Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. СЛАБОЕ НЛШН-НУКЛОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СОВРЕМЕННОЕ СОСТОЯНИЕ ТЕОРИИ И ЭКСПЕРИМЕНТА 7
1.1. Гамильтониан и токи слабого взаимодействия 7
1.2. Потенциал слабого нуклон-нуклонного взаимодействия 12
1.3. Эффекты несохранения чётности в ядерных реакциях при низких энергиях. Теория 21
1.4. Эффекты несохранения чётности в ядерных реакциях при низких энергиях. Эксперимент 28
1.4.1. Тяжёлые и средне-тяжёлые ядра 29
1.4.2. Лёгкие ядра 36
1.4.3. Малонуклонные и нуклон-нуклонные системы 41
ГЛАВА II. ОСОБЕННОСТИ ПОСТАНОВКИ ЭКСПЕРИМЕНТОВ ПО НАБЛВДЕНЙЮ ЭФФЕКТОВ НЕСОХРАНЕНИЯ ЧЁТНОСТИНА РЕАКТОРЕ 56
11.1. Создание высокоактивного источника квантов - реакции 56
11.2. Система детектирования ЦП -квантов 67
11.3. Электронная часть установки 78
11.4. Эффекты высших порядаов в комптоновском рассеянии X-квантов на поляризованных электронах 89
ГЛАВА III. ЭКСПЕРИМЕНТЫ ПО ИЗМЕРЕНИЮ ЦИРКУЛЯРНОЙ ПОЛЯРИ ЗАЦИИ X -КВАНТОВ В РЕАКЦИИ 97
III I. Первый цикл экспериментов (1968 - 1972 гг.) 98
III.I.I. Основные и контрольные измерения 98
III I.2. Анализ возможных источников эффекта 105
III.2. Второй цикл экспериментов (1979 - 1983 гг.) . 108
III.2.1. Контрольные опыты 109
III.2.2. Результаты измерений 117
III. 3. Обсуждение результатов 120
ГЛАВА ІV. ИССЛЕДОВАНИЕ ЦИРКУЛЯРНОЙ ПОЛЯРИЗАЦИИ Т -КВАНТОВ В ИНТЕГРАЛЬНОМ f -СПЕКТРЕ -РЕАКЦИИ НА ЯДРАХ 125
ІV.І. Вводные замечания 125
ІV.2. Постановка экспериментов 127
IV. 3. Выбор ядер 132
ІV.4. Результаты измерений и их обсуждение 136
ГЛАВА V. ЭКСПЕРИМЕНТЫ ПО ИССЛЕДОВАНИЮ РЕАКЦИИ НА ПОЛЯРИЗОВАННЫХ НЕЙТРОНАХ 148
V 1. Постановка задачи 148
V.2. Проверка вклада S< захватного состояния в реакции 151
V.2.І. Теория 151
V.2.2. Эксперимент 153
V.2.3. Результаты измерений и их обсуждение 158
V.З. Циркулярная поляризация ^ -квантов в реакции и структура дейтрона 161
V. 3.1. Эксперимент с пара водородной мишенью 162
V.3.2. Результаты измерений и анализ 166
ЗАКЛЮЧЕНИЕ 172
ЛИТЕРАТУРА I7 5
- Гамильтониан и токи слабого взаимодействия
- Создание высокоактивного источника квантов - реакции
- Первый цикл экспериментов (1968 - 1972 гг.)
- Вводные замечания
- Проверка вклада S< захватного состояния в реакции
Гамильтониан и токи слабого взаимодействия
В современной теории /ЇДІ- 3/ гамильтониан слабого взаимодействия записывается в виде произведения ток х ток где G - константа слабого взаимодействия, по порядку величины равная 10" /Ш (М - масса нуклона),
А= Дх + (х - слабый ток, имеющий векторную и аксиально-векторную пространственно-временную структуру и учитывающий вклад лептонных и адронных полей.
Согласно современной единой теории электрослабого взаимодействия Глэшоу-Вайнберга-Салама /12-13/, в (I.I.) следует включать как произведение заряженных токов ( что в низкоэнергетическом пределе соответствует "старой" теории Кабиббо ), так и произведение нейтральных токов. Рассмотрим ситуацию с заряженными токами, дополняя её там, где это необходимо, замечаниями о том, что даёт учёт нейтральных токов.
Заряженный лептонний ток имеет простую форму (лептоны считаются точечными частицами) члены от более тяжёлых лептонов. Здесь L- операторы поля для данного типа лептонов, матрицы Дирака, YB=V«ftbfi Лептонный ток не даёт вклада в рассматриваемые в данной работе процессы, обусловленные слабым взаимодействием между нуклонами, поэтому не будем выписывать здесь его полный вид с учётом вклада нейтральных токов.
Заряженный адронный ток в модели Кабиббо разбивается на две компоненты : сохраняющую (AS= О).И не сохраняющую (&S= I) странность, смешивание которых определяется углом Кабиббо Ос (Экспериментальное значение угла Кабиббо, определённое из анализа слабых распадов барионного октета, 9С= 0,220 - 0,002 ). При этом дба тока состоят из векторной и аксиально-векторной частей которые в представлении SU(3) являются компонентами октетов векторных ( А , i= 1,2.,..8) и аксиально-векторных ( 5х » г = «1,2...8) токов.
Векторные и аксиально-векторные токи, записанные через операторы кварковых полей.
Такое отождествление исключительно важно. Во-первых, электромагнитный ток может быть представлен в виде суперпозиции нейтральных компонент того же октета векторных токов:
Во-вторых, операторы изоспина Тк ( к = 1,2,3 ) и гиперзаряда У также могут быть выражены через компоненты того же октета.
Использование свойств SU (3) - симметрии позволило сформулировать ряд важных выводов и предсказаний, среди которых гипотезы о сохранении векторного тока - / и 0 частичном сохранении аксиально-векторного тока с включением распадов странных частиц, а также целый набор различных коммутационных соотношений, проверяемых в эксперименте. Кроме того, SU (3) -симметрия при использовании ток-токовой формы гамильтониана приводит к определённым следствиям относительно изоспиновой структуры слабого взаимодействия. Отметим пока, что слабый адронный ток, сохраняющий странность ( п.х ), является изовектором (Т= І, Т3= і I), а барионный ток, изменяющий странность на единицу ( Н-д/ 4 ) - изоспинором ( AT = ).
Создание высокоактивного источника квантов - реакции
Современные исследовательские реакторы обладают относительно высокой плотностью потока тепловых нейтронов в активной зоне и отражателе : в реакторах среднего класса она составляет 10 H/CNT.C, в высокопоточных реакторах 10 н/сьг.о. Однако в ряде случаев, в частности, когда речь идёт об исследованиях на малонуклошшх системах, где ожидаемая величина эффектов несохранения чётности 10 - 10 , и этой интенсивности оказывается недостаточно. В самом деле, .для достижения необходимой статистической точности при указанной величине эффекта не-обходимо зарегистрировать 10х - 10х актов взаимодействия, т.е. при .длительности "чистых" измерений в 100 суток регистрировать ежесекундно до 10 - 10 исследуемых событий. На первый взгляд, такая цифра не кажется нереально большой. Однако следует помнить, что на практике время проведения эксперимента с учётом контрольных опытов, настройки и всякого рода неполадок, существенно превышает время "чистых" измерений. А главное - каждый конкретный эксперимент налагает свои дополнительные требования, которые приводят и к дополнительным потерям. Так, например, для исследования асимметрии вылета t -квантов требуются поляризованные нейтроны, которые, естественно, могут использоваться лишь в выведенном пучке, а это сразу ведёт к потере в интенсивности из-за малости телесного угла, который составляет 10 - 10 от к% при расстоянии от донышка канала до мишени 10 м и сечении пучка порядаа нескольких см , плюс потери цри рассеянии и поляризации. В итоге даже на гренобльском реакторе пучок, на котором ставился эксперимент по исследованию углового распределения х -квантов в реакции nf -захвата / 9/, имел интенсивность ЗЛО8 н/с при площади сечения 3 см .
В случае измерения ЦП х-квантов дело осложняется тем, что поляризационная эффективность поляриметров, используемых для этих целей, как правило, не превышает Ъ% (см.П.2), т.е. измеряемая на опыте величина эффекта ещё в 20 раз меньше, что эквивалентно потере интенсивности в 400 раз. Если к этому добавить потери на телесный угол от источника нейтронов к мишени и от мишени к детектору т -квантов, то станет ясным, что постановка такого эксперимента в ftf -реакции является весьма непростой задачей на выведенном пучке. Р.Вилсон, проанализировавший воз можности выполнения измерений ЦП V -квантов из реакции на различных реакторах мира , ограничился проведением экс на различных реакторах м.
Естественным выходом в этом случае является размещение мишени внутри активной зоны реактора. При этом можно использовать идею так называемой нейтронной ловушки, примером которой в реакторах водо-водяного типа (с легководным замедлителем нейтронов) является водная полость - некий объём, заполненный водой,-в активной зоне 1с57Л Оптимизируя размеры такой полости, можно добиться существенного увеличения потока тепловых нейтронов внутри неё по сравнению со средним потоком в зоне. В частности, в случае реактора ВВР-М ЛИЯФ АН СССР при .диаметре водной полости 120-130 мм поток тепловых нейтронов в ней втрое превышает поток в зоне и бериллиевом отражателе и составляет -ЗЛО1 н/см .с. Помещая исследуемую мишень в такую полость, можно получать источники X -квантов И -реакции достаточно высокой активности, так что даже с учётом потерь на поглощение в сердечнике поляриметра и на телесный угол от мишени к детектору, расположенному в 4-5 метрах от источника, скорость счёта в детекторе получается порядка нескольких единиц на 10 в секунду.
Первый цикл экспериментов (1968 - 1972 гг.)
Установка была испытана на предмет определения чувствительности к истинной поляризации и разного рода ложным эффектам. Проведенные при этом контрольные опыты можно разделить на три стадии.
На первой стадии проверялась работа поляриметра и измерительной схемы в условиях, отличных от основных измерений. При этом в качестве источника неполяризованных \ -квантов использовался источник Na, который после р-распада в Ma испускает V-лу-чи с энергией 2,75 МэВ мультшюлыюстью Е2. Энергия перехода близка к энергии f-квантов пр -захвата (2,23 МэВ), а мульти-польность у -перехода давала основания считать его X -кванты неполяризованными. Облученные в реакторе в течение суток блочки сплавленной соли NaF в алюминиевой оболочке собирались в хранилище ТВЭ в матрицу, образуя распределенный плоский источник ф 200 мм и активностью -10 000 Кюри. Источник располагался под водой на глубине 1,5 м , у-кванты выводились к поляриметру, установленному на крышке хранилища, по полому каналу-коллиматору.
Источник менялся раз в сутки, поскольку период полураспада Ш - 15 час. Канал монитора в этих измерениях, естественно, отключался. Результат измерений, поправленный на внутреннее тормозное излучение MNa: S = - (0.1 ± 0.4).10""7
В этой же серии опытов была проверена чувствительность поляриметра к поляризации. Для этого под матрицей размещался плоский поляриметр типа "на прохождение" с измеренной поляризационной эффективностью, а под ним - слабый источник Na ( один изблочков). Степень ЦП суммарного потока -квантов, падающих на основной поляриметр, может быть рассчитана и сравнена с измеренной величиной, которая оказалась равной Ь= -(3.0 - 1.3).10"! что в пределах указанной точности согласуется с результатом расчета.
На второй стадии контрольные опыты проводились на реакторе, в условиях, близких к основншл измерениям - с водой в полости. При этом решались две задачи:
- проверялся вклад в измеряемый эффект поляризации f-квантов активной зоны и
- проверялась с большей точностью приборная асимметрия.
Первая задача, как уже говорилось в Главе П, решалась путем вытеснения воды из полости графитовой мишенью, которая представляла собой два цилиндра реакторно-чистого графита, упакованные в герметичные . циркониевые оболочки. Результаты трех серий измерений приведены в таблице 3.1.
Вводные замечания
Эксперименты, изложенные в предыдущей Главе, как и все исследования на малонуїслонннх системах, имеют целью получение сведений об амплитуде несохраняющего чётность слабого нуклон-нуклон-ного взаимодействия,и, таким образом, слабое взаимодействие в них выступает как объект изучения.
Вместе с тем,многообразие проявлений нарушения чётности и различный масштаб наблюдённых явлений (от 10 до 10 ) ставят вопрос о необходимости дальнейшего исследования механизмов усиления затравочного эффекта, влияния структуры ядра и свойства возбуждённых ядерных состояний. В этом смысле поиск новых эффектов и детальное изучение ранее обнаруженных, выступая как инструмент исследования тонких вопросов "ядерной динамики", представляется также исключительно важным. Сказанное в полной мере относится и к эффектам нарушения чётности в П -реакциях. Между тем, ситуация в этой области за прошедшие со времени первого эксперимента Абова, Крупчицкого и Оратовского почти 20 лет изменилась несущественно. Если не рассматривать обсуждавшиеся выше эксперименты по исследованию элементарных реакций rtp- и иЛ.-Ч и обнаруженные группой Лобашева в ЛИЯФ Р-нечё тные эф-гоекты в сечениях радиационного захвата нейтронов ядрами on,La и В» /4»оо/ КОТОрЫе имеют несколько иную природу, новые результаты, полученные при изучении щ -реакций, сводятся к следующему :
- группа Вилсона в ИМ обнаружила ЦП у -квантов при захвате неполяризованных нейтронов ядром 5Cd /Ь4/ (мы не говорим здесь о подтверждении существования х -асимметрии при захвате поляризованных нейтронов тем же ядром /Ъэ,оЪ / - две группы - Даниляна и Вилсона - обнаружи ли Р-нечё тную асимметрию х -излучения в аналогичной реакции на оа и
- Вилсон и др. опубликовали предварительный результат по наблюдению такой асимметрии на Cl,
Во всех случаях измерения проводились на выделенной у--линии, и величина наблюдённых эффектов оказалась на уровне 10 .
Такая ситуация объясняется, по-видимому, теми серьёзными трудностями, с которыми, казалось, неизбежно должны встретиться экспериментаторы при проведении соответствующих исследований. И действительно, в соответствии с существовашими представлениями, успех эксперимента во многом определялся удачным выбором исследуемого ядра (а в нем конкретного х -перехода - как правило, мультипольностью Ш\ ), в котором структурные факторы приводили бы к существенному усилению затравочного эффекта (его величина мала - порядка 10 ). Затем надо было надёжно выделить этот X -переход, так как в противном случае возможно зануление эффекта из-за того, что матричные элементы переходов, идущих в разные спиновые состояния, могут иметь разные знаки и компенсировать друг друга. ( В случае измерения асимметрии испускания X -квантов положение усугубляется наличием так называемого спинового множителя (1.32)). Выделение конкретного Y -перехода на фоне интенсивного Т -спектра їіХ -реакции, являясь само по себе непростой экспериментальной задачей,приводит к существенному снижению счётности,в результате чего время, необходимое для набора требуемой статистики, составляет, как правило, несколько месяцев.
Исходя из изложенных соображений, казалось мало реальным ожидать заметных эффектов для большинства ядер, в особенности там, где в nj -реакции преобладают переходы типа Е1, для которых кинематический фактор усиления, пропорциональный v/c (см.раздел 1.3), работает в противоположную сторону. И уже совсем безнадежным представлялось искать Р-нечетные эффекты на группе близких по энергии линий, не разделяя их между собой.
Такая точка зрения (кстати, весьма естественная) неожиданно была опроветнута в результате экспериментов, выполненных в последнее время в ЛИЯФ. Оказалось, что даже при интегральной регистрации у -квантов, когда спектр ГЦ" -реакции содержит сотни f -переходов, эффекты несохранения чётности для ряда ядер не исчезают и имеют относительно большую величину ( 10 - 10 ) как в случае преобладания Ml , так и El х-переходов.
Проверка вклада S< захватного состояния в реакции
Предложенный метод является наиболее чувствительным тестом для определения роли триплетного 3SJ, -состояния в ар -захвате. В общем случае у -излучение от ориентированных систем анизотронно и поляризовано . Однако, по второй поляризационной теореме Вольфенштейна, для реакций, возбуждаемых частицами со спином S = 1/2 , максимальная степень сферической гармоники, описывающей угловое распределение излучения, равно 2Е, независимо от поляризации налетающей частицы ( I- её орбитальный момент). Поэтому реакции, возбуждаемые медленными нейтронами ( I = 0), приводят к изотропному распределению f -излучения. А поляризация должна быть. Если ар -захват идёт из состояния S0 , то нет выделенной оси, и информация об исходной поляризации нейтрона теряется. Захват же из 5 -состояния приводит к ЦП у -излучения, причём её величина определяется интерференцией амплитуд захвата из $0 и Sj -состояний, в то время как другие эффекты, и в частности, асимметрия при захвате поляризованных нейтронов поляризованными протонами, зависят от квадрата амплитуды перехода из S,, -состояния /I56»I9/.
Запишем амплитуду перехода w -»df в форме - - где 5п и 6К - спиновые матрицы Паули для протона и нейтрона, е и h. = [q,,e] - электрический и магнитный векторы испускаемого г -кванта, ty - единичный вектор в направлении импульса фотона.
Первый член выражения (5.1) соответствует переходу с изменением спина tx-p -системы и, следовательно, захвату из 1S0-состояния. Второй член - переходу МІ без изменения полного спина, т.е. захвату из триплетного состояния. Третий член даёт вероятность квадрупольного перехода. Параметры & и Ь выражаются через магнитные моменты протона и нейтрона (уіір и р.к ) и интегралы перекрытия синглетной и триплетной волновых функций непрерывного спектра и волновой функции дейтрона ( 3t5 и 3») :
