книги из ГПНТБ / Бете, Г. Теория ядерной материи

можным конечным состоянием является виртуальное ^„-со­ стояние. Поскольку конечное состояние является S-состоя- нием, испускаемые протоны должны иметь изотропное рас­ пределение по углам, в противоположность результату (12.4) для фотоэлектрического расщепления, при котором конеч­ ным состоянием является Р-состояние.

Матричный элемент перехода имеет следующий вид:

спиновые функции соответственно триплетного и синглетиого состояний; фt — волновая функция основного состояния

функция основного состояния и ее нормировочный множи­ тель определяются формулой (12.3). Для синглетного со­

Интеграл берется элементарно; подставляя результат инте­ грирования в формулу (12.10), а матричный элемент в свою очередь в общую формулу (12.1), получаем в независимом

фотомагнитного сечения меньше фотоэлектрического: их отношение равно

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

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

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

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

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

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

дятся в хорошем согласии с теоретическими значениями

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

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

такого значения сечения захвата в водороде является

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

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

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