Данные лекции предназначены для учащихся, изучающих экспериментальную ядерную физику и ядерную инженерию (как и лекции, представленные в Курсе лекций I, вып. 2).

Напомним, что части А и Б настоящего Курса лекций II были посвящены спиновой теории Дирака, которая построена  на квантовом формализме, предназначенном в первую очередь для рассеяния электронов. В представленной части В также рассмотрены некоторые спиновые явления, но уже при рассеянии более тяжелых частиц – протонов.

В представляемых лекциях по-прежнему в простой форме продолжается изложение материала, нацеленное прежде всего на более ясную интерпретацию проводимых экспериментов с использованием пучков поляризованных протонов.

Настоящие лекции части В структурно внесены в Курс лекций II и формально являются продолжением частей А и Б, ранее представленных на сайтах интернет-библиотек: https://www.portalus.ru;  https://www.academia.edu; https://www.libmonster.ru, https://www.researchgate.net.

Для облегчения оперативного просмотра этих лекций автор стремился избегать громоздкого аналитического формализма, а в случае потребности в нем отсылает читателей к интернет-сайтам, в частности, к публикации с его участием: https://www.arXiv:nuclei-th/0507001.

Указанные в лекциях формулы, использованные ранее в Курсе лекций I, здесь сохраняют прежние номера, но дополняются знаком «I» (через дефис).

Литература, использованная в Курсе лекций I, также сохраняет здесь прежние номера (дополненные знаком «I») Дополнительная литературы для Курса лекций II имеет маркировку «Д» (через дефис).

Дираковский подход к квантовой физике, первоначально примененный к электронам, в дальнейшем был распространен и на нуклоны. Так, одночастичные волновые функции для связанных нуклонов и нуклонов в континууме стали характеризоваться большой и малой компонентами по типу (5.2 – I). Оптическая модель в рассеянии частиц начала включать в себя также «расширенный» дираковский потенциал. Ему уделяется большое внимание в Курсе лекций I. Уравнение движения в дираковском представлении, как мы продемонстрировали в предыдущих лекциях этого курса, должно содержать гамильтониан со спиновыми матрицами a и b. Если пренебречь малыми членами, то упругое рассеяние протонов, как частиц со спином ½ , на ядре с нулевым спином в теории Дирака может быть описано уравнением (4.2 – I). В нем оптический потенциал состоит из двух частей: скалярного и четвертого компонента векторного потенциала, что представлено в (8.9 – I). Эти обе части – большие (несколько сотен МэВ во внутренней части ядра) и противоположные по знаку.

Очень важно отметить, что хотя силы РН и NL значительно различаются, это не приводит ни к каким заметным расхождениям в микроскопическом описании упругого рассеяния. Вспомним, что в случае РН двухчастичный оператор рассеяния рассматривался, хотя и приближенно, но вне энергетической поверхности (off-shell), тогда как такой же оператор для NL – на энергетической поверхности (on-shell) для того же значения переданного импульса.

Какая-либо заметная разница в расчетах дифференциального сечения  и анализирующей способности для сил РН и NL практически отсутствуют как в случае свободного взаимодействия, так и эффективного взаимодействия с плотностной зависимостью. Правда, это не всегда так в случае неупругого рассеяния. Детальное рассмотрение этих вопросов можно найти в наших работах [16-Д, 24-Д]. Там показано, что в целом использование в рамках DWBA взаимодействия типа РН лучше воспроизводит экспериментальные данные для ряда поляризационных характеристик, чем взаимодействия типа NL или FL. Авторы связывают это обстоятельство с тем, что в эффективном взаимодействии РН, хотя и приблизительно, но все же учитываются эффекты off-shell. В то же время при конструировании взаимодействия NL  полностью игнорируется влияние off-shell на получаемую G-матрицу (решается уравнение BG).

Однако это уже довольно специфическая информация. Для наших учебных целей в основном надо твердо понимать следующее. Когда неупругое рассеяние происходит таким образом, что эффективная переходная плотность локализуется в  той области ядра, где его основная плотность мала, то и изменения свободного NN взаимодействия становятся минимальными. Когда же переход перемещается в область высокой ядерной плотности, то и взаимодействие должно модифицироваться в соответствии с окружающей ядерной средой.

Представляемая часть В Курса лекций II включает следующие материалы. Так, лекция 6 посвящена роли спина в неупругом рассеянии протонов на ядрах. В лекции 7 излагаются некоторые проблемы эффективного взаимодействия протона с ядром как функции плотности ядерной материи. Поскольку в настоящей части Курса лекций II рассматриваются вопросы, связанные с рассеянием протонов, то, естественно, что основное внимание здесь уделяется нуклон-нуклонному (NN) взаимодействию. В лекции 8 обсуждаются возможные конструкции потенциалов, основанные на чистых многокомпонентных NN силах. Также рассматриваются некоторые аспекты спиновых наблюдаемых в неупругом рассеянии протонов на ядрах.

 The present Part “В” of the Lecture Course II includes the following materials. Thus Lecture 6 is aimed at studying the role of the spin in inelastic proton scattering from nuclei. Lecture 7 describes certain problems of the effective interaction  of protons with nuclei, as a function of the density of nuclear medium. Since Lecture Course II considers issues related to proton scattering, it is natural that a special attention is paid to the nucleon-nucleon (NN) interaction. Lecture 8 discusses possible constructions of potentials based on bare multicomponent NN forces. Also analyzed are certain aspects of spin observables in inelastic proton scattering from nuclei.