Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике 1. Первое явление из области ядерпой физики было открыто в 1896 г. Анри Беккерелем (1852-1908). Это – естественная радиоактивность солей урана, проявляющаяся в самопроизвольном испускании невидимых лучей, способных вызывать ионизадию воздуха и почернение фотоэмульсий. Через два года Пьер Кюри (1859-1906) и Мария Склодовская-Кюри (1867-1934) открыли радиоактивность тория и выделили из солей урана полоний и радий, радиоактивность которых оказалась в миллионы раз сильпее радиоактивности урана и тория. Детальное эксрериментальное изучепие радиоактивных излутений было произведено Резерфордом. Он показал, что радиоактивные излучения состоят из трех типов лучей, названных соответственно $\alpha-, \beta-$ и $\gamma$-лучами. Бета-лучи состоят из отрицательных электронов, движущихся значительно быстрее, чем әлектроны в катодных лучах, $\alpha$-лучи – пз положительно заряженных частиц ( $\alpha$-частиц, масса которых равна массе ядра гелия), $\gamma$-лучи аналогичны лучам Рентгена, только значительно более жесткие. В соответствии с этим $\alpha$ – и $\beta$-лучи отклоняются магнитным полем, и притом в противоположные стороны, а на $\gamma$-лучи магнитпое поле ве действует. Наименьшей проникающей способностью и напбольшим иопизующим действием обладают $\alpha$-лучи. Они поглощаются слоем алюминия толщиной всего в несколько микрометров. Для поглощения $\beta$-лучей требуется слой алюминия в среднем толщиной 1 мм. Ионизующая способность $\beta$-лучей мпого меньше, чем $\alpha$-лучей. Наибольшей пропикащей способностью и паименьшим ионизующим действием обладают $\gamma$-лучи. Для защиты от них применяются свинцовые листы толщиной, зависящей от ивтенсивности излучения. Ядерная природа радиоактивности была понята Резерфордом после того, как в 1911 г. он предложил ядерную модель атома (см. § 9) и установил, что радиоактивные излучения возникают в результате продессов, происходящих внутри атомного ядра. С этого момента и ведет свое пачало ядерпая физика. Средиее время жизни нейтрона близко к 15,3 мин. Казалось бы, пет смысла говорить о нейтроне как об «элементарной» частице, а следует рассматривать его как «составную» частицу. Однако внутри ядра протон не свободен и ведет себя так же, как составная частица, расиадающаяся па нейтрон, позитрон и электронное нейтрино: Поэтому с тем же оспованием протон можно считать «сложной» частицей, превращающейся в более «простую» – нейтрон. Это означает, что вопрос о том, какая частица – прөтон или нейтров-более элементарна, лишен физического смысла. В этом отношении обе частицы равноправны. Какая из них распадается, вависит от эпергетических соотношений. В свободном состоянии неїтрон радиоактивен, а шротон стабилен, т. е. идет процесс (63.1). Внутри же ядра возможны оба процесса (63.1) и (63.2). Тип распада определяется массами рассматриваемого ядра и возможных продуктов распада. Өто обстоятельство и дает возможность рассматривать обе частицы – протон и нейтрон – как элементарные, взаимно превращающиеся друг в друга. Число протонов в ядре (зарядовое число) принято обозпачать через $Z$, число нейтронов – через $N$. Их сумма $A=Z+N$ пазывается массовым числом ядра; число $Z$ называют такяе порядковым номером элемента. Атомы с одинаковыми $Z$ (т. е. атомы одного и того же элемента), но различными $N$ пазываются изотопами, с одинаковыми $A$, но различными $Z$ – изобарами, с одинаковыми $N$, но различными $Z$ – изотопами. Наряду с термином ядро атома используется также термин иуклид. Масса частицы связана с ее полной энергией соотношением Эйнштейна $\mathscr{E}_{\text {пол }}=m c^{2}$. Поэтому в ядерной физике и физике әлементарных частиц массу принято измерять в единицах энергии, притем за единицу энергии принимается мегаэлектронвольт (МэВ). В этих единпцах $m_{\mathrm{e}}=0,511$ МэВ, $m_{\mathrm{p}}=938,3 \mathrm{MэB}, m_{\mathrm{n}}=$ $=939,6$ МэВ. При этом в указанных разделах физики под $m$ понимается всегда масса покоя частицы (обозначение $m_{0}$ пе применяется). Принято также массу частицы измерять в так называемых атоміых единицах массы (а. е. м). За атомную единицу массь прннимается $1 / 12$ часть массы нейтрального атома углерода ${ }^{12} \mathrm{C}$. Нетрудно подсчитать, что 1 а. е. м. $=931,502$ МэВ. На малых расстояниях (например, впутри ядра) между этими частицами действуют мощные ядерные силы, по сравненю с которыми электромагнитные силы в сотни раз слабее. В пренебрежении әлектромагнитными силами протон и нейтрои обладают одинаковыми свойствами: при прочих равных условиях ядерные силы, действующие между двумя протонами, равпы ядерным силам, действующим между двумя нейтронами, а также между нейтроном и протоном. Это свойство называется зарядовой симметрией ядерных сил. Оно является проявлением еще более глубокой закономерности, называемой изотопической инвариантностью. В атомной физике, даже не зная закона Кулона, можно было бы в значительной степени восстановить его, изучая энергетический спектр атома водорода, поскольку последний содержит охень много уровней. В физике же ядра из-за короткодействующего характера ядерных сил такой возможности нет, так каю имеется всего одно связанное состояние из двух нуклонов – дейтрон, состоящий из протона и нейтрона. Дейтроп же имеет всего одии энергетический уровень (см. задачу к § 26), а этого, конечно, мало для суждения о силах, действующих между протоном и нейтроном. Положение осложняется тем, что силы взаимодействия пуклонов зависят не только от расстояиия между ними, но и от их скоростей, а также от ориентации спинов. В теории атома для преодоления аналогичной трудности разработаны превосходные приближенные методы – метод Хартри (1897-1958) и еще более точный метод Фока (1898-1974). Они используют то обстоятельство, что атом практически пуст-расстояния между әлектронами атомной оболочки, а также между последними и ядром атома очень велики по сравнению с размерами әтих частид. В случае ядер такой возможности пет, так жак расстояния между нуклонами ядра того же порядка, что и размеры сампх нуклонов. Поэтому указанные методы в случае ядра неприменимы. Число нуклонов в ядре (за исключением только протова и дейтрона – ядер атомов водорода и дейтерия) всегда больше двух. Поэтому ядро следует рассматривать как систему многих тастиц. Если бы число частиц в системе было очень велико, то надежное и даже единственно возможное описание ее состояния давал бы статистический метод. Но это условие совсем не выполняется для легких ядер. Для них статистический метод неприменим. Им можно пользоваться для средних и в особенности для тяжелых ядер. Но и здесь применимость статистического метода ограничена, так как число нуклонов даже в тяжелых ядрах все же недостаточно велико. Физические величины, характеризующие свойства атомных лдер, можно разделить на статические и динамические. Статические характеристики относятся к определенному, обычно невозбужденному состоянию ядра; динамические проявляются при нозбуждениях и распадах ядра и в ядерных реакциях. Статические характеристики обычно называют свойствами стабильных ядер. Изменение терминологии, которому мы следуем, предложеэо Ю. М. Широковым и Н. П. Юдиным в их известном учебнике \”Ядерная физика\” (М.: Наука, 1980). Оно оправдано тем, что между стабильными и радиоактивными ядрами, как уже указывалось выше, нет резкой границы. Статические же свойства шри- сущи не только стабильным, но и радноактивпым ядрам и даже ядрам в возбужденных состояниях. Важнейшими статическими характеристиками ядра являются: зарядовое число (атомный номер) $Z$, масса ядра $M$, энергия связи $\mathscr{E}_{\text {св }}$, спин $I$, магнитный момент $\mu$, электрический квадрупольпый момент $Q$, радиус $R$ и несферичность ядра $\delta R / R$, четность $P$ волновой функции $\psi$, изотопический спин $T$, спектр возбужденных состояний. Радиоактивные ядра дополнительно характерпзуются типом радиоактивного превращения ( $\alpha$ – или $\beta$-распад, спонтаниое деление и пр.), временем жизни $\tau$ (или периодом полураспада $T_{1 / 2}$ ), энергией испускаемых частид и т. п. Об интенсивности перечисленных взаимодействий можно судить по скорости продессов, вызываемых ими. Обычно для сравнения берут скорости продессов при кинетических энергиях сталкивающихся частид около 1 ГәВ; такие энергии характерны для физики элементарных частид. При таких эпергиях продессы, вызываемые сильными взаимодействиями, совершаются за времена порядка $10^{-23} \mathrm{c}$, электромагнитными – за времена порядка $10^{-20} \mathrm{c}$, слабыми – за времена порядка $10^{-9}$ с. Другой величиной, характеризующей интенсивность взаимодействия, является длина свободного пробега частицы в веществе. Сильновзаимодействующие частицы при энергии около 1 ГәВ можно задержать железпой плитой толщиной в несколько десятков сантиметров. Нейтрино же с энергией $10 \mathrm{MэB}$ (такова энергия антинейтрино, образующихся в ядерных реакторах), которым свойственно только слабое взаимодействие, для своего вадержания потребовали бы слоя железа толщиной не менее $10^{9}$ км. Сплиые и слабые взаимодействия проявляются только па коротких расстояниях. Радиус действия сильных взаимолействий (0,002 ферми). Электромагиитные силы, напротив, являются дальнодействующими; оии убывают обратно пропорциональпо квадрату расстояния между взаимодействующими частидами. IIо тому же закону убывают с расстоянием и гравитационные силы. Поэтому отношение электромагнитных и гравитационных сил не зависит от расстояния между взапмодействующим частицами. При одном и том же расстоянии оно равно $F_{\text {эл }} / F_{\text {гр }}=e_{1} e_{2} / G m_{1} m_{2}$, гце $G$ – гравитационная постоянная, $m_{1}$ и $m_{2}$-массы частиц, а $e_{1}$ и $e_{2}$ – их электрические заряды. Для взаимодействия двух протонов эта формула дает $F_{\text {эл }} / F_{\text {гр }} \approx 1,23 \cdot 10^{36}$. Таким образом, в области, где проявляются слабые силы, гравитацнонное взаимодеӥствие частиц на много порядков меныие лаже слабого. Поэтому в физике микромира при современном ее состоянии гравитационное взаимодействие пе учитывается. Но в макромире шри рассмотрении движения больших масс: галактик, звезд, планет и пр., а также при рассмотрении движения небольmих макроскопчческих тел в поле таких масс гравитациопное взаимодействие становится определяющим. Особенно существенпую, пожалуй, главную роль оно пграет в процессах образования і эволюции звезд (см. гл. XV). Обусловлено это двумя обстоятельствами: во-первых, дальнодействующим характером гравитациопных сил, во-вторых, положительностью масс всех тел. В силу второго обстоятельства гравитационные силы всегда являются силами притяжения. При увеличении масс взаимодействующих тел гравитацнонное взаимодействие между ними усиливается и притом пропорционально массам обоих тел. Этого не происходит в случае электрического взапмодействия макроскоппческих тел, так как положительные и отрицатольные заряды составляющих их частид в высокой степени нейтрализуют друг друга. Вот почему электрические силы ше оказывают существенного влияния на движение больших масс, хотя в случае взаимодействия тел, состоящих только из положительных пли только отрицательных частид, опи знатительно больше гравитационных и также являются дальнодействующими. Против представления взаимодействия посредством обмена квантами поля можно выдвинуть следующее возражение. Пока частица свободна, она не может испустить или поглотнть квант поля. Для испускания и поглощения фотона это утверждение уже было доказано в § 1. Повторим его еще раз в измегенной форме, не предполагая, что масса покоя кванта поля равна нулю. Рассмотрим сначала продесс испускания кванта и применим доказательство от противного. Пусть масса покоя частицы до испускания кванта равна $m$. После испускания кванта масса покоя может измениться, обозначим ее через $\mathrm{m}^{\prime}$. При испускании частица может получить импульс отдачи $p$. В системе, в которой частица покоилась до испускания кванта поля, закон сохранения энергии записывается в виде где $\mathscr{E}_{\text {ки }}$ – эергия испущенного кванта. Если импульс кванта II, то, очевидно, $p+\Pi=0$. Из написанного уравнения видно, что $m^{\prime} c^{2} \leqslant m c^{2}$. Если частица стабильна, а это надо предполагать, то еө энергия минимальна и не может дальше уменьшаться. Поэтому должно быть $m=m^{\prime}, p=\Pi=0, \mathscr{E}_{\text {кв }}=0$. Итак, испущенный квант поля не обладает ни эпергией, ни импульсом. А это значит, тто такого кванта вообще нет. Доказательство, по существу, предполагает, что при испускании кванта поля внутрепее квантовое состояние частицы не изменяется. Если то же самое имеет место и при поглощении, то не составит труда распространить доказательство и на поглощение. Это предлагается сделать читателю. Квантовая теория снимает выдвипутое возражение, используя принцип неопределенности Гейзенберга. Если квант поля существует в течение короткого промежутка времени $\Delta t$, необходимого для переноса взаимодействия, то его энергия $\mathscr{E}$ не может быть точно определенной. Ее неопределенность $\Delta \mathscr{E}$ удовлетворяет соотношению Гейзепберга $\Delta \mathscr{E} \cdot \Delta t \approx \hbar$. Формально это означает, что для таких промежутков времепи вакон сохранения энергии нарушается. Иначе можно сказать, что для частиц, переносящих взаимодействие, нарушается обыиная связь между энергией и импульсом. Поэтому их называют не просто частидами, а виртуальными частицами пли виртуальными квантами поля. Из таких виртуальных квантов, пспускаемых и поглощаемых действительными частидами, и состоит силовое поле, их окружающее. В частности, әлектромагнитное поле, окружающее әлектрический заряд, состоит из иснускаемых и поглодаемых виртуальпых фотонов. Процессы пспускания п поглощения виртуальных частиц называот также виртуальными. Электромагнитные взаимодействия осуществляются обменом фотонами. Масса фотона $m=0$, поэтому радиус действия электромагнитных сил $R \approx \infty$, т. е. эти силы являются дальнодействующими. Дальнодействующими являются и гравитационные силы, перенос которых осуцествляется гипотетическими гравитонами. Гравитопы из-ва исключительной слабости гравитационпого взаимодействия не наблюдались на опыте и, по-видимому, еще очепь долго не будут наблюдаться, но теоретики не сомневаются в их существовании. На основании дальнодействующего характера гравитационных сил следует ваключить, что масса гравитона должна равняться нулю. Окава в 1935 г. высказал предположепие о существовапии особого поля ядерных сил. Кваптами әтого поля лвляются частицы, которые, согласно гипотезе Юкавы, и осуществляют взаимодействие между пуклочами. По әкспериментальным данным радиус действия ядерных сил равеп $1,2 \cdot 10^{-13}$ см. Исходя из этого, можно оденить с помощью формулы (63.4) массу гипотетической частицы Окавы. Она оказалась равной $270 m_{\text {e (около }} 140$ МәВ). Вскоре в 1937 г. Недцермайер (р. 1907) и Андерсоп (р. 1905). открыли в носмических лучах положительные и отрицательшые частицы ( $\mu^{ \pm}$) массой $207 m_{\text {e }}$ ( $106 \mathrm{MəB}$ ), называемые теперь мюомами (первоначальное пазвание – мезоны). Естественио было предположить, что мюоны и являются частицами Юкавы. Однако это предположение сразу же пришлось отвергнуть, так как мюоны очень слабо взаимодействуют с веществом и поэтому не могут быть переносчиками ядерного взаимодействия. (Врсмя жизни мюона в системе отсчета, где он покоится, $\tau_{\mu}=2,2 \cdot 10^{-6} \mathrm{c}$, так тто релятивистские мюоны, образующиеся в верхних слоях атмосферы, могут доходить и действительно доходят до поверхности Земли.) Лишь через 10 лет в 1947 г. Пауэлл (1903-1969), Оккиалини (р. 1907) п Латтес (р. 1924) в фотоэмульсиях, облученных космическими лучами в верхних слоях атмосферы, открыли следы заряженных частиц, названных пионами ( $\left.\pi^{ \pm}\right)$, которые распадаются на мюоны и нейтрино. В 1950 г. был открыт и нейтральный шион $\pi^{0}$. Пионы сильно взаимодействуют с веществом (время жизни $\tau_{\pi \pm}=2,6 \cdot 10^{-8} \mathrm{c}$, а $\tau_{\pi^{0}}=0,83 \cdot 10^{-16} \mathrm{c}$ ). Поэтому шионы удовлетворяют требованиям, нредъявляемым к тастицам, переносящим ядерное взаимодействие. До недавнего времепи считали, что пионы осуществляют силыные взаимодействия. Сейчас эта роль отводится глюонам. Как было указано выше, слабые взаимодействия переносятся $\mathrm{W}^{ \pm}$- п $\mathrm{Z}^{0}$-промежуточпыми бозонами. По әкспериментальным данным массы $\mathrm{W}^{ \pm}$- и $\mathrm{Z}^{0}$-бозонов соответствено приближенно равиы 80 и 90 ГэВ. Эти данные с помощью формулы (63.4) позволяют оценить радиус действия $R$ слабых сил. Для оценки возьмем $\mathrm{W}^{ \pm}$-бозоны, поскольку им соответствуют меньшая масса и, следовательно, больший радиус действия. Полагая $m c^{2}=80$ ГәВ, $\hbar c=1,973$ ГәВ $\cdot$ см, получим
|
1 |
Оглавление
|