

 

 

 

 

а 1-*2

 

£2 P a ^ a

' £аРз '

 

 

 

 

 

Это

соотношение

является

общим. Для

применения

его

к нашим состояниям 1 и 2 предположим

 

 

 

 

§i = edg-<>

Р\

— Р-< — ~

Кш

— 4%

X Частота т-кванта),

 

_

 

 

_

 

_ M

v

 

 

 

 

 

 

 

 

§2 — 8п8р>

 

Pi — Рп, р

 

2~ '

 

 

 

 

 

 

 

 

где

М — масса

протона

или

нейтрона,

и —скорость

про­

тона

относительно

нейтрона. Для состояния дейтрона S = 1

вес

g d = 3,

т. е.

равен

соответственно

трем

возможным

ориентациям

спина. Вес gi=2,

т. е. равен соответственно

двум возможным

направлениям поляризации

фотона. Вес

gn = 2, gv

= 2

соответственно

двум

ориентациям

спина.

Используя

выражение

(12.15) для а ы а г н . ,

получаем

 

 

 

_ - е

2

ft

, / Щ ( В ? 1 /

2 +

< ' 2 ) 2 (УУх

+

£ 0

/ 2 ) л .

„

, 2

 

а***в.-»М(лМсу

 

 

 

£ о

 

 

(W0+£0/2)Mc*

 

 

 

™

'

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

(12.24)

где Е0/2 = Е = Mv^JA — энергия нейтрона и протона в системе

центра

инерции.

Мы

подставили а м а г н .

взамен

полного

эффективного сечения фоторасщепления,

потому что захват

заметен

только

при. малых

энергиях,

когда

о э л -

мало по

сравнению с ам а п ,.. При очень малых

энергиях

о з а х в . про­

порционально

Е^1-, т. е. l/v. Но а з а х в . -v

пропорционально

числу актов захвата в единицу времени. Поэтому

вероят­

ность захвата

(в единицу времени) медленных нейтронов

протонами

не

зависит

от

скорости

нейтронов

(также

и от скорости

протонов).

 

 

 

 

 

 

При v = 2200 Mlсек

и Е0

0,025 эв экспериментальное

значение

а з а х в . = 0,330 ± 0,005 барн,

что

приблизительно

согласуется

с

теорией. Этим весьма

большим

сечением-

108

Часть П. Количественная

теория

ядерных

сил

захвата

объясняется тот факт,

что

водород

не применя­

ется в качестве замедлителя в котлах с обычным ypai-юм.

Сечение

захвата в

углероде

и дейтерии приблизительно

в 100

раз меньше,

чем в

водороде. Одной из причин

такого значения сечения захвата в водороде является

большая

величина

(н-р

—!•>•„)•

Другая

причина — большое

значение

длины

рассеяния

виртуального синглетного

состояния

(резонансная

энергия близка к нулю).

 

 

4.

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ С ИЗЛУЧЕНИЕМ

И

МЕЗОННЫЕ

 

 

 

 

ЭФФЕКТЫ

 

 

 

 

 

Наше рассмотрение процесса взаимодействия с излу­

чением

было, конечно,

полностью феноменологическим.

Например,

считалось, что магнитные моменты —это

задан­

ные свойства нуклонов. На первый взгляд

сильным

аргу­

ментом

в

пользу этого

является

аддитивность

свободных

моментов

нуклонов

в

дейтроне;

однако

было

показано,

что любые силы обменного характера не могут изменить среднее значение магнитного момента дейтрона, но могут существенно сказаться на его флуктуациях, т. е. на вероятностях магнитных дипольных переходов во внеш­ нем поле излучения. Остерн и Сакс [4] показали, исполь­

зуя для оценки обменный

момент в случае пары

зеркаль­

ных ядер

Н 3 и Не2 , что

 

этот эффект может

увеличить

поперечное

сечение захвата

нейтрона на 2 — 4% и вызвать

большие относительные изменения в менее важной маг­ нитной части поперечного сечения при больших.энергиях. Было также показано, что поперечное сечение фотомагнит­ ного захвата в дейтроне, которое аномально мало, обра­ щалось бы точно в нуль, если бы ядро Н 3 имело простое сферически-симметричное основное состояние и обменные эффекты отсутствовали.

Конечно, при высоких энергиях простое дипольное приближение не является хорошим. Для фоторасщепле­ ния дейтрона в особенности важными становятся электри­ ческие квадрупольные моменты, но опыт показывает, что сечение слишком велико по сравнению с вычисленным, даже с учетом всех высших мультиполей. Отклонения становятся существенными при 150 Мэв. По-види­ мому, процессы при этих энергиях включают образование

Смотрите также файлы