Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка):
(1,5 + 2,8) мб
стрр (33,4±0,4) мб'
Таким образом, с точностью до погрешностей эксперимента
8. арр(Т) И стир(7). ИЗОТОПИЧЕСКАЯ ИНВАРИАНТНОСТЬ ЯДЕРНОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ПРИ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЯХ. ОСОБЕННОСТИ (ст^)т=1
Результат, полученный в п. 7, знаменателен тем, что обе нуклонные пары (р—р) и (п—п) имеют один и тот же изоспин Т = 1, хотя и различаются значением его проекций (+1 и — 1 соответственно). Поэтому равенство стрр = стпи можно считать одним из подтверждений принципа изотопической инвариантности ядерных сил при высоких энергиях.
Можно привести еще несколько экспериментальных подтверждений справедливости этого принципа!
84 Глава XV. Нуклон-нуклонные взаимодействия при высоких энергиях
На рис. 345 приведена зависимость полных сечений для (р—р)-и (и—/»)-рассеяния в широком интервале энергий — от 0,01 до 20 ГэВ. Из рисунка видно, что кривые сильно различаются вплоть до энергий Тк х 1 ГэВ, сходны в интервале энергий 1 < Г< 6 ГэВ и практически слива-Ofl1 О,1 1 ют,гэв ются при Т>6 ГэВ. Резкое различие Рис- 345 Стрр (Г) и о„р(Т) не должно вызывать
удивления, поскольку (и —/>)-рассеяние может происходить как с Т=1, так и с Т = 0, и сравнивать арр(Т) непосредственно с ст^р(Г) нельзя. Поэтому вопрос об изотопической инвариантности (р—р)- и (п — />)-рассеяний можно ставить только после разделения а„р(Т) на изотопически чистые составляющие.
В § 86, п. 6 было показано, как это можно сделать при помощи формулы (86.21). Напомним, что при получении этой формулы принцип изотопической инвариантности был использован в качестве гипотезы [стпр(8)г=1 = СТрР(6)]. И поскольку для стЯр(8)г=0 получился естественный результат [сгПр(8)г_о>0], его можно считать подтверждением (правда, косвенным) справедливости этой гипотезы.
К аналогичному заключению приводят результаты фазового анализа (п— />)-рассеяния, которые также были получены в предположении, что (сгЯр)г=1 = стРр. Мы видели, что фазовый анализ (п—р)т=0-состояния приводит к разумным значениям фаз и в частности обеспечивает непрерывный переход фазы 5( st) к 180° при Г->0.
Еще одно соображение в пользу изотопической инвариантности (/^—^-взаимодействия при высоких энергиях можно получить, рассмотрев рассеяние на 90°. В этом случае все полиномы Лежандра P[(cos8) для нечетных / равны нулю, т. е. пространственная часть волновой функции, описывающей рассеяние, должна быть симметрична. Тогда в соответствии с обобщенным принципом Паули (р—/>)-рассеяние должно происходить только с s = 0 (так как Т=1), а (п — />)-рассеяние — как с s=0 (при Т=1), так и с s=l (при Т = 0). Учитывая статистические веса состояний с разными спинами, имеем
аяр (90е) = \ °пР (90 )т =! + \ апр (90*)т = 0 (86.22)
или, полагая стпр(90 )т= i =стрр(90''), получаем
аяр (90й)=1 о-рр (90°) + \ аяр (90°)т=0 • (86.23)
§ 86. Нуклон-нуклонные взаимодействия при TN> НЮ МэВ
85
Положив стир(900)т=0>0, имеем
4стир(90°)^стрр(90'). (86.24)
Полученное неравенство выполняется при всех энергиях и это — нетривиальный результат, так как орр(90°) = const, а стир(90°) уменьшается с ростом энергии.
Таким образом, все экспериментальные факты, описанные в пп. 5—8, подтверждают справедливость гипотезы об изотопической инвариантности (N—^^взаимодействия не только при низких, но и при высоких энергиях. Так же как и при низких энергиях, характер взаимодействия между нуклонами при высоких энергиях определяется значением их суммарного вектора изотопического спина Т.
В § 84 было показано, сколь различны (Л^-Л^)-взаимодействия с разными значениями Т при низких энергиях и какую важную роль играет в этом различии спин. Посмотрим теперь, как они различаются при высоких энергиях, и попытаемся понять физическую причину этого различия.
На рис. 346 и 347 приведены сечения (N—ЛО-рассеяния при Т=1 и Т = 0 в функции от энергии и угла (для Г„ = 400 МэВ). Из рисунков видно, что ход сечений aNN(Q)T=0 и Onn(T)t=o примерно соответствует предсказаниям теории возмущений, во всяком случае в области энергий Г< 1 ГэВ. Следовательно, состояние с Т = 0 характеризуется относительно более слабым взаимодействием на очень малых расстояниях, чем состояние с Т=1. Из характера изменения стт(в)т=о (подъем сечения при 6>90°) следует большая роль перезарядки.
В отличие от <зт{Т)Т=0, которое монотонно падает вплоть до Г«1 ГэВ, сечение aNN(T)T=l резко возрастает при Тх
S 10TS3B
90 120 в',град
Рис. 346
Рис. 347
86 Глава XV. Нуклон-нуклонные взаимодействия при высоких энергиях
«0,3 ГэВ. С точки зрения изотопической инвариантности это различие естественно связать с рождением л-мезонов в (N—N)-соударениях, которое становится энергетически возможным как раз при 7"^ «0,3 ГэВ (см. §110). Поскольку л-мезоны имеют изотопический спин Т„=1, их рождение в (N—N)-соударениях более вероятно в том случае, когда изотопический спин взаимодействующих нуклонов в начальном состоянии равен единице (больше каналов реакции). Естественно, что с ростом энергии, когда становится возможным рождение нескольких л-мезонов с различным суммарным изоспином, а также открываются другие каналы реакции, различие в (<*№v)t=i и (сгм)т=о должно сгладиться, что и наблюдается на опыте. То же самое можно сказать и о различии oNN(Q)T=0 и o"mv(0)t=1, поскольку с ростом энергии относительная роль перезарядки также должна снижаться. Таким образом, энергетическая и угловая зависимости сечения (N—Л^-рассеяния естественным образом объясняются в рамках гипотезы об изотопической инвариантности, что также можно рассматривать в качестве ее экспериментального подтверждения.
