Упругое рассеяние протонов с энергией I ГэВ на ядрах Ip-оболочки и ядерные плотности

• Автор: Домченков, Олег Алексеевич
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1984
• Место защиты: Ленинград
• Количество страниц: 160 c. : ил

ПРЕДИСЛОВИЕ
Глава I. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА. РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИЙ
Глава II. МЕТОД АНАЛИЗА
Глава III. ЯДРА СО СФЕРИЧЕСКИ СИММЕТРИЧНОЙ ОДНОЧАСТИЧНОЙ
ПЛОТНОСТЬЮ
Глава IV. ДЕФОРМАЦИЯ ЯДЕР СО СПИНОМ 1=0 И ЕЁ ВЛИЯНИЕ НА
ДИФРАКЦИОННОЕ РАССЕЯНИЕ ПРОТОНОВ (Ер = I ГэВ)
Глава V. НЕСФЕРИЧЕСКИЕ ЯДРА 9Ве и ПВ (1=3/2). МОДЕЛЬНАЯ
НЕОДНОЗНАЧНОСТЬ АНАЛИЗА
Глава V1. ПЛОТНОСТЬ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ЗАРЯДА И МАТЕРИИ В НЕСФЕРИЧЕСКИХ ЯДРАХ 1р-0Б0Л0ЧКИ (6Ц, 9Ве, ПВ,
14Й )
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
ПРЕДИСЛОВИЕ
Упругое рассеяние протонов с энергией I ГэВ на атомных ядрах представляет собой типичный дифракционный процесс, аналогичный известному явлению дифракции света на черном диске. В классическом опыте параллельный пучок света с длиной волны Л падает перпендикулярно на чёрный диск радиуса А , и, в случае /[г. А. , на экране, помещённом позади диска, наблюдается ха -рактерное чередование светлых и тёмных концентрических окружностей, получивших название дифракционных колец. Теория этого явления, основанная на принципе Гюйгенса, дает однозначную связь между тремя величинами: длиной волны Л , радиусом диска А и расстоянием между дифракционными кольцами. Таким образом, наблюдая дифракционную картину и зная величину Л , легко определить

В случае дифракции протонного пучка на атомных ядрах последние играют роль "чёрного шарика". Энергии протонов I ГэВ соот -ветствует длина волны Л ~ 0.73 фм.к Поскольку радиусы почти всех ядер лежат в пределах А * (2 * 6) фм, то эта энергия оказывается очень удобной для получения дифракционной картины и определения размеров ядер.
Так же как и в классическом эксперименте, для проведения "чистого опыта" необходим источник монохроматического излучения, роль которого играет ускоритель протонов. Монохроматичность определяется энергетическим разрешением установки, которое в экспериментах, обсуждаемых ниже, составляет величину ~ I МэВ.
* I фм » I ферми « КГ^ем. В дальнейшем единицей длины, объема и т.д. будут I фм, I фм^ и т.д.

Если в классическом опыте вопрос о том, что понимать под размером диска, не стоит, то в случае рассеяния на ядрах быстрых частиц (не обязательно протонов, но и, например, электронов) дело обстоит иначе. Понятие о размере ядра в известном смысле условно и включает в себя пространственные характеристики области взаимодействия с ядром тех частиц, с помощью которых ядро изучается. Так, в электронном рассеянии определяют зардовый радиус ядра, характеризующий электростатическое взаимодействие электроО О
нов высокой энергии (Е —10 * 10° МэВ) с ядром. Подобно этому можно ввести и радиус взаимодействия с ядром быстрых протонов (Ер— I ГэВ).
Если воспользоваться общепризнанным представлением о том, что ядро состоит из протонов и нейтронов, и^состояние ядра задается волновой функцией , 1°^ , ..., / д ), зависящей от координат входящих в ядро нуклонов, то можно ввести определение радиуса ядра, в котором явно не присутствует та пробная частица, с помощью которой ядро исследуется. Однако и при таком подходе определение радиуса ядра является ограниченным по двум причинам. Во-первых, указанное представление является приближенным. Известно, например, что нуклоны в дейтоне около 1% времени проводят в состоянии изобары, при этом трудно говорить о существовании од -новременно протона и нейтрона. Во-вторых, "независимость" в определении радиуса достигается ценой введения дополнительных гипо -тез, требующих самостоятельной проверки. Содержание этих гипотез раскрывается при детальном рассмотрении механизма рассеяния.
Под механизмом рассеяния обычно понимают теорию, которая достаточно точно передает основные закономерности процесса рас -сеяния. Такой теорией по отношению к упругому рассеянию протонов

Я<г)*

’^ря(ой0г^4‘йт*«ехр^)'1¥ (2эл)
■І /'■ |£° (г*А, а«.) 1-- і А
О г
(29.2)
Здесь р0 ( Г №2. , ^2. ) задается выражением (26.1) с С = I, но параметры Ях и С1 X могут, вообще говоря, отличаться от параметров Я и С1 , относящихся к сферическому компоненту.
Выражения (26.1), (26.2) и (29.2) не отвечают требованиям правильного поведения плотности вблизи центра ядра. Однако при вычислении амплитуд протон-я^ерного рассеяния выражения (25) входят под интегралы типа 1 б***'с13Р... или , которые
являются сходящимися, и проблема, таким образом, отпадает. Физи -чески такая некритичность к поведению плотности на малых расстояниях от центра ядра связана как с малостью "рабочего объема" при малых Г .имеющего порядок ^ Г*с1 Г , так и с экранированием центральной области ядра внешними нуклонами. По этим причинам характер поведения плотности при малых Г не является существенным для дифференциального сечения упругого рассеяния, если речь не идет о больших переданных ядру импульсах.
4. Рабочие формулы.
Для вычисления дифференциальных сечений упругого рассеяния протонов на ядрах удобно выбрать ось квантования, направленную
-*э —*?
вдоль вектора К = ( )/2, где и - импульсы
рассеиваемого протона до и после рассеяния соответственно.