Файл: Бете, Г. Теория ядерной материи.pdf

182 Часть II. Количественная теория ядерных сил

вычисляя соответствующие произведения, получаем

- $ г = (I g 3 1 3 + 1 К {-) [ 1 -|- Рг (вх) Л (6а) п,• n 2 ], (17.26)

здесь мы использовали следующее соотношение (Дирак):

(а-а)(Ь-а) = а-Ь-И'а X Ь а .

Результат, полученный из формулы (17.26), является непосредственно измеряемым, так как он содержит изме­ нение измеряемой интенсивности двухкратно рассеянного пучка в зависимости от азимутального угла.

Предположим сначала для простоты, что первый и вто­ рой рассеиватели лежат в одной и той же плоскости, тогда дифференциальное поперечное сечение выражается сле­ дующим' образом:

Такая зависимость рассеяния от угла <р действительно наблюдалась. При двухкратном рассеянии как нейтронов, так и протонов мишенями, состоящими из ядер со спи­ ном 0 или из неориентированных ядер, наблюдаемая асим-

. 5 = е^о (I g-[ +1 /г J el { a - a o>n-a).

Абсолютная фаза а2 амплитуды рассеяния имеет физическое

зованных пучков, измеряемое при помощи нечувствитель­

184 Чаешь П. Количественная теория ядерных сил

рассеяние дейтронов на мишени со спином 0. В этом случае матрица рассеяния является трехрядной квадратной матрицей, так как для дейтрона, спин которого равен 1, возможны три ориентации. Азимутальная зависимость двух­ кратного рассеяния имеет при этом вид

-gf- = а (О,) + b (0,) cos ? -;- с (03) cos 2о

вместо более простой формулы (17.29). Эта зависимость предсказывается теорией. По-видимому, наиболее интересно распространить теорию на четырехрядное спиновое про­ странство, которое требуется, чтобы описать рассеяние

(синглет плюс триплет). Матрица рассеяния, описывающая,

опытов по корреляции спинов, включающих обе сталкива­ ющиеся частицы, и магнитных полей.

4. ОПЫТЫ С ПОЛЯРИЗОВАННЫМИ НЕЙТРОНАМИ

Магнитная поляризация тепловых нейтронов. Поляри­ зованные нейтроны были впервые получены путем пропу­ скания тепловых нейтронов через намагниченные желез­ ные мишени, которые могут служить как поляризаторами, так и анализаторами. Поляризация возникает здесь благо­ даря ориентации рассеивающих центров по отношению к направлению внешнего магнитного поля. Ядра мишени при этом не ориентированы (при обычных температурах и обычных полях); единственными ориентированными эле­ ментами рассеивателя являются электроны атома железа. Они могут воздействовать на спин нейтрона благодаря тому, что нейтрон обладает магнитным дипольным момен­ том, который взаимодействует-с магнитным моментом элек­ трона, и энергия магнитного взаимодействия зависит от относительной ориентации магнитных моментов. Хотя энер­ гия этого взаимодействия мала, тем не менее взаимодей-

§ 17. Поляризация нуклонов 185

ствие распространяется на весь объем атома. Если атом рассеивает более или менее как целое, то результирующая амплитуда рассеяния атомом оказывается того же порядка величины, что и амплитуда рассеяния ядерного взаимодей­ ствия, которое гораздо интенсивнее, но локализовано в малом объеме. Для осуществления этого большого эффек­ та необходимо, чтобы длина волны нейтрона была срав­ нима с атомными размерами, поэтому должны быть исполь­ зованы тепловые нейтроны. Нейтроны большей энергии с гораздо более короткой длиной волны не рассеиваются заметным образом атомами, так как в этом случае рассея­ ние от различных частей атомного магнитного поля интер­ ферирует деструктивным образом, за исключением случая рассеяния вперед.

Этот процесс можно описать, лишь слегка видоизменив общие методы, развитые в этом параграфе. Амплитуда рас­ сеяния нейтрона будет содержать ядерную часть, не зави­ сящую от атомного магнитного момента, и магнитную часть, которая должна зависеть от направления магнитного мо­ мента атома т . Таким образом, общая матрица рассеяния S имеет вид

и поэтому нам можно не использовать ограничение, с уче­ том которого выведена формула (17.22), о независимости S от направления в пространстве. Так как обыкновенно упо­

Х-*-средняя эффективная длина свободного пробега в веще­

186 Часть II. Количественная теория ядерных сил

(М-а) является общим, и его можно представить себе как

откуда непосредственно можно получить поляризационные свойства. Намагничивание вещества приводит к следую^ щему относительному изменению интенсивности неполяризованного пучка, проходящего через это вещество:

при этом прошедший пучок имеет поляризацию

Этот поляризованный пучок можно направить на дру­ гой намагниченный образец, действующий как анализатор, и все это устройство становится полностью похожим на систему с пучком света, проходящим через две призмы Николя. Направление поляризации в этом случае фикси­ руется внешними условиями, а не плоскостью рассеяния, как это было в рассмотренном ранее случае неориентиро­ ванных мишеней. Поляризация неориентированными ми­ шенями полностью аналогична поляризации света при релеевском рассеянии.

Истинное значение X и направление величины М задать трудно. Они зависят не только от энергии нейтрона и ядер­ ных свойств вещества, но и от его решетки, а также от атомных, микрокристаллических свойств и структуры маг­ нитных доменов. Их изучение является специальным во­ просом физики твердого тела.

Основное использование этого явления в ядерной физике состояло в определении магнитного момента свободного