книги из ГПНТБ / Бете, Г. Теория ядерной материи

для увеличения вероятности появления второго импульса

настолько уменьшить фон для таких специфических импуль­ сов, что наблюдаемый эффект, вероятно, не сводился к случайным совпадениям. Предполагаемое усовершен­ ствование счетчиков должно в ближайшем будущем при­ вести к невызывающим сомнение результатам.

Отдача. Более, .легкий путь для выяснения данных о нейтрино состоит в получении дальнейших доказательств его участия в (3-распаде. Например, энергию нейтрино можно определить двумя методами: во-первых, измеряя энергию электрона и вычитая ее из полной энергии, выде­

к импульсу электрона.- Эти измерения очень трудно выпол­ нить ввиду того, что энергия отдачи мала.

Более удовлетворительный метод, который применил "Аллен [2], состоит в измерении отдачи ядра при захвате * К-электрона. При этом выгодно использовать очень легкое ядро, так как тогда энергия отдачи будет большей при данной энергии нейтрино. Но в любом случае энергия' отдачи составляет только* несколько электрон-вольт, и по­ этому очень важно избежать всяких поверхностных сил и влияния химической связи. Поэтому для опыта был выбран благородный газ. Энергия измерялась непосред­ ственно по времени пролета известного расстояния в вакуу­ ме. Применялась реакция

(6.3)

Так как /(-электрон имеет ничтожный импульс, то импульс ядра отдачи равен импульсу нейтрино. Далее, испускае­ мые нейтрино являются монохроматическими, их энергия равна разности масс ядер. Поэтому энергию отдачи легко подсчитать

где р — импульс нейтрино.

Измеренные энергии отдачи имели изолированный пик при 9,7 эв. Наблюдение таких отдач не «доказывает», что нейтрино действительно испускается,-но оно дает допол­ нительные весьма подтверждающие гипотезу о нейтрино сведения о том, что импульс, исчезающий в процессе [З-рас- пада, можно приписать одиночной релятивистской частице, движущейся в определенном направлении с энергией,

§ 7. ПИ-МЕЗОНЫ И ДРУГИЕ ЧАСТИЦЫ

Испускание, поглощение и рассеяние ядрами других ядер, протонов, нейтронов, электронов и у-лучей (фотонов) представляют собой давно изучаемые явления. Простей­ шие из ядер — нейтрон и протон — рассматриваются как составные части, из которых построены более сложные системы. Фотоны образуются в акте перехода между состояниями ядерной системы и не мыслятся в качестве не­ зависимо существующих составных частей. Ясно, что основные частицы не вполне независимы; нейтрон может самопроизвольно превращаться в протон, электрон' и ней­ трино. Этот процесс происходит так редко, что мы часто можем его игнорировать. Распад свободного нейтрона про­ исходит в среднем за несколько тысяч секунд, в то время как внутри ядра характеристическое время между соуда­ рениями нуклонов составляет только Ю - 2 1 сек. Для созда­ ния удовлетворительной картины строения ядра часто достаточно считать, что ядро является совокупностью протонов и нейтронов, находящихся во взаимодействии,

при котором могут появляться и исчезать фотоны и даже (но более редко) электроны и нейтрино, как события, сопро­ вождающие переходы между стационарными состояниями системы нуклонов.

Но начиная с 1947 г. стало известно, что существует другой класс частиц, названных л-мезонами, которые могут сильно взаимодействовать с нуклонами и ядрами. Они могут испускаться, поглощаться и рассеиваться. Они могут независимо существовать в свободном состоя­ нии, причем время их жизни велико по сравнению с вре­ менем ядерных столкновений и их внутренние свойства доступны измерению. Их роль как временных составных частей ядра отмечалась теоретически уже давно, но и до настоящего времени она полностью неясна. В § 18 мы крат­ ко изложим теории, в которых наличие этих частиц связы­ вается с ядерными силами и свойствами самих нуклонов. Здесь мы будем описывать мезоны как независимые час­ тицы, которые могут возникать при ядерных реакциях, если в них выделяется достаточная энергия. Известны три разно­ видности тг-мезона, различаемые по их заряду: положитель­

Среднее время жизни для распада %~- и тс+-мезонов одинаково с точностью до экспериментальных ошибок (порядка 10%); наилучшее измеренное значение

х (w*) = 2,55 ± 0,1 .Ю"8 сек.

речных сечений с использованием принципа детального равновесия для определения статистических весов свобод­

ход различных реакций с испусканием или поглощением

3. МЮ-МЕЗОНЫ

Мы уже пользовались символом |л± для обозначения продуктов распада ^-мезона. Эта частица называется ^.-мезоном и является первой частицей с массой, проме­ жуточной между массой электрона и нуклона, которая была обнаружена. Наиболее известна роль р-мез.онов как главной ионизующей составляющей космических лучей на уровне моря; практически р.-мезон является единствен-

слабое взаимодействие с ядрами. Благодаря тому что соотношение между энергией и пробегом определяется почти исключительно ионизацией, ^.-мезоны очень большой энергии могут проникать буквально сквозь километры горных пород. Наоборот, тг-мезоны сильно взаимодей­ ствуют с ядрами и вследствие этого их средний пробег в веществе определяется геометрическим сечением ядер, которые представляются более или менее непрозрачными для тз-мезонов. Их проникающие свойства ограничены при любой энергии несколькими метрами твердого веще­ ства; иногда их путь заканчивается самопроизвольным распадом.

4. ДРУГИЕ МЕЗОНЫ

Другие мезоны, которые открыты или на существование которых по' крайней мере имеются указания, исчисляются десятками. Они могут оказаться в большей или меньшей степени существенными для выяснения природы ядерных сил. тс-мезоны, по-видимому, связаны с ядерными силами самым непосредственным образом; остальные мезоны мы не будем рассматривать в этой книге. Они пока что отно­ сятся не к ядерной физике, а к физике высоких энергий.

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

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,

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

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

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