Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. КРАТКИЙ ОБЗОР ПО ИССЛЕДОВАНИЮ ЭФФЕКТОВ НАРУШЕНИЯ ЧЕТНОСТИ В ЯДЕРНЫХ СИЛАХ . . 8
I. Гамильтониан слабого нуклон--нуклонного взаимодействия ... 8
2. Усиление эффектов нарушения четности 12
3. Обзор экспериментальных работ . . 15
ГЛАВА II. СЛАБОЕ ВЗАИМОДЕЙЗТВИЕ И НЕЙТРОННАЯ ОПТИКА 21
I. Рассеяние медленных нейтронов в веществе 21
а) Р-нечетный показатель преломления и эффекты несохранения
четности 21
б) вклады в G' 25
2. Резонансное усиление Р-нечетных эффектов 30
3. Экспериментальное наблюдение Фрис . 40
4. Эксперименты с резонансными нейтронами 45
ГЛАВА III. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА .... 49
I. Источник поляризованных нейтронов 49
2. Флиппер и генератор ВЧ-поля . . 52
3. Метод двух пучков с противоположной продольной поляризацией .... 61
4. Детекторы частиц и предусилители . . 64
5. Блок-схема электронной части установки 67
6. Мишени 72
ГЛАВА ІV. РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИЙ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ . . 73
I. Процедура измерений и обработки экспериментальных данных ... .73
2. Измерение. .... 78
3. Измерение Р-нечетных эффектов . . 82
4. Обсуждение результатов 97
ЗАКЛЮЧЕНИЕ 103
ЛИТЕРАТУРА 106
- Гамильтониан слабого нуклон--нуклонного взаимодействия
- Рассеяние медленных нейтронов в веществе
- Источник поляризованных нейтронов
- Процедура измерений и обработки экспериментальных данных
Введение к работе
Предсказанное Ц.Ли и Ч.Янгом явление несохранения пространственной четности в слабом взаимодействии было наблюдено в 1957 году в j3 -распаде поляризованного ядра Со (Ц.By и др.). В 1958 году М.Гелл-Манн, Р.Фейнман, Р.Маршак и Э.Сударшан предложили теорию универсального слабого взаимодействия ( У-А -теорию), в которой в формулировке, основанной на кварковой структуре адро-нов,полный слабый ток fw является суммой лептонних и кварковых заряженных токов. Одним из следствий этой теории являлось пред -сказание слабого взаимодействия между нуклонами (нелептонные слабые процессы с сохранением странности). Последние можно было надеяться наблюдать на фоне сильного взаимодействия нуклонов имен -но благодаря свойству несохранения четности в слабом взаимодействии. С этого времени начались интенсивные поиски эффектов несо -хранения четности в ядерных силах. Относительную величину таких эффектов следовало ожидать на уровне отношения констант слабого и сильного взаимодействий, т.е. ~I0~ . Наблюдение таких малых величин является весьма трудной экспериментальной задачей. Сегодня мы знаем, что в сложных ядерных системах существуют механизмы, приводящие к усилению Р-нечетных эффектов на несколько порядков, в отдельных случаях вплоть до уровня ~10 .
Первое экспериментальное свидетельство слабого взаимодействия нуклонов было получено в 1964 году Ю.Г.Абовым, П.А.Крупчиц-ким, Ю.А.Оратовским в опытах по изучению асимметрии /-излучения при захвате поляризованных нейтронов ядром CoL . Вскоре В.М.Лобашевым с сотрудниками был наблюден другой Р-нечетный эф -фект - циркулярная поляризация /-квантов в /-переходах неполяри-зованных ядер.
К этому же времени относится и экспериментальное наблюдение принципиально нового явления - нарушения СР-инвариантности в распадах К-мезонов. Пока неизвестно никаких других процессов, идущих с нарушением СР-четности, хотя такие исследования ведутся (например, поиск электрического дипольного момента у элементарных частиц).
Обобщая большой теоретический и экспериментальный материал, Ш.Глэшоу, С.Вайнберг и А.Салам сформулировали единую теорию слабого и электромагнитного взаимодействия, получившую название стандартной теории электрослабого взаимодействия. Здесь предсказывалось существование нейтральных токов, а слабое взаимодействие токов является не контактным, а происходит путем обмена промежуточными векторными бозонами ( W* % W~%2). Полный лагранжиан слабого взаимодействия содержит слагаемое, соответствующее взаимодействию нейтральных токов, структура которых определяется т.н. углом Вайнберга.
В середине 70-х годов нейтральные токи были обнаружены. А в 1983 году появились сообщения о наблюдении рождения промежуточных бозонов в экспериментах на встречных пучках в ЦЕРНе.
Существенно расширился и круг явлений, в которых наблюдаются Р-нечетные эффекты слабого взаимодействия нуклонов: запрещенный по четности оС -распад, асимметрия вылета осколков в делении ядер тепловыми поляризованными нейтронами, асимметрия и циркулярная поляризация в интегральном спектре (л,/)-реакции, эффекты в малонуклонных системах. В 1980 году был наблюден эффект вращения плоскости поляризации поперечно поляризованных нейтронов при прохождении через образец Зп , а затем и другие эффекты в нейтронной оптике.
Следует отметить, что количественную информацию о слабом взаимодействии нуклонов и его изотопической структуре можно надеяться получить лишь из экспериментов с малонуклонными системами. В опытах с тяжелыми ядрами из-за привлечения различных модельных представлений и недостаточно хорошего знания волновых функций удается лишь качественно и по порядку величины описать наблюдаемые эффекты. Здесь слабое взаимодействие выступает скорее как инструмент, позволяющий глубже изучить различные сложные явления в ядре - процесс деления, механизмы усиления, структуру ядерных состояний.
Настоящая работа посвящена одному из Р-нечетных эффектов в нейтронной оптике, а именно изучению зависимости полного и радиационного сечения взаимодействия тепловых нейтронов от их спираль-ности. В работе впервые достоверно измерена величина Р-нечетных эффектов при прохождении тепловых нейтронов через образцы Sn9 . Показана связь эффекта в полном сечении с сечением радиационного захвата.
В главе I дан краткий обзор теоретической и экспериментальной ситуации в области слабого взаимодействия нуклонов, причем основное внимание уделено явлениям несохранения четности в реакциях с участием нейтронов низких энергий.
Гамильтониан слабого нуклон--нуклонного взаимодействия
Слабое взаимодействие ответственно за процессы, которые условно можно разделить на три группы: чисто лептонные распад, рассеяние нейтрино на электроне), полулептонные процессы -распад, распады и нелептонные процессы (например, распады. Последние можно разделить на процессы с изменением странности (упомянутые распады) и с сохранением странности. Поскольку взаимодействие ъу?м нeлeпт 4 " в ядерных процессах проявляется как слабый потенциал взаимодействия между нуклонами не сохраняющий четность, то эффекты слабого взаимодействия с &S=0 можно наблюдать на фоне сильного и электромагнитного взаимодействий нуклонов.
Эффективный гамильтониан слабого взаимодействия в случае малых переданных импульсов ( « iv- 2 )» согласно стандартной теории электрослабого взаимодействия имеет следующий вид: где G - VS /flZ (Я?» - масса протона), / и /- адронные заряженный и нейтральный токи. На языке кварковой структуры адронов эти токи представляют собой комбинации кварковых токов -3/.
Здесь и ,d,S tC - операторы кварковых полей, 9C =? 0,22 - угол Кабиббо, Gw- угол Вайнберга ( & &w 0,23), J - электромагнитный ток, индексы L и / означают левые и правые компоненты токов, например:
При рассмотрении задач слабого нуклон-нуклонного взаимодействия токи, несущие квантовое число чарм, не принимаются во внимание, поскольку нуклоны состоят из обычных (нечармованных) кварков, и такие токи не дадут вклад в потенциал слабого взаимодействия нуклонов. Кроме того, опускаются слагаемые изосинглетных токов странных и чармовых кварков в выражении для нейтрального тока . Кварки и и d образуют изоспиновый дублет ( Т= -), а -кварк является изоскаляром. Гамильтониан {1,1) содержит члены с А Т- 0, 1, 2. При этом за счет заряженных токов имеется сохраняющая странность изовекторная часть: и часть с правилом отбора по изоспину Нейтральные токи также дают вклад во все компоненты 4 7 =0,і ,2. Схема слабого взаимодействия с адронными токами (1.2) дает контактный потенциал слабого взаимодействия нуклонов, который из-за эффекта отталкивающего кора в сильном нуклон-нуклонном взаимодействии не представляет практического интереса. Слабое взаимодействие нуклонов проявляется в результате обмена мезоном (модель однобозонного обмена ОВЕР). Слабое взаимодействие кварков, входящих в нуклоны и мезоны, включается в одной из вершин A/tfM ( М = of, / , со , ...). Это приводит к возникновению слабых нуклон-нуклонных потенциалов, имеющих радиальную зависимость, определяемую массой соответствующего мезона. Вопрос о детальном виде та -ких потенциалов и их изотопической структуре рассмотрен, например, в работах » 4 . Здесь отметим лишь следующее. Требование СР-инвариантности слабого взаимодействия запрещает обмен между нуклонами любым нейтральным псевдоскалярным мезоном ( «#"", р"). Обмен J -мезонами приводит к правилу отбора по изоспину лТ / и при рассмотрении заряженных токов сильно подавлен (см. (1.4), ). Основной вклад в потенциал вследствие заряженных токов происходит за счет обмена / -мезонами (а/= 0, 2; «
Рассеяние медленных нейтронов в веществе
Нарушение четности в слабом взаимодействии нуклонов должно приводить к удивительному на первый взгляд эффекту: оно наделяет обычное вещество "спиральностыо" даже при полном отсутствии внешних полей и какой-либо правильной геометрической структуры вещества. Проявлением этого является вращение плоскости поляризации поперечно поляризованных нейтронов вокруг направления импульса. Похожее явление хорошо известно в обычной оптике и носит название оптической активности вещества. Однако там опти -ческая активность обусловлена асимметричным, "спиральным" строением молекул некоторых веществ (сахар, винная кислота), либо кристаллов (кварц, киноварь). При этом показатели преломления среды ti+ и к_ для право- и левополяризованных по кругу компонент линейно поляризованного света отличаются друг от друга, что и приводит к повороту плоскости поляризации.
Впервые на возможность наблюдения подобного явления при прохождении медленных поперечно поляризованных нейтронов через вещество было указано в работе Ф.Майкла в 1964 году . Он заметил, что длина рассеяния нейтронов зависит от их спиральное -ти. Таким образом, разные спиновые компоненты поперечно поляризованного нейтронного пучка при прохождении через вещество приобретают различные фазовые множители &оср(г ф±\ , что эквива лентно повороту спина нейтронов на угол в плоскости, перпендикулярной к (здесь tf - число ядер в единице объема, н- - путь в веществе, а/- зависящая от спиральности добавка к длине рассеяния). Поскольку А 0 пропорционален расстоянию, пройденному в образце, следует выбирать в качестве мишени вещество с большой длиной свободного пробега нейтронов и большой плотностью. В качестве кандидата для подобного эксперимента предлагался висмут, для которого оценки давали значение А р = = - 5,8.10 рад на длине образца Юм (!). Наблюдение столь малой величины является очень сложной экспериментальной задачей, накладывающей очень жесткие требования на величину и стабильность внешних магнитных полей.
Рассмотрим вопрос о прохождении медленных нейтронов через вещество более подробно. Кулоновское рассеяние отсутствует. Сильное и слабое взаимодействия будут давать вклад в амплитуду рассеяния вперед, следовательно - в показатель преломления п. , который возникает в результате интерференции входящей (плоской) нейтронной волны с расходящейся при рассеянии на атомах среды
Источник поляризованных нейтронов
Эксперименты проводились на горизонтальном пучке тепловых поляризованных нейтронов реактора ВВР-М ЛИЯФ АН СССР. Цучок поляризованных нейтронов формировался равномерно изогнутым поляризующим нейтроноводом. В основе поляризации нейтронов при отражении от намагниченного ферромагнетика лежит тот факт, что амплитуда рассеяния нейтронов с разными проекциями спина на ось намагничения различна: ядерного и магнитного рассеяния соответственно, знаки « + и « -относятся к параллельной и антипараллельной ориентации спинов нейтронов по отношению к магнитному полю. В результате для нейтронов с длиной волны Л существуют два различных критических угла полного отражения: 9+= .\1 у-± » здесь А/ - атомная плотность.
Видно, что в диапазоне углов скольжения #_ @к @+ полное от-ражение испытывают только нейтроны, для которых Stl Ы . Таким образом, отраженный от намагниченного ферромагнитного зеркала пучок обогащается нейтронами определенной поляризации. Степень поляризации пучка увеличивается, если CLj+O . Подробное описание конструкции и характеристик нейтроновода можно найти в работе . Здесь отметим лишь некоторые из них. Длина нейтроновода L =5040 мм. Ширина и высота нейтроноводного канала составляют соответственно 8,5 мм и 60 мм. Поляризующие боковые стенки выполнены на базе полированных стеклянных зеркал с покрытием 60 Со 40 &е и поглощающим подслоем 85 Ті 15 G-cC (указаны весовые проценты). Верхняя и нижняя стенки изготовлены из полированного стекла, покрытого тонким слоем платины. Канал нейтроновода составлен из 24 секций длиной по 210 мм. Нейтроновод собран в вакуумном дюралюминиевом кожухе.
Система постоянных магнитов обеспечивала магнитное поле напряженностью Н а 500 Э в зазоре 130 мм, куда помещался собственно нейтроновод. Вся конструкция размещалась на единой стальной раме. Пространство внутри вакуумного кожуха вокруг нейтроноводно-го канала было заполнено чередующимися по длине тракта слоями из гранулированного полиэстера и свинцово-борного стекла. Нейтроновод откачивался до давления 0,1 атм., что обеспечивало увеличение интенсивности нейтронов на выходе примерно в 1,3 раза по сравнению с не вакуумированным нейтроноводом (рассеяние на воздухе). Кроме того, откачка обеспечивает лучшую долговременную сохранность зеркальных стенок нейтроновода.
Изгиб нейтроноводного канала, а также многослойная защита из борированного полиэтилена, свинца, чугуна и бетона обеспечивали низкий фон быстрых нейтронов и /-лучей в районе экспериментальной установки. Фон /-квантов у выходного торца нейтроновода был меньше 0,8 мкр/с.
Процедура измерений и обработки экспериментальных данных
Сбор и обработка данных осуществлялись с помощью передачи показаний цифрового вольтметра через стойку выносной измерительной станции ("ВИСТ") на ЭВМ "Минск-22". Определялась относительная разность средних значений токов детекторов при реверсе поляризации нейтронов.
Процедура измерений состояла в следующем. В момент времени 0- 0 (начало секундного цикла измерений) происходило переключение поляризации нейтронов. Ключи К1 и Kz интеграторов (см. рис. 14) разомкнуты, и в течение 0,080 с происходил последовательный опрос интеграторов к и передача предыдущих данных на ЭВМ с помощью импульсов управления, вырабатываемых таймером. В момент ,=0,080 с на время 0,020 с замыкался ключ Кг интегратора, разряжая емкость Си. При 2=0,120 с замыкался ключ /Cf - начало интегрирования. Размыкание f осуществлялось в момент =0,998 с - конец интегрирования. Накопленное за время Ти напряжение "за -поминалось1 на 0 , и в следующую секунду процедура повторялась.
Для устранения влияния медленных линейных дрейфов, связанных со всякого рода нестабільностями работы различных элементов схемы, измеряемый эффект определялся в группе из четырех после
При работе с четырьмя интеграторами время опроса соответственно увеличивалось до 0,160 довательных "секундных" измерений, соответствующих состояниям поляризации нейтронов п + — + ". Четырехсекундные группы измерений образовывали "малую" пяти или десятиминутную серию, в которой определялась величина Дг« и ее ошибка:
