ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 23.10.2024
Просмотров: 81
Скачиваний: 0
46 |
Часть I. Описательная'теория |
ядер' |
начальной или последующих стадиях распада. Таким образом, общее правило о том, что нуклоны не могут соз даваться или уничтожаться, следует изменить, включив гипероны в класс сохраняющихся нуклоноподобных час тиц. Кроме того, наблюдался, главным образом в фото эмульсиях, ряд необычных и в сильной степени нестабиль ных ядер, которые можно интепретировать как обычные ядра; однако оказалось, что один или несколько нукло нов, входящих в состав этих ядер, заменены гиперонами. Такие «гиперфрагменты», как они были названы, показы вают, что гипероны также связываются силами, которые подобны, хотя и не тождественны, ядерным силам.
Недавно наблюдалась полная аннигиляция нуклонов
(протонов). Это |
может |
происходить, когда |
«антипротон» |
||
(Z = — 1 , |
Л = + 1 ) |
встречается с протоном |
( Z = + l , |
А — |
|
= + 1 ) . |
По-видимому, существуют также и «антинейтроны» |
||||
(частицы, для которых, |
как и для нейтронов, Z=0, |
Л = |
|||
= + 1 , |
но которые способны аннигилировать с обычным |
||||
нейтроном, обладающим теми же значениями Z и А), |
хотя |
||||
они пока еще не |
наблюдались1 ). Аннигиляция электронов |
||||
с позитронами с испусканием двух световых квантов была известна давно. Аналогичная аннигиляция нуклонов отли чается лишь тем, что продуктами аннигиляции являются, вероятнее всего, те-мезоны, а не фотоны. Таким образом, могут иметь место процессы, при которых число нуклонов и гиперонов меняется, но только если при этом одновре менно и в равной степени изменяется число «античастиц». И в этом случае можно оставить в силе общий закон сохра нения числа нуклонов, если считать, что при изменении числа нуклонов соответствующим образом меняется число античастиц.
Слово нейтрино употреблялось нами для обозначения любого продукта распада, имеющего полуцелый спин,
нулевой заряд и ничтожно малую |
массу. Являются ли |
||
все такие частицы |
тождественными |
нейтрино, возникаю |
|
щему |
при (3-распаде, до сих пор |
неизвестно. |
|
1 |
Аннигиляцию |
антинейтронов недавно наблюдали Э Сегре |
|
л др. |
(Беркли, США).— Прим. ред. |
|
|
Ч А С Т Ь |
II |
КОЛИЧЕСТВЕННАЯ ТЕОРИЯ ЯДЕРНЫХ СИЛ
§8. ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПРОТОНА, НЕЙТРОНА
ИДЕЙТРОНА
Теория ядер существенно отличается от теории атомов. При разработке последней были известны основные силы между частицами, входящими в состав атома (электронами и ядрами), и задача состояла в нахождении законов меха ники, описывающих движение этих частиц под действием заданных сил. Решением этой проблемы явилось построе ние квантовой механики. В ядрах имеется достаточно осно ваний считать применимой квантовую механику (одним из примеров, подтверждающих это, является успех гамовской теории распада а-частиц), но действующие силы неизвестны.
Решающим испытанием для любой теории, объясняю щей эти силы, является дейтрон, представляющий ссбой простейшую устойчивую систему, состоящую из тяжелых частиц (нейтронов и протонов). Проблема дейтрона зани мает в теории ядра место, подобное проблеме атома водо рода в атомной теории. Она служит проверкой теории, не усугубляя вычислительных трудностей, которые достаточ но велики уже в теории простейших ядер.
Существуют два пути изучения ядерных сил. Простей ший путь состоит в применении так же, как и при изучении атомов, волнового уравнения Шредингера. При этом мы предполагаем, что существует более или менее сложная потенциальная энергия взаимодействия нейтронов и про тонов. Массы, магнитный момент и другие свойства послед них такие же, как если бы эти частицы были свободны. Более трудный, но и более глубокий путь состоит в исполь зовании квантовой теории полей, в которой число частиц не является ни в коей мере фиксированным и свойства системы определяются как частицами, являющимися ее постоянными составными частями, так и частицами, воз никающими и исчезающими в процессе взаимодействия.
48 Часть II. Количественная теория ядерных сил
При таком рассмотрении существенную роль играют ме зоны. Мы будем следовать главным образом по первому пути, который часто называют феноменологической тео рией. Она служит во всяком случае хорошим введением. Формальная схема второго подхода к задаче до сих пор еще полностью не ясна.
Прежде всего полезно привести имеющиеся данные относительно протона, нейтрона и дейтрона.
1. ПРОТОН
Заряд: +е (протон легко наблюдать по ионизации в ве ществе).
Масса: 1,008142 а. е. м. (включая массу одного элек трона), 938,72 Мэв (включая электрон).
Соотношение между кинетической энергией и пробегом.
Протоны данной энергии обладают определенным пробегом в веществе с данной плотностью и атомным числом. Напри мер, пробег протонов с энергией 10 Мэв составляет при близительно 1 мм воды (количественные данные, включаю щие много кривых, см. в обзоре Бете и Ашкииа в моно графии [68], т. I , ч. II) .
Спин: Va- Статистика: Ферми.
Магнитный момент: +2,79275 ядерного магнетона. Его значение в настоящее время (с поправкой на диа
магнитное влияние атомного электрона, согласно данным работ Хипла, Соммера и Томаса [38] и Коллингтона и др. 122]) известно с точностью до 0,00002. Оно получено путем непосредственного измерения отношения резонанс ной частоты сог прецессии магнитного момента протона в заданном однородном магнитном поле В и циклотронной частоты шс обращения протона по круговой орбите в том же
самом поле. При резонансной |
частоте получаем |
1 ш г = |
|
= Р-р5 — (— fip B) = 2[i„5; в случае круговой орбиты |
имеем |
||
Mvv=eBp/c; |
u>c = v/p = eB/Mpc |
(Р электростатических еди |
|
ницах). Составляя отношение (ог/и)с = [1р/(еЛ/2УИрс), мы полу чаем магнитный момент протона в единицах ядерного магнетона.
Дираковская теория электрона приводит к значению магнитного момента электрона, равному в точности одному
$ 8. Физические свойства протона, нейтрона и дейтрона 49
магнетону Бора (электронному) —\e\hl2 тс. Магнитный
момент электрона может |
быть измерен с высокой точно |
||||
стью; |
она оказывается |
равным |
не |
точно |
единице, |
а 1 + |
^Лз?' Но даже это малое |
отличие от резуль |
|||
тата |
простой теории Дирака может |
быть |
вычислено |
||
свысокой точностью при помощи квантовой теории
излучения и |
согласовано с экспериментальным |
значением |
с точностью |
до нескольких стотысячных. |
Если про |
тон, частица со спином Уг и единичным зарядом, так же как и электрон, подчиняется уравнению Дирака, то его магнитный момент должен быть очень близок к одному ядерному магнетону. Так как факты противоречат этому заключению, то это означает, что представление об опре деленной индивидуальной, лишенной внутренней струк туры частице, хорошо применимое к электронам, неприме нимо к нуклонам. Мезонная теория в ее простейшей форме приписывает дополнительный момент токам виртуальных мезонов вблизи протона при рассмотрении испускания и поглощения мезонов во время движения протона. Но эта идея является в лучшем случае только качественной. Малые поправки к дираковскому значению момента электрона вычисляются на основе таких же представлений. Вирту альное присутствие фотонов (а не мезонов) вызывает флук туирующую отдачу и переориентацию спина электрона, что приводит к появлению небольшого дополнительного момента. Согласие с опытом является блестящим для элек трона, где весь поправочный эффект — порядка одной тысячной. Но аналогичной теории, способной количествен но вычислять соответствующий эффект в случае протона, не существует.
Положительный знак магнитного момента показывает, что магнитный диполь совпадает по направлению с векто ром спина, т. е. механического момента, что в классическом представлении соответствует вращению некоторого рас пределения положительного' заряда. Положительный знак момента протона и отрицательный знак момента нейтрона были установлены на основе тщательно разработанного варианта опытов по измерению магнитного момента, а также при помощи вращающегося радиочастотного поля с изве стным направлением вращения (см. работу Роджерса и Штауба [65]).
4 Г. Бете и Ф. Моррнсон
50 Часть II. Количественная теория ядерных сил
2. НЕЙТРОН
Заряд: 0 .
Масса: 1,008982 а. е. м.\ 939,50 Мэв. Распад: nj—> Н\ + р~ + v.
7а / ., = 770 ± 140 сек.
Спин: 54 • Спин свободного нейтрона измерялся не совсем прямым методом, основанным на когерентном отражении от магнитных зеркал (Хаммермеш [35]). Этот результат полностью согласуется со значением, которое следует из многих результатов ядерной физики.
Статистика: Ферми.
Магнитный момент: —1,9128 ядерного магнетона. Измерение магнитного момента проводилось при помощи варианта резонансного метода молекулярных пучков, ши роко используемого для других ядер. Сначала пучок ней тронов пропускали через блок железа, намагниченного до насыщения, что приводило к поляризации нейтронов, и их магнитные моменты становились параллельными на магничивающему полю. Затем в постоянном однородном поле, но вне железа, нейтроны подвергали действию радио частотного поля, перпендикулярного постоянному полю, и пропускали через другой железный блок, также намагни ченный до насыщения в направлении, параллельном пер вому (анализатор), и через нейтронный детектор. Если радиочастота близка к ларморовой частоте прецессии ней трона, то пучок должен сильно деполяризоваться радио частотным полем и сильно рассеяться блоком — анализато ром. Таким образом, ларморова частота равна той радио частоте, при которой число проходящих нейтронов наи меньшее. Отношение ларморовой частоты к напряженности постоянного магнитного поля Н пропорционально гиро магнитному отношению нейтрона, т. е.
ч Магнитный момент
НМомент количества движения
Внедавних очень точных измерениях момента нейтрона измерение магнитного поля заменялось измерением магнитнегв момента протона в том же самом поле при помощи
§ 8. Физические свойства протона, нейтрона и дейтрона |
51 |
одного из радиочастотных методов. Отношение резонанс ных частот давало значение момента нейтрона непосред ственно в ядерных магнетонах (см. § 17).
3. ДЕЙТРОН
Заряд: -\-е.
Масса: 2,014735 а. е. м.\ М—А =13,72 Мэв (включая один электрон).
Спин: 1. Статистика: Бозе.
Магнитный момент: 0,85735.ядерного магнетона. Зна чение, приведенное здесь, получено при помощи сравне ния резонансных радиочастот, вызывающих опрокидыва ние спина в данном поле, для образцов из обычного водо рода и дейтерия. Это эквивалентно (после поправок на моле кулярные эффекты) измерению ядерного момента в очень однородном поле.
Проводились также с чрезвычайно большой точностью опыты по определению магнитного момента дейтрона мето дом сверхтонкой структуры. Результат отличается от пре дыдущего примерно на две десятитысячных. Это расхожде ние далеко превосходит экспериментальные ошибки обоих измерений1 ). Оно является следствием относительного движения электрона и нуклонов в дейтроне. Сверхтонкое
расщепление измеряет |
взаимодействие |
ядерного |
момента |
с электронным током, а не с внешним |
однородным |
полем. |
|
Когда электрон при |
своем движении |
подходит |
близко |
к ядру, то центром плотности вероятности его распределения является не центр тяжести ядра, а центр заряда протона. При этом быстрое и почти сферически-симметричное движе ние нейтрона вокруг протона приводит к исчезновению любого магнитного действия нейтрона на электрон, когда последний находится внутри нейтронной «орбиты». Следо вательно, действие отрицательного магнитного момента нейтрона будет уменьшено и эффективный момент дей трона в электронно-дейтронном взаимодействии возрастет.
Теорию см. в работе О. Бора [15], описание экспернментов^- в работах Проделла и Куша [62] и Смоллера [71].
4*