Файл: Бете, Г. Теория ядерной материи.pdf

и поглощение тс-мезонов внутри дейтрона. Все это под­ черкивает, что статическое представление о нуклонах, взаимодействие которых определяется некоторым потен­ циалом, ограничено областью классической ядерной физи­ ки, т. е. энергиями до 100 Мэв.

5. ФОТОЭФФЕКТ И ПАРАМЕТРЫ ПОТЕНЦИАЛА

Из формулы (12.8), очевидно, можно получить непо­ средственно значение триплетного эффективного радиуса rot и л и . точнее говоря, р,(—Wl t —W^, используя попе­ речное сечение фоторасщепления. Хорошее согласие тео­ ретического -и экспериментального хода сечения с энер­ гией оправдывает метод эффективного радиуса и позволяет

симость от формы потенциала, но соответствующие им эффек­ ты пока еще экспериментально не обнаружены. Получен­ ное из фотоэффекта значение/-0 ( = 1,7±0,1 • 10"13 см нахо­ дится в очень хорошем согласии с более точным, но полу­

ния могут дать сведения о синглетном эффективном радиусе, если известен триплетный эффективный радиус г0 ( . По­ следний может быть получен весьма точно из тщательных измерений поперечного сечения захвата нейтрона прото­ ном при тепловых энергиях нейтрона. Определенное таким образом значение можно сравнить с тем, которое полу­ чается при сопоставлении l/as(k) с линейным графиком, который наблюдается для поперечных сечений рассеяния при энергиях примерно от 1 до 15 Мэв. Еще более инте­ ресным является тот факт, что малые поправки к прибли­ женной теории, учитывающие зависимость от формы по­ тенциала при использовании этих двух типов опытов, приводят к изменениям противоположного знака в значе­ ниях ros. Потенциалы с длинным хвостом стремятся умень­ шить эффективный радиус при данном поперечном сечении рассеяния и увеличить эффективный радиус при фиксиро­ ванном поперечном сечении захвата. Поэтому некоторые

сеянию (в случае, когда оно мало), а также позволяет опре­ делить знак сдвига фазы, вызванного ядерным рассея­ нием. Далее, так как кулоновское рассеяние очень хорошо изучено теоретически и экспериментально, то его можно использовать для целей калибровки при измерениях ядер­ ного рассеяния.

6. Система протон — протон подчиняется статистике Ферми, в то время как система нейтрон — протон может иметь состояния как симметричные, так и антисимметрич­ ные по отношению к перестановке частиц. Это упрощает анализ опытов по рассеянию протонов протонами, но, ко­ нечно, для получения более полных сведений необходимо измерять также и рассеяние нейтронов протонами.

1. ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ ПРОТОНОВ ПРОТОНАМИ

Теория рассеяния протонов протонами сложнее теории рассеяния нейтронов протонами вследствие наличия наряду с ядерным силовым полем кулоновского поля. Кулоновское

поле впервые исследовал с классической точки зрения Резерфорд. Результат этого исследования хорошо известен

В лабораторной системе координат формула (13.1) прини­

Член, содержащий cos^O,, добавлен вследствие того, что каждому протону, рассеянному на угол 6Х (в лаборатор­ ной системе координат), соответствует протон отдачи,

112 Часть П. Количественная теория ядерных сил

движущийся под углом (тс/2 — О,), а при выводе (13.1) эти протоны отдачи не учитывались. Множитель 4COS0! возникает при преобразовании телесного угла при переходе от системы координат центра инерции к лабораторной

ядрами. Влияние ядерных сил при малых энергиях ничтожно. Однако даже при весьма малых энергиях классическая формула (13.2) не описывает точно рассеяния протонов протонами. Причина' этого состоит в том, что классиче­ ская теория не'учитывает требования симметрии. Квантовомеханическое рассмотрение рассеяния в кулоновском поле.,

Дополнительный член возник благодаря свойствам сим­ метрии волновой функции, связанной с тождественностью рассеиваемой частицы и рассеивателя. Этот член представ­ ляет собой интерференцию между двумя частями волновой

или к тс/2. Вне этих областей формула (13.3) приближенно принимает следующий вид:

cose^TCsinOjdO!. (13.4)

si n2 6j cos2 Oi