appunti del corso di Istituzioni di Fisica Nucleare e ...webusers.fis.uniroma3.it/~ceradini/dispense.pdf · della Laurea Triennale: Elementi di Fisica Nucleare e Subnucleare,

appunti del corso diIstituzioni di Fisica Nucleare e Subnucleare

prof. Filippo Ceradinianno accademico 2001-2002

January 3, 2003

Dipartimento di Fisica "Edoardo Amaldi"via della Vasca Navale 84, I - 00146 Roma

Corso di Laurea in Fisica

Cari studenti,

questi sono gli appunti delle lezioni del corso di Istituzioni di Fisica Nucleare eSubnucleare tenute fino all’anno accademico 2001-02, l’ultimo anno del vecchio or-dinamento del corso di Laurea in Fisica all’Universita Roma Tre.

A partire dal 2003 questo corso e stato sostituito da due corsi, uno nel terzo annodella Laurea Triennale: Elementi di Fisica Nucleare e Subnucleare, e l’altro nel primoanno della Laurea Specialistica: Complementi di Fisica Nucleare e Subnucleare.Comunque gli argomenti trattati nei due corsi non sono sostanzialmente diversida quelli del corso precedente, e cambiato un po’ l’ordine di presentazione degliargomenti, e alcuni ora vengono trattati in altri corsi ”a scelta”.

Gli appunti sono divisi in 1-Metodologie, 2-Fisica Nucleare, 3-Fisica Subnucle-are, e sono corredati da appendici, alcune sono richiami di argomenti gia trattati neicorsi della Laurea Triennale, altre sono approfondimenti di argomenti trattati neicorsi dell’indirizzo di Fisica Subnucleare della Laurea Specialistica. L’intendimentoe quello di uniformare definizioni, simboli e formule a quelli usati in queste lezioni.

Questi appunti non possono sostituire un buon libro di testo perche gli argomentisono trattati in modo piuttosto schematico senza curare le connessioni logiche, lefigure non sono di buona qualita, mancano i riferimenti bibliografici, etc. . . , e so-prattutto perche non vogliono sostituire i libri di testo, ma unificare piu argomentiche sono trattati in testi diversi. Siete quindi caldamente invitati a studiare sui libri,e ce ne sono di ottimi. Buono studio,

Filippo Ceradini

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Alcuni testi consigliati

• B.Povh, K.Rith, C.Scholtz and F.Zetsche: Particelle e Nuclei, Bollati - Bor-inghieri, 1998, ISBN 88-339-5559-8, buon libro introduttivo, tradotto in ital-iano.

• A.Das and T.Ferbel: Introduction to Nuclear and Particle Physics, 2nd edition,World Scientific Publishing, 2003, ISBN 981-238-744-7, buon libro a livelloelementare, ben aggiornato.

• W.S.C.Williams, Nuclear and Particle Physics, Oxford Science Publications,1997, ISBN 0-19-852046-8, buon libro introduttivo, corredato da un testo consoluzioni di esercizi − W.S.C.Williams, Solution Manual for Nuclear and Par-ticle Physics, Oxford Science Publications, ISBN 0-19-851763-7.

• H.Fraunfelder and E.M.Henley: Subatomic Physics, 2nd edition, Prentice Hall,1991, ISBN 0-13-859430-9, buon libro introduttivo.

• W.E.Burcham and M.Jobes: Nuclear and Particle Physics, Longam Scientificand Technical, 1995, ISBN 0-582-45088-8, molto esauriente per la fisica delleparticelle, meno per la fisica nucleare.

• K.S.Crane: Introductory Nuclear Physics, John Wiley & Sons, 1988, ISBN0-471-80553-X, ottimo testo di fisica nucleare, poco aggiornato per la fisicadelle particelle.

• J.L.Basdevant, J.Rich and M.Spiro: Fundamentals in Nuclear Physics, Springer,2004, ISBN 0-387-01672-4, ottimo testo di fisica nucleare e astrofisica nucleare,ben aggiornato.

• D.H.Perkins: Introduction to High Energy Physics, 4th edition, Addison-Wesley Publishing Company, 2000, ISBN 0-521-62196-8, ottimo e ben aggior-nato per la fisica delle particelle.

• A.Bettini: Introduction to Elementary Particle Physics, Cambridge UniversityPress, 2008, ISBN 978-0-521-88021-3, ottimo e e ben aggiornato per la fisicadelle particelle.

• R.N.Cahn and G.Goldhaber: The experimental Foundations of Particle Physics,Cambridge University Press, 1989, ISBN 0-21-42425-9, ottimo testo di consul-tazione per la fisica delle particelle, riproduce alcune pubblicazioni originalidalla scoperta del neutrone a quella dei bosoni vettori W± e Z0.

• E.Segre: Nuclei e Particelle, 2nd edition, Zanichelli, 1982, ISBN 88-08-05628-7,ottimo testo per la fisica nucleare, poco aggiornato per la fisica delle particelle,e un po’ datato ma e scritto da un premio Nobel.

per un’introduzione a livello elementare

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• D.Halliday, R.Resnick and J.Walker: Fondamenti di Fisica - Fisica Moderna,quinta edizione, Casa Editrice Ambrosiana, 2002, ISBN 88-408-1203-2

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Contents

1 Metodologie della fisica nucleare e subnucleare 121.1 Introduzione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

1.1.1 Il protone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131.1.2 L’elettrone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131.1.3 Il fotone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 171.1.4 Il modello atomico di Bohr . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 241.1.5 Onde o particelle ? . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 271.1.6 Lo spin dell’elettrone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

1.2 Sezione d’urto . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 311.2.1 La sezione d’urto . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 311.2.2 Sezione d’urto differenziale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 331.2.3 Sezione d’urto di Rutherford . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 341.2.4 Sezione d’urto di Thomson . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

1.3 Acceleratori . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 381.3.1 Acceleratori a caduta di potenziale . . . . . . . . . . . . . . . 391.3.2 Acceleratori lineari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 411.3.3 Acceleratori circolari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 431.3.4 Cavita a radiofrequenza . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 471.3.5 Accelerazione in cavita risonanti . . . . . . . . . . . . . . . . . 551.3.6 Oscillazioni di betatrone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 561.3.7 Trasporto dei fasci . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 581.3.8 Emittanza . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 621.3.9 Oscillazioni di sincrotrone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 641.3.10 Anelli di collisione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 661.3.11 Radiazione di sincrotrone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 671.3.12 Sorgenti di radiazione di sincrotrone . . . . . . . . . . . . . . 701.3.13 Sorgenti di neutroni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74

1.4 Interazioni tra particelle e materia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 771.4.1 Perdita di energia per ionizzazione . . . . . . . . . . . . . . . 781.4.2 Fluttuazioni della perdita di energia per ionizzazione . . . . . 811.4.3 Percorso residuo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 831.4.4 Radiazione Cerenkov . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 841.4.5 Radiazione di transizione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 861.4.6 Diffusione coulombiana multipla . . . . . . . . . . . . . . . . . 87

4

1.4.7 Irraggiamento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 891.4.8 Effetto fotoelettrico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 921.4.9 Effetto Compton . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 931.4.10 Produzione di coppie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 941.4.11 Sciami elettrofotonici . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95

1.5 Metodi di rivelazione delle particelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 981.5.1 Rivelatori di tracce . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 991.5.2 Scintillatori . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1021.5.3 Rivelatori Cerenkov . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1021.5.4 Camere a ionizzazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1031.5.5 Metodi di misura delle variabili cinematiche . . . . . . . . . . 105

1.6 Leggi di conservazione e simmetrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1091.6.1 Statistica di un sistema di particelle . . . . . . . . . . . . . . . 1091.6.2 Grandezze fisiche conservate . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1101.6.3 Trasformazioni unitarie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1111.6.4 Leggi di conservazione additive . . . . . . . . . . . . . . . . . 1151.6.5 Leggi di conservazione moltiplicative . . . . . . . . . . . . . . 1161.6.6 Parita . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1161.6.7 Coniugazione di carica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1181.6.8 Inversione temporale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1181.6.9 Momento di dipolo elettrico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1201.6.10 Il positronio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1211.6.11 Il teorema CPT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123

1.7 Processi elettromagnetici . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1231.7.1 Emissione e assorbimento di fotoni . . . . . . . . . . . . . . . 1231.7.2 Transizione di dipolo elettrico . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1241.7.3 Transizione al secondo ordine . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1261.7.4 Diffusione di fotoni da una carica elettrica . . . . . . . . . . . 1271.7.5 Diffusione di Rutherford . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1291.7.6 Fattore di forma elettrico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1301.7.7 Diffusione di una carica da un dipolo magnetico . . . . . . . . 1331.7.8 Fattore di forma magnetico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1341.7.9 Forma relativistica della sezione d’urto di Rutherford . . . . . 1341.7.10 Sezione d’urto di Dirac . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1361.7.11 Sezione d’urto di Rosenbluth . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 137

1.8 Diffusione da potenziale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1401.8.1 Diffusione da potenziale radiale . . . . . . . . . . . . . . . . . 1401.8.2 Approssimazione di Born . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1421.8.3 Sviluppo in onde parziali . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1431.8.4 Sezione d’urto elastica e di reazione . . . . . . . . . . . . . . . 1441.8.5 Diffusione da un disco . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1461.8.6 Sezione d’urto protone-protone . . . . . . . . . . . . . . . . . 1491.8.7 Diffusione elastica risonante . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 151

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2 Fisica nucleare 1532.1 Proprieta dei nuclei . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 153

2.1.1 Carica elettrica dei nuclei . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1542.1.2 Massa dei nuclei . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1542.1.3 Energia di legame dei nuclei . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1562.1.4 Raggio dei nuclei . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1572.1.5 Statistica e spin dei nuclei . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1592.1.6 Parita dei nuclei . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1622.1.7 La scoperta del neutrone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1632.1.8 Proprieta elettromagnetiche dei nuclei . . . . . . . . . . . . . 1642.1.9 Interazione di dipolo magnetico . . . . . . . . . . . . . . . . . 1662.1.10 Interazione di quadrupolo elettrico . . . . . . . . . . . . . . . 1702.1.11 Momento magnetico del nucleone . . . . . . . . . . . . . . . . 172

2.2 Modelli del nucleo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1752.2.1 Modello a gas di Fermi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1752.2.2 Modello a goccia di liquido . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1772.2.3 I nuclei speculari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1792.2.4 Il modello a strati . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1802.2.5 Momenti magnetici dei nuclei . . . . . . . . . . . . . . . . . . 186

2.3 Proprieta delle forze nucleari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1882.3.1 L’isospin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1882.3.2 Il deutone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1902.3.3 Diffusione neutrone-protone a bassa energia . . . . . . . . . . 1932.3.4 Proprieta dell’interazione nucleone-nucleone . . . . . . . . . . 1952.3.5 Il modello di Yukawa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 197

2.4 Decadimenti dei nuclei . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1992.4.1 Legge di decadimento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1992.4.2 Larghezza di decadimento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2002.4.3 Decadimenti in cascata . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2012.4.4 Produzione di nuclei radioattivi . . . . . . . . . . . . . . . . . 203

2.5 Decadimento γ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2042.5.1 Radiazione di multipolo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2042.5.2 Conversione interna . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2062.5.3 Spettroscopia γ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 207

2.6 Decadimento α . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2092.6.1 Soglia di instabilita . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2112.6.2 Teoria elementare del decadimento α . . . . . . . . . . . . . . 2112.6.3 Dipendenza dal momento angolare . . . . . . . . . . . . . . . 215

2.7 Decadimento β . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2162.7.1 L’ipotesi del neutrino . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2162.7.2 Teoria elementare del decadimento β . . . . . . . . . . . . . . 2172.7.3 La vita media del decadimento β . . . . . . . . . . . . . . . . 2202.7.4 L’elemento di matrice del decadimento β . . . . . . . . . . . . 2222.7.5 Decadimenti proibiti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 224

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2.7.6 Non conservazione della parita . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2252.7.7 L’interazione V-A . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2272.7.8 L’elicita dell’elettrone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2292.7.9 L’elicita del neutrino . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2302.7.10 La scoperta del neutrino . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 232

2.8 Reazioni nucleari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2332.8.1 Sezione d’urto di reazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2332.8.2 Fissione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2342.8.3 Fissione indotta da neutroni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2362.8.4 Fissione dell’uranio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2372.8.5 Reattore nucleare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2382.8.6 Fusione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2392.8.7 Fusione nelle stelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2412.8.8 Nucleosintesi nelle stelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2422.8.9 Fusione in laboratorio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 245

3 Fisica subnucleare 2473.1 Particelle e interazioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 247

3.1.1 Raggi cosmici . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2483.1.2 Raggi cosmici primari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2493.1.3 Raggi cosmici secondari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2503.1.4 I mesoni π . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2523.1.5 Le particelle strane . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2553.1.6 I mesoni K . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2583.1.7 Il mesone η . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2613.1.8 Simmetria dell’isospin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2623.1.9 Gli antibarioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2643.1.10 Risonanze adroniche . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2653.1.11 Risonanze barioniche . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2673.1.12 Risonanze mesoniche . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 269

3.2 Modello statico a quark . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2713.2.1 Modello a quark . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2723.2.2 Mesoni e barioni nel modello a quark . . . . . . . . . . . . . . 2743.2.3 Momenti magnetici dei barioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2763.2.4 Le masse degli adroni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2783.2.5 Colore dei quark . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 282

3.3 Interazioni deboli . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2843.3.1 Decadimento del muone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2843.3.2 Il propagatore dell’interazione debole . . . . . . . . . . . . . . 2863.3.3 Decadimenti leptonici dei mesoni . . . . . . . . . . . . . . . . 2873.3.4 La Parita non si conserva . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2903.3.5 Decadimenti semileptonici . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2923.3.6 L’angolo di Cabibbo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2943.3.7 Decadimenti non leptonici . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 295

7

3.3.8 Decadimenti dei mesoni K neutri . . . . . . . . . . . . . . . . 2963.3.9 Il quarto quark . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3003.3.10 Violazione della simmetria CP . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3033.3.11 Altri quark . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 305

3.4 Modello dinamico a quark . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3073.4.1 Diffusione inelastica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3093.4.2 Diffusione fortemente inelastica elettrone-nucleone . . . . . . . 3113.4.3 Modello a partoni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3123.4.4 Carica elettrica dei partoni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3163.4.5 Diffusione fortemente inelastica neutrino-nucleone . . . . . . . 3183.4.6 Densita di quark e antiquark . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 320

3.5 Interazioni fermione-antifermione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3233.5.1 Annichilazione e+e− . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3233.5.2 Il quarkonio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3253.5.3 Annichilazione e+e− → adroni . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3273.5.4 Annichilazione quark-antiquark . . . . . . . . . . . . . . . . . 328

3.6 Interazioni adroniche . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3303.6.1 Fenomenologia delle interazioni adroniche . . . . . . . . . . . 3303.6.2 La cromodinamica quantistica . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3353.6.3 La ”costante” di accoppiamento della QCD . . . . . . . . . . . 3393.6.4 Funzioni di struttura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3423.6.5 Annichilazione elettrone-positrone in adroni . . . . . . . . . . 3453.6.6 Produzione di jet adronici nell’annichilazione e+e− . . . . . . 3473.6.7 Collisioni tra adroni: processi Drell-Yan . . . . . . . . . . . . 3513.6.8 Collisioni tra adroni: produzione di jet . . . . . . . . . . . . . 3533.6.9 Collisioni tra adroni: produzione di fotoni . . . . . . . . . . . 3573.6.10 La misura di αs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 358

3.7 Interazione elettrodebole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3593.7.1 Isospin e ipercarica debole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3603.7.2 Angolo di Weinberg . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3633.7.3 Interazioni dei neutrini . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3643.7.4 Scoperta dei bosoni W± e Z0 . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3663.7.5 Proprieta dei bosoni W± e Z0 . . . . . . . . . . . . . . . . . . 368

3.8 Il Modello Standard . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3703.8.1 Invarianza di gauge . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3713.8.2 Il campo di Higgs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3733.8.3 Il meccanisco di Higgs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3763.8.4 La simmetria del colore . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3773.8.5 La massa dei fermioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3783.8.6 I parametri del Modello Standard . . . . . . . . . . . . . . . . 380

3.9 Oscillazioni di neutrini . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3823.9.1 La massa dei neutrini . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3823.9.2 Oscillazioni nel vuoto . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3833.9.3 Oscillazioni nella materia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 387

8

3.9.4 Neutrini solari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3883.9.5 Neutrini da reattori . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3913.9.6 Neutrini atmosferici . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3923.9.7 Neutrini da acceleratori . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3943.9.8 I parametri delle oscillazioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 395

3.10 Universo e particelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3973.10.1 L’Universo in espansione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3973.10.2 La radiazione cosmica di fondo . . . . . . . . . . . . . . . . . 4003.10.3 L’energia del vuoto . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4023.10.4 Il modello del Big-Bang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4033.10.5 La nucleosintesi primordiale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 404

4 Appendici 4084.1 Radiazione del corpo nero . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4084.2 Richiami di relativita ristretta . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 410

4.2.1 Il principio di relativita . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4104.2.2 Le trasformazioni di Lorentz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4124.2.3 Quadrivettori . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4144.2.4 Trasformazione della velocita . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4154.2.5 Il quadrivettore velocita . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4154.2.6 Il quadrivettore quantita di moto . . . . . . . . . . . . . . . . 4164.2.7 Il quadrivettore accelerazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4174.2.8 Il quadrivettore forza . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4174.2.9 Il tensore elettromagnetico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 420

4.3 L’esperimento di Michelson e Morley . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4214.4 Il paradosso dei gemelli . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4224.5 La precessione di Thomas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4244.6 Cinematica relativistica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 426

4.6.1 Trasformazioni delle variabili . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4264.6.2 Energia di soglia di una reazione . . . . . . . . . . . . . . . . 4274.6.3 Urto elastico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4284.6.4 Energia trasferita in una collisione . . . . . . . . . . . . . . . . 4294.6.5 Decadimento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 430

4.7 Richiami di elettromagnetismo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4324.7.1 Energia irraggiata . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4324.7.2 Il potenziale vettore . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 434

4.8 Sviluppo in multipoli del campo elettromagnetico . . . . . . . . . . . 4364.8.1 Potenziale di dipolo elettrico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4364.8.2 Potenziale di dipolo magnetico . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4374.8.3 Potenziale di quadrupolo elettrico . . . . . . . . . . . . . . . . 4384.8.4 Sviluppo in autofunzioni del momento angolare . . . . . . . . 4384.8.5 Momenti di multipolo del campo di radiazione . . . . . . . . . 440

4.9 Equazione di Schrodinger in una dimensione . . . . . . . . . . . . . . 4414.9.1 Particella libera . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 441

9

4.9.2 Gradino di potenziale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4424.9.3 Barriera di potenziale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4434.9.4 Buca di potenziale infinita . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4444.9.5 Buca di potenziale finita . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4454.9.6 Oscillatore armonico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 446

4.10 Il momento angolare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4494.10.1 Rotazioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4494.10.2 Autovalori del momento angolare . . . . . . . . . . . . . . . . 4504.10.3 Rappresentazione dei generatori . . . . . . . . . . . . . . . . . 4524.10.4 Somma dei momenti angolari . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4534.10.5 I coefficienti di Clebsch-Gordan . . . . . . . . . . . . . . . . . 4544.10.6 Matrici di rotazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4564.10.7 Le armoniche sferiche . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 458

4.11 Equazione di Schrodinger in tre dimensioni . . . . . . . . . . . . . . . 4604.11.1 Potenziale centrale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4614.11.2 Particella libera . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4624.11.3 Sviluppo di un’onda piana in autofunzioni sferiche . . . . . . . 4634.11.4 Buca di potenziale infinita . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4644.11.5 Buca di potenziale finita . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4654.11.6 Potenziale armonico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4664.11.7 Potenziale coulombiano . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 468

4.12 Simmetrie unitarie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4714.12.1 SU(2) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4734.12.2 SU(3) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4754.12.3 Stati coniugati . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 475

4.13 L’interazione elettromagnetica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4764.13.1 Hamiltoniana di interazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4764.13.2 Quantizzazione del campo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 477

4.14 Legge di decadimento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4794.15 Probabilita di transizione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4814.16 Densita dello spazio delle fasi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4834.17 Il modello atomico di Thomas-Fermi . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4854.18 Equazioni quantistiche relativistiche . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 488

4.18.1 Equazione di Klein-Gordon . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4894.18.2 Equazione di Dirac . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4904.18.3 Soluzioni di particella libera . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4914.18.4 Limite non relativistico dell’equazione di Dirac . . . . . . . . . 4954.18.5 Matrici gamma . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4964.18.6 Trasformazioni degli autostati . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4974.18.7 Autostati di elicita . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5004.18.8 Soluzioni per massa nulla . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 502

4.19 Teoria delle perturbazioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5034.19.1 Il propagatore . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5034.19.2 I grafici di Feynman . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 505

10

4.20 Correzioni radiative . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5084.20.1 La polarizzazione del vuoto . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5104.20.2 La ”costante” di accoppiamento . . . . . . . . . . . . . . . . . 511

4.21 Calcolo di alcuni processi elementari . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5124.21.1 Spazio delle fasi invariante . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5124.21.2 Processi a b → c d . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5144.21.3 Il decadimento del muone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 524

4.22 Il fattore giromagnetico dei leptoni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5264.22.1 Il fattore giromagnetico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5264.22.2 La misura di g − 2 dell’elettrone . . . . . . . . . . . . . . . . . 5304.22.3 La misura di g − 2 del muone . . . . . . . . . . . . . . . . . . 532

4.23 La supersimmetria . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5354.23.1 Le particelle supersimmetriche . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5374.23.2 Il modello supersimmetrico minimale . . . . . . . . . . . . . . 5394.23.3 Fenomenologia del MSSM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 541

4.24 Premi Nobel citati nel testo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5444.25 Esercizi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5474.26 Risposte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5624.27 Tavole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 569

11

Chapter 1

Metodologie della fisica nucleare esubnucleare

1.1 Introduzione

La fisica e lo studio dei fenomeni della natura e della loro interpretazione in basea leggi il piu semplici e generali possibile. Per questo si cerca di interpretare ifenomeni macroscopici come una composizione e successione di interazioni a livellomicroscopico tra costituenti elementari.

Ad esempio, la legge delle proporzioni chimiche di Dalton stabilı, all’inizio dell’800,che le reazioni chimiche avvengono rispettando semplici leggi di combinazione: dueproporzioni di idrogeno combinate con una di ossigeno ne formano due di acqua,2 H2 + O2 → 2 H2O, che interpretato come fenomeno microscopico implica chele quantita in gioco dei singoli elementi sono proporzionali ad alcune quantita ele-mentari, cioe che la massa di una mole e proporzionale alla masse di una molecola,ovvero

M(grammo molecola) = N ×M(molecola)

Un esempio tratto da fenomeni di conduzione elettrica e la legge di Faraday,della meta dell’800, per cui in elettrolisi la formazione su un elettrodo di una moledi un elemento monovalente corrisponde ad una quantita fissa, F = 96500 C, dicarica elettrica. Combinando questa osservazione con la precedente abbiamo per lacostante di Faraday

F = 96500 C/mole = N × e

dove e e la carica elettrica elementare.Un altro esempio e la legge di Boyle. Per una mole di un gas ideale pV = RT .

Sulla base degli studi di termodinamica statistica di Maxwell, Boltzmann e Planckdella seconda meta dell’800, sappiamo che la costante dei gas ideali R e

R = N × k

dove k e la costante di Boltzmann.

12

La quantita N che interviene in questi tre esempi di leggi della chimica, elettricitae meccanica statitistica e la Costante di Avogadro il cui valore venne determinatosperimentalmente con precisione solo nel ’900 studiando molti diversi fenomeni

N = 6.02 1023 mole−1

e possiamo definire la carica elettrica elementare

e = F/N = 1.60 10−19 C

1.1.1 Il protone

Per il sistema atomico piu semplice, l’idrogeno, una mole ha la massa di 1 grammo.La massa dell’atomo di idrogeno e quindi mH = 1 grammo/N

mH = 1.66 10−27 kg

In queste lezioni useremo come unita di misura il sistema MKSA che e quello ufficialedell’Unione Europea. Per i sistemi microscopici e pero piu conveniente usare comeunita di misura di energia l’elettronVolt, eV = 1.60 10−19 J . Sfruttando l’equivalenzatra energia e massa espressa dalla relazione di Einstein, E = mc2, useremo comeunita di massa eV/c2 (o i suoi multipli), dove c e la velocita della luce del vuoto

c = 3.00 108 m s−1

In queste unita la massa dell’atomo di idrogeno e

mHc2 = 1.66 10−27 kg × 9 1016 m2s−2 = 1.5 10−10 J =1.5 10−10 J

1.6 10−19= 0.94 109 eV

Poiche, come vedremo, l’atomo di idrogeno e uno stato legato protone-elettrone ela massa dell’elettrone e molto minore di quella del protone e l’energia di legame etrascurabile, questa e con buona approssimazione la massa del protone

mp = 938 MeV/c2

Il protone e il primo (dal greco πρωτoς) costituente elementare. E caratterizzato dacarica elettrica +e e massa mp.

1.1.2 L’elettrone

Alla fine dell’800 lo studio di molti fenomeni ha indicato che le sostanze contengonoparticelle con carica elettrica negativa e che queste possono essere emesse come con-seguenza di diverse sollecitazioni elettriche o termiche o per esposizione a radiazioneelettromagnetica. Le osservazioni erano fatte con gas molto rarefatti ed erano resepossibili dal perfezionamento delle tecniche di vuoto.

13

Nei suoi studi sulla formazione e propagazione di onde elettromagnetiche, Hein-rich Hertz osservo che le scariche elettriche inducevano il passaggio di corrente inun circuito aperto. William Crookes osservo che in un tubo contente un gas moltorarefatto dove si stabilisce una differenza di potenziale tra due elettrodi, si formanei pressi del catodo una scarica a bagliore che si propaga verso l’anodo e che haintensita che dipende dalla differenza di potenziale e dalla pressione del gas.

In entrambe i casi si osservo che il fenomeno non dipendeva ne dal tipo di gasne dal materiale degli elettrodi. Inoltre il passaggio di corrente veniva fortementeinfluenzato dalla presenza di diaframmi nel tubo a vuoto o da campi magnetici. Benpresto si chiarı che questo fenomeno, chiamato emissione di raggi catodici, era dovutoall’emissione di cariche negative dal catodo e che queste non erano ioni negativi delcatodo.

Nel 1897 Joseph Thomson 1 chiarı la natura di queste particelle e ne misuro ilrapporto tra carica elettrica e massa. Il metodo sperimentale di Thomson e illustratonella Fig.1.1. In un tubo a raggi catodici, per effetto di un forte campo elettrico,le particelle negative vengono emesse dal catodo C e accelerate verso l’anodo A incui vi e un foro. Le particelle che attraversano il foro si muovono di moto rettilineouniforme e il loro passaggio viene segnalato dalla fluorescenza prodotta sulla parteterminale del tubo. Questo permette di conoscere la traiettoria tra il foro e loschermo. Lungo il percorso le particelle attraversano una regione in cui si puostabilire un campo elettrico uniforme normale alla direzione di propagazione e uncampo magnetico normale sia a questa che al campo elettrico. Chiamiamo x ladirezione di propagazione, y la direzione del campo elettrico, z quella del campomagnetico e ` la lunghezza della zona in cui e presente il campo elettrico.

C

AE

ST

x

y

z

l

Figure 1.1: Esperimento di J.J.Thomson

• In assenza di campo elettrico e magnetico le particelle vanno di moto rettilineocon velocita vx costante ma non nota perche vengono emessi dal catodo convelocita variabile

vx =`

∆t

Le particelle cariche arrivano nel punto S dello schermo.

1 premio Nobel per la fisica nel 1906

14

• In presenza di campo elettrico, Ey, le particelle di carica e acquistano unacomponente della velocita vy = (eEy/m)∆t, e quindi lo spostamento dallatraiettoria lineare nel tratto ` e

∆y =eEy

2m(∆t)2 =

eEy

2m

`2

v2x

Le particelle cariche arrivano nel punto T dello schermo.

• Per valutare la velocita vx Thomson applico un campo magnetico Bz in modoche la forza risultante, ~F = e( ~E + ~v ∧ ~B), fosse nulla e le particelle carichearrivassero nel punto S dello schermo

Fy = e(Ey − vx Bz) = 0 vx =Ey

Bz

• Il valore del rapporto tra la carica e la massa dell’elettrone si ottiene quindidalla misura dello spostamento ∆y relativo ai due punti S e T sullo schermo

∆y =1

2

e

m

`2 B2z

Ey

Thomson verifico che il valore e/m non dipende dal gas nel tubo a raggi catodici,ne dal materiale del catodo. Quindi stabilı che questa e una particella elementaredi carica negativa contenuta nelle varie sostanze che venne chiamata elettrone (dalnome greco dell’ambra, ηλεκτρoν) come quantita elementare di carica negativa.

Il valore di e/m misurato da Thomson

e

m= 1.76 1011 C kg−1

era straordinariamente simile ad un’altra quantita misurata pochi mesi prima daPieter Zeeman 2 studiando gli spettri di emissione degli atomi in presenza di campomagnetico. Zeeman aveva osservato che, quando si acccendeva un intenso campomagnetico, le righe di emissione di una sostanza venivano suddivise in piu righe eche la separazione in frequenza era proporzionale all’intensita del campo.

Facciamo l’ipotesi che le sostanze contengano elettroni. Quando queste sonosottoposte ad una sollecitazione termica, o a una scarica elettrica, gli elettroni sonosollecitati ad oscillare attorno alla posizione di equilibrio. Al primo ordine dellosviluppo del potenziale che lega gli elettroni, questa sara un’oscillazione armonicacon frequenza propria ω. Il sistema si comporta come un dipolo oscillante ed emetteradiazione con la stessa frequenza. Possiamo rappresentare il moto oscillatorio comela sovrapposizione di due moti circolari con frequenza angolare +ω e −ω. Inpresenza di campo magnetico, alla forza di richiamo −k~r si sovrappone la forza diLorentz e~v ∧ ~B. L’equazione del moto nel piano x− y normale alla direzione di ~B e

m x = −kx + eB y m y = −ky − eB x


15

che, per un moto oscillatorio, ha soluzione

ω2 + 2 ω∗ω − ω2 = 0 ω2

=k

mω∗ =

eB

2m

e, per ω∗ ¿ ω,ω = ω ± ω∗

Quindi l’oscillatore emette su due frequenze ω + ω∗ e ω − ω∗ e la differenza ∆ω =eB/m e proporzionale al rapporto e/m.

Poiche il rapporto e/m misurato nell’esperimento di Thomson e nell’effetto Zee-man e molto maggiore del rapporto tra carica elettrica e massa depositata suglielettrodi nel caso di elettrolisi di sostanze elettricamente neutre, si conclude che lamassa dell’elettrone e molto minore di quella degli atomi

e

me

À e

ma

⇒ me ¿ ma

La carica dell’elettrone

La prima misura sufficientemente precisa della carica elementare fu fatta nel 1909 daRobert Millikan 3 raffinando un metodo utilizzato da Thomson per studiare il com-portamento di gocce elettricamente cariche formate nel vapore di acqua. Millikanosservava col microscopio il moto di gocce di olio che si caricavano elettricamenteper attrito con l’aria (Fig.1.2).

g

E

q

Figure 1.2: Esperimento di Millikan

• In assenza di campo elettrico le gocce si muovono di moto uniforme per effettodella gravita. Assumendo che siano sferette di raggio r e densita ρ e che η siail coefficiente di viscosita, il moto avviene con velocita costante v0

F =4πr3

3ρ g − 6π η r v0 = 0

Misurando la velocita di caduta si ottiene il raggio r

r = 3 η1/2

(v0

2ρg

)1/2


16

• Se durante la caduta si accende un campo elettrico diretto lungo la verticale,la velocita di caduta di una goccia con carica elettrica q cambia

F =4πr3

3ρ g − 6π η r v1 − qE = 0

• Da queste relazioni si ottiene

qE = 6π η r (v1 − v0) = 18π η3/2

(v0

2ρg

)1/2

(v1 − v0)

Millikan osservo che tutte le cariche misurate erano multipli interi di una caricaelementare “e” e ottenne per “e” un valore entro l’1% uguale a quello noto oggi.

Dalle misure di Thomson e di Millikan conosciamo quindi la massa dell’elettrone

me = 0.511 MeV/c2 me

mp

=1

1836

1.1.3 Il fotone

Alla fine dell’800 l’interpretazione di due fenomeni, l’emissione di radiazione delcorpo nero e l’effetto fotoelettrico, richiesero una profonda revisione delle leggidell’elettromagnetismo e della meccanica.

Spettro del corpo nero

Lo spettro di emissione del corpo nero e trattato nell’appendice 4.1. Consideriamouna cavita mantenuta a temperatura T in cui e praticato un piccolo foro, per questosistema si ha:

• l’energia irraggiata per unita di superficie e per unita di frequenza, il potereemissivo specifico, e proporzionale alla densita di energia per unita di frequenzanella cavita

e(ν, T ) =c

4u(ν, T )

• la radiazione all’interno e in equilibrio con le pareti della cavita;

• la densita di energia per unita di frequenza e espressa dalla legge di Wien 4

u(ν, T ) = ν3 F (ν/T )

dove F (ν/T ) e una funzione universale che dipende solo dal rapporto tra fre-quenza e temperatura.

La forma della funzione u(ν, T ) e stata derivata sulla base della meccanica statisticaclassica con le ipotesi seguenti

4 Wilhelm Wien, premio Nobel per la fisica nel 1911

17

• nella cavita, all’equilibrio termico, le onde elettromagnetiche stazionarie hannovettore d’onda kiì = 2πn con n intero (i = 1, 2, 3; ì sono le dimensioni della

cavita; |~k| = 2πν/c);

• per ciascuna proiezione il numero di modi di vibrazione per unita di frequenzae dni = (ì/c) dν

• tenendo conto che ci sono due stati di polarizzazione della radiazione, il numerodi modi di vibrazione per unita di volume e

dn = 24πν2

c3dν

• per il principio di equipartizione dell’energia ciascun modo di vibrazione con-tribuisce con due gradi di liberta e quindi con un valore medio di energia〈E〉 = kT

Ne deriva che la densita di energia specifica e

u(ν, T ) =8πν2

c3kT

Questa forma della densita di energia specifica del corpo nero, nota come formuladi Rayleigh 5-Jeans, non rappresenta i risultati sperimentali a frequenze elevate ediverge ad alta frequenza: la densita di energia, U(T ) =

∫u(ν, T )dν, e infinita.

Questo effetto e stato chiamato catastrofe ultravioletta.Nel tentativo di impostare una forma della densita di energia specifica del corpo

nero che riproducesse i risultati sperimentali e seguisse le leggi della termodinam-ica, Planck fu guidato dalle osservazioni di Hertz sulla emissione e assorbimento diradiazione elettromagnetica da parte di dipoli oscillanti. Le ipotesi di Planck sono

• le pareti della cavita in equilibrio termico con la radiazione sono rappresentatecome un insieme di oscillatori armonici lineari con frequenze pari a quelle dellaradiazione elettromagnetica;

• in funzione delle variabili coniugate p e x l’energia meccanica di ciascun ocil-latore di massa m e

E =p2

2m+

mω2x2

2

• secondo le leggi della meccanica statistica il numero di oscillatori nell’intervallodpdx in equilibrio a temperatura T e

d2n = C e−E/kT dp dx C = costante

5 John Strutt: Lord Rayleigh, premio Nobel per la fisica nel 1904

18

• se gli oscillatori sono indipendenti, di modo che si conserva l’energia di cias-cuno, la relazione E = costante definisce un ellisse nel piano p− x di area

A =∫

dp dx = π pmax xmax = π (2mE)1/2 (2E/mω2)1/2 =E

ν

• se si suddivide il piano p−x in anelli concentrici della stessa area h (Fig.1.3),il j−esimo anello contiene Nj = D e−jhν/kT oscillatori di energia Ej = jhν,(j = 0, 1, 2, . . .; D = costante);

• l’energia media per oscillatore, 〈E〉 =∑

j Ej Nj/∑

j Nj, e uguale all’energiamedia per modo di vibrazione della radiazione in equilibrio termico nellacavita.

x

p

h

Figure 1.3: Quantizzazione dell’oscillatore armonico

Ponendo z = hν/kT si ha

∞∑

0

jhν e−jz = hν e−z (1 + 2e−z + 3e−2z + . . .) = hν e−z (1− e−z)−2

∞∑

0

e−jz = (1 + e−z + e−2z + . . .) = (1− e−z)−1

〈E〉 =hν e−hν/kT

1− e−hν/kT=

hν

ehν/kT − 1

La formula di Planck per la densita di energia specifica e

u(ν, T ) =8π

c3

hν3

ehν/kT − 1

La forma della funzione soddisfa la legge di Wien. Inoltre la formula ottenuta daPlanck 6 riproduceva bene i dati sperimentali: dal confronto con questi ottenne ilvalore della costante di Planck, h = 6.55 10−34 J s, che e in buon accordo con ilvalore noto oggi

h = 6.626076± 0.000004 10−34 J s


19

Nel limite in cui la costante di Planck e piccola, h → 0, si ottiene la formula classicadi Rayleigh-Jeans

limh→0

hν

ehν/kT − 1=

hν

1 + hν/kT + . . .− 1= kT

Il risultato presentato da Planck nel 1900 era assolutamente sorprendente: glioscillatori armonici in equilibrio termico con la radiazione elettromagnetica scam-biano energia solo sotto forma di multipli interi di un quanto di energia pari a hν.Ne risulta che l’energia di un oscillatore armonico lineare non puo variare in modocontinuo, ma puo solo avere valori quantizzati multipli della frequenza propria νmoltiplicata per la costante di Planck. Le variazioni discrete di energia tra due staticorrispondono all’emissione o all’assorbimento di quanti di radiazione elettromag-netica di energia hν che sono chiamati fotoni.

Effetto fotoelettrico

L’emissione di cariche elettriche negative da materiali esposti a radiazione ultravio-letta fu osservata da Hertz nel 1887. Ulteriori misure chiarirono che in un sistemacostituito da due elettrodi con differenza di potenziale ∆V

• l’esposizione alla luce di un elettrodo induce il passaggio di corrente;

• questo avviene solo per una polarita, quando l’elettrodo esposto ha caricanegativa;

• le cariche raccolte all’anodo non sono ioni negativi del catodo.

A seguito della scoperta dell’elettrone ci si convinse che il passaggio di corrente eradovuto all’estrazione di elettroni provocata dall’interazione della luce sul catodo.

Una serie di misure piu raffinate fu eseguita da Philipp von Lenard 7 nel 1900utilizzando un tubo a raggi catodici. L’elettrodo C e esposto a radiazione elettro-magnetica e le cariche emesse possono essere accelerate dal potenziale variabile VC

tra C e l’elettrodo A. Nella zona a valle di A sono opportunamente posizionatialcuni elettrodi raccoglitori di carica, R, e in questa zona si puo produrre un campomagnetico ~B normale alla linea di volo e quindi si puo misurare l’impulso delle parti-celle. Con questo strumento (Fig.1.4) Lenard misuro il rapporto tra carica elettricae massa dei portatori di carica negativa e lo trovo in accordo con il valore misuratoda Thomson: sono elettroni. Inoltre osservo che

• si ha passaggio di corrente solo per tensioni VC minori di 1÷ 2 V ;

• per intensita di luce costante, la corrente aumenta da questo valore fino aVC ' 0 e si mantiene costante per valori negativi;

• l’intensita di corrente dipende dall’intensita della luce, ma non dipende dallafrequenza;


20

C

A

R

R

h νννν

magnet -2-4-6-8 +20 +4

i

V

Figure 1.4: Esperimento di Lenard sull’effetto fotoelettrico

• l’energia cinetica degli elettroni emessi dal catodo non dipende dalla intensitadella luce, ma solo dalla frequenza;

• la relazione tra energia cinetica e frequenza e

Ec = h(ν − νo)

Questi risultati vennero raffinati da misure piu precise effettuate alcuni anni dopoda Richardson e Compton, e da Millikan. Ma gia nel 1905 Albert Einstein 8 diedeuna spiegazione semplice dell’effetto fotoelettrico basata sui quanti di radiazione diPlanck considerando il fotone non come un modo di vibrazione del campo elettro-magnetico, ma come una particella

• la radiazione elettromagnetica di frequenza ν e formata da fotoni di energiaE = hν;

• nell’interazione i fotoni cedono tutta l’energia agli elettroni legati nei materiali;

• parte dell’energia, eVo, e spesa per il lavoro di estrazione degli elettroni dalmateriale;

• il resto e ceduta come energia cinetica agli elettroni liberi;

• la conservazione dell’energia e hν = eVo + Ec.

Pochi anni dopo Millikan misuro il coefficiente h della legge dell’effetto fotoelettrico,h = 6.56 10−34 J s, in ottimo accordo con la determinazione fatta da Planck.

I raggi X

Lavorando con un tubo a raggi catodici, nel 1895 Wilhelm Rongten 9 fece un’importantescoperta: le pareti del tubo investite dai raggi catodici producevano una radiazionemolto penetrante di natura allora sconosciuta che, per questo, chiamo raggi X. Os-servo inoltre che i raggi X non venivano deflessi da campi magnetici, ne rifratti da

8 premio Nobel per la fisica nel 19219 premio Nobel per la fisica nel 1901

21

lenti, che producevano ionizzazione e che l’intesita dipendeva dalla densita del ma-teriale posto sul cammino dei raggi catodici. L’osservazione piu interessante e chese frapponeva un ostacolo, ad esempio la sua mano, tra la sorgente di raggi X e unoschermo fluorescente, si produceva sullo schermo la radiografia dell’ostacolo.

A seguito di molti altri esperimenti si chiarı la natura del fenomeno: gli elettroniattraversando un materiale vengono decelerati dalle interazioni con i nuclei atomici eproducono radiazione per frenamento, brems-strahlung (capitolo ???). La radiazioneha uno spettro di frequenza continuo e il valore massimo e proporzionale all’energiacinetica degli elettroni, hνmax = Ke.

Nei primi anni del ’900 non era chiaro se i raggi X fossero di natura cospuscolareo ondulatoria. Comunque era noto che avevano energia (lunghezza d’onda) moltomaggiore (minore) della luce visibile e che, se erano onde, la lunghezza d’onda eraconfrontabile con le distanze interatomiche nella materia condensata.

Nel 1912 Max von Laue 10, sostenitore dell’interpretazione ondulatoria, dimostrola possibilita di osservare l’interferenza di raggi X diffusi da materiali. Ulterioriconferme sperimentali furono ottenute da William e Lawrence Bragg 11 che osser-varono la diffusione coerente di raggi X da cristalli. In un solido cristallino gli atomioccupano posizioni ad intervalli regolari che formano un reticolo di centri diffusoriallineati. La radiazione viene diffusa dagli atomi in tutte le direzioni ma si ha inter-ferenza costruttiva solo nelle direzioni che soddisfano la condizione di Bragg comeillustrato in Fig.1.5

θ′ = θ nλ = 2d sin θ

dove θ e l’angolo tra la direzione dei raggi X e il piano del reticolo, d e la distanzatra i piani e λ e la lunghezza d’onda: la differenza del cammino ottico deve esserepari a due volte un numero intero n di lunghezze d’onda.

θ'

θ

θθ'

d

d sin θ

Figure 1.5: Diffrazione di raggi X da un reticolo cristallino

I raggi X di bremsstrahlung hanno uno spettro di frequenza continuo. Nel 1914Charles Barkla 12 osservo un altro tipo di raggi X che chiamo characteristic X radia-tion. Se un elemento e esposto a raggi X di frequenza ν, oltre alla diffusione dei raggiX della stessa frequenza si osserva anche l’emissione di raggi X di frequenza νc < ν

10 premio Nobel per la fisica nel 191411 premi Nobel per la fisica nel 191512 premio Nobel per la fisica nel 1917

22

con valori discreti caratteristici del particolare elemento. Barkla e Manne Siegbahn13 misurarono queste frequenze caratteristiche e osservarono che sono raggruppate inbande, chiamate K,L, M, . . . con frequenze νK > νL > νM . . .. Studiando l’emissionedei raggi X della banda K di vari elementi, Henry Moseley osservo che la frequenzae una funzione lineare del numero atomico Z, che rappresenta la carica elettrica delnucleo atomico (capitolo ???). Questo permise di riordinare e completare la tabellaperiodica degli elementi di Mendeleev.

L’effetto Compton

Studiando la diffusione di raggi X a diversi angoli, nel 1922 Arthur Compton 14

osservo oltre alla fluorescenza, cioe emissione di radiazione della stessa lunghezzad’onda λ, l’emissione di raggi X di lunghezza d’onda maggiore, λ′, e che la differenzadipendeva solo dall’angolo

λ′ − λ = λe(1− cos θ)

osservo inoltre che λe e una costante indipendente dalla particolare sostanza investitadai raggi X e che, diminuendo la lunghezza d’onda λ l’intensita della radiazionediffusa aumenta rispetto a quella di fluorescenza (Fig.4.28).

λλλλ λλλλ'λλλλ λλλλ'

Figure 1.6: Spettro dell’effetto Compton, lo spettro a destra si riferisce a raggi X dilunghezza d’onda minore (energia maggiore)

Al tempo della scoperta di Compton era ancora vivo il dibattito tra sosten-itori dell’interpretazione corpuscolare o ondulatoria dei raggi X anche se le evi-denze sperimentali sulla interferenza, diffrazione e polarizzazione dei raggi X eranochiaramente a favore della seconda. Ma Compton dimostro che questo fenomenosi poteva spiegare solo con la prima come un urto elastico tra raggi X di energiaE = hν = hc/λ e quantita di moto p = hν/c = h/λ e un elettrone atomico.Applicando le leggi della meccanica relativistica si ottiene la legge di diffusione diCompton (capitolo ???) e il valore della costante λe in accordo con i risultati dellemisure. λe = h/mec = 2.4 10−12 m e una costante universale detta lunghezza d’ondaCompton dell’elettrone.


23

1.1.4 Il modello atomico di Bohr

I materiali a temperatura T irraggiano energia termica con uno spettro continuo.Invece si e osservato che la maggior parte degli elementi sotto forma di gas unavolta eccitati emettono radiazione sotto forma di righe discrete. Inoltre, a partiredalla scoperta di Johann Balmer del 1885 sulla regolarita delle righe di emissionedell’idrogeno, si e accumulata una enorme quantita di informazioni che dimostranoche le frequenze delle righe spettrali degli elementi implicano l’esistenza di unastruttura semplice.

Queste evidenze intrigarono a lungo i fisici e un passo importante fu fatto nel1911 da Ernest Rutherford che dimostro sperimentalmente (capitolo ???) che unsistema atomico e costituito da uno stato legato di un nucleo di carica positivacircondato da una distribuzione di carica negativa, gli elettroni, e che inoltre le di-mensioni spaziali del nucleo sono molto piu piccole dell’estensione della distribuzionedi carica negativa, cioe che il campo elettrico del nucleo si puo trattare con buonaapprossimazione come il campo coulombiano generato da una carica puntiforme.

Sulla base di questa evidenza e nell’intento di spiegare le regolarita degli spettridegli elementi, Niels Bohr 15 nel 1913 propose un modello atomico che introdusseprofonde innovazioni nel modo di interpretare la struttura atomica. Trattiamo inmodo semplificato il modello dell’atomo di idrogeno per introdurre alcune quantitae grandezze fisiche importanti per il seguito. Le ipotesi di base sono

• l’atomo di idrogeno e costituito da un protone e un elettrone puntiformi legatidal potenziale coulombiano;

• la massa del protone e molto maggiore di quella dell’elettrone per cui il bari-centro del sistema e essenzialmente il protone;

• l’atomo e in uno stato stazionario, cioe, contrariamente a quanto avverrebbeper un sistema planetario in meccanica classica, le cariche in moto acceleratonon irraggiano energia;

• quindi l’energia meccanica e conservata.

Consideriamo la massa ridotta del sistema m = (memp)/(me + mp) ' me. La trai-ettoria dell’elettrone (la particella leggera) e un ellisse. Semplifichiamo il problemaconsiderando una circonferenza di raggio r percorsa con velocita angolare ~ω costante.La forza coulombiana e il prodotto massa × accelerazione centripeta

e2

4πεo r2= m ω2 r

La conservazione di energia e momento angolare ammette un continuo di soluzioni

E =1

2m ω2 r2 − e2

4πεo r= −1

2

e2

4πεo r= costante


24

L = m ω r2 = costante

Per ottenere soluzioni discrete, seguendo la via di Planck di quantizzazione del mo-mento lineare dell’oscillatore armonico, Bohr introdusse la quantizzazione del mo-mento angolare

∮L dφ = n h ⇒ L = n h/2π = n h

(n = 1, 2, . . .) da cui si ottengono i valori dell’energia e del raggio degli stati stazionari

En = −m (e2/4πεo)2

2 n2 h2 rn =n2 h2

m e2/4πεo

Gli spettri di righe osservati corrispondono alle transizioni tra stati stazionari conemissione (o assorbimento) di radiazione di frequenza hνmn = Em − En. Introdu-ciamo due quantita costanti che ci saranno utili nel seguito (εo = 8.85 10−12 F/m,hc = 1.97 10−7 eV m)

costante di struttura fine α =e2

4πεo hc=

1

137

raggio classico dell′elettrone re =e2

4πεo mec2= 2.82 10−15 m

• La costante di struttura fine e il parametro adimensionale che compare nellosviluppo in serie quando si risolvono i problemi di elettromagnetismo con ilmetodo delle perturbazioni. Quindi α ¿ 1 garantisce che i calcoli approssimatisono di solito piuttosto precisi.

• Il raggio classico dell’elettrone e quello di una sfera carica che ha energiaelettrostatica pari alla massa dell’elettrone, mec

2. In effetti sappiamo chequesto non e il raggio dell’elettrone perche nessun esperimento ha rivelato chel’elettrone abbia dimensioni finite ad un livello di sensibilita molto piu piccolodi re.

Usando queste grandezze

En = − 1

2n2α2 mc2 rn = n2 re

α2

Dalla prima relazione si osserva che la velocita dell’elettrone e v = αc/n ¿ c: questogiustifica l’uso della meccanica non relativistica.

Per l’atomo di idrogeno nello stato fondamentale, quello col minimo valore delmomento angolare (n = 1 nel modello di Bohr), si ha

raggio atomico di Bohr a = 0.53 10−10 m

energia di Rydberg R = 13.6 eV

25

in ottimo accordo con il valore sperimentale dell’energia di ionizzazione dell’atomodi idrogeno.

Le regole di quantizzazione di Bohr spiegano le regolarita osservate negli spettridi emissione degli atomi. Una importante verifica sperimentale fu fatta nel 1914da James Franck e Gustav Hertz 16; l’esperimento e illustrato in Fig.1.7. Elettroniemessi da un filamento alla tensione del catodo sono accelerati verso la griglia dalladifferenza di potenziale ∆V = VG − VC e raccolti all’anodo. L’energia cineticadegli elettroni viene variata cambiando ∆V e la differenza di potenziale VG − VA emantenuta costante. Nel tubo vi sono vapori di mercurio ed era noto che il mercurioha una intensa riga di emissione λ = 2.53 10−7 m. L’andamento della correnteanodica e mostrato in Fig.1.7: all’inizio aumenta con ∆V perche aumenta il numerodi elettroni raccolti, ma poi inizia a diminuire per ∆V ' 4.9 V , aumenta di nuovofino a ∆V ' 2× 4.9 V , poi diminuisce e cosı via.

Questo vuol dire che gli atomi di mercurio sono trasparenti per elettroni dienergia cinetica < 4.9 eV , mentre gli elettroni che raggiungono questo valore perdonoenergia in collisioni anelastiche con gli atomi e non contribuiscono alla correnteanodica. Se ∆V > 4.9 V vengono accelerati di nuovo dopo una prima collisionee la corrente torna ad aumentare, ma possono di nuovo cedere l’energia acquistataquando raggiungono 4.9 eV , e cosı via. Franck e Hertz osservarono che quando∆V e maggiore di 4.9 V , il tubo inizia ad emettere radiazione di lunghezza d’ondaλ = hc

4.9 eV= 2.53 10−7 m e intensita che aumenta con la differenza di potenziale.

Infatti ora il tubo e pieno di atomi di mercurio eccitati che si diseccitano tornandoallo stato iniziale.

5 10 15

∆V (Volt)

IA

4.9 Volt

Hg

VG

VC VA

A

Figure 1.7: Esperimento di Franck e Hertz

Il magnetone di Bohr

L’atomo di idrogeno ha un momento magnetico prodotto dal moto dell’elettroneattorno al baricentro. Consideriamo l’orbita come una spira di raggio r percorsadalla corrente i = e/T = eω/2π. Il momento magnetico e pari al prodotto della

16 premi Nobel per la fisica nel 1925

26

corrente per la superficie della spira (legge di Ampere) e ha direzione opposta (e < 0)

al momento angolare ~L

~µ = πr2 e~ω

2π=

e~L

2mNello stato fondamentale in cui L = h il momento magnetico e pari ad un

magnetone di Bohr µB =eh

2m= 5.8 10−5 eV/T

1.1.5 Onde o particelle ?

Nelle interazioni con la materia, i raggi X si comportano sia come onde che dannoluogo a fenomeni di interferenza, sia come particelle che fanno urti elastici. D’altraparte, Einstein aveva dimostrato che le leggi dell’elettromagnetismo e quelle dellameccanica sono soggette allo stesso principio di relativita e che energia, quantita dimoto e massa sono legate dalla relazione E2 = (pc)2 + (mc2)2. Per la radiazione dilunghezza d’onda λ questa e soddisfatta: E = hc/λ, p = h/λ, m = 0.

Nel 1922 Louis de Broglie 17 suggerı che anche ad una particella con massa, adesempio l’elettrone, potesse essere associata una lunghezza d’onda λ = h/p dettalunghezza d’onda di de Broglie. Questa nuova idea ha importanti conseguenze perchecomporta che una particella, come un’onda, non occupa una posizione ben definitanello spazio. Ad esempio, secondo il modello atomico di Bohr la relazione tra quan-tita di moto dell’elettrone e la sua distanza dal nucleo e L = pr = nh. Per l’atomodi idrogeno risulta che la lunghezza d’onda di de Broglie dell’elettrone nello stato dienergia piu bassa, n = 1, e pari alla circonferenza dell’orbita di Bohr λ = h

p= 2πa.

In altre parole, il valore della quantita di moto, p = meαc, definisce la dimensionedell’atomo.

Se l’ipotesi di de Broglie e corretta, si devono poter osservare fenomeni di inter-ferenza con fasci di elettroni come nel caso dei raggi X. La verifica fu fatta nel 1927con due esperimenti. Il principio dell’esperimento di Clinton Davisson 18 e LesterGermer e illustrato in Fig.1.8. Un filamento emette elettroni che vengono acceleraticon una differenza di potenziale ∆V e inviati su un cristallo i cui piani di simmetriapossono essere orientati rispetto alla direzione del fascio, e veniva misurato il flussodi elettroni diffuso ad un angolo θ rispetto ai piani del cristallo. La quantita di motoe p = (2mee∆V )1/2 e la lunghezza d’onda corrispondente e λ = λe(

mec2

2e∆V)1/2

• se si tiene fisso l’angolo di ossservazione θ e si varia ∆V , cioe si varia lalunghezza d’onda di de Broglie, si osserva che l’intensita degli elettroni diffusiha massimi e minimi regolari: gli elettroni sono diffusi secondo la legge diBragg e i massimi corrispondono a n = 2d sin θ

λ;

• se poi si fissano i valori dell’angolo che producono i massimi di intensita e sidetermina λ usando la legge di Bragg, λ = 2d sin θ

n, si osserva una relazione

lineare tra la lunghezza d’onda e (∆V )−1/2.


27

e θ crystal

detector ∆V

intensity

n = 1 2 3 4 5

Figure 1.8: Esperimento di Davisson e Germer

L’altro esperimento fu fatto da George Thomson 19 e Reid inviando un fasciodi elettroni su un cristallo i cui piani di simmetria possono essere orientati rispettoalla direzione del fascio e osservando l’intensita degli elettroni diffusi su una lastrafotografica posta dietro il cristallo. Le immagini che ottennero sono quelle tipichedel fenomeno di diffrazione in ottica (Fig.1.9).

e

crystal

photographic plate

Figure 1.9: Esperimento di Thomson e Reid

I fenomeni brevemente trattati, dalla radiazione di corpo nero al modello atomicodi Bohr alla dualita onda-particella, sono alla base della teoria della meccanicaquantistica sviluppata da Werner Heisenberg 20, Erwin Schrodinger e Paul Dirac 21,Max Born 22 nella seconda meta degli anni ’20.

1.1.6 Lo spin dell’elettrone

Gli stati stazionari dell’atomo di idrogeno si ottengono risolvendo l’equazione diSchrodinger del moto dell’elettrone nel campo coulombiano del protone. Le soluzioni

19 premio Nobel per la fisica nel 193720 premio Nobel per la fisica nel 193221 premi Nobel per la fisica nel 193322 premio Nobel per la fisica nel 1954

28

sono ricavate nell’appendice 4.11. Le autofunzioni sono fattorizzate in una funzioneradiale Rnl(r) e una angolare Ylm(θ, φ). Gli autostati dipendono da tre numeri quan-tici interi, |n, l,m〉: n e il numero quantico principale (n = 1, 2, . . .); l e l’autovalore

del momento angolare orbitale ~L in unita h (l = 0, . . . , n− 1); m e l’autovalore dellasua proiezione lungo un asse. Questa puo avere 2l+1 valori, m = −l,−l+1, . . . , +l.

Le regole di quantizzazione del momento angolare sono trattate nell’appendice 4.10.In generale l’operatore momento angolare ~J e caratterizzato dall’avere autovalori hjcon 2j + 1 = intero positivo, quindi j puo essere un numero intero o semi-intero.Nel caso del momento angolare orbitale ~L gli autovalori sono interi.

Gli atomi emettono (o assorbono) radiazione elettromagnetica di frequenza νij

passando da uno stato |ni, li,mi〉 ad un altro |nj, lj,mj〉hνij = |Ei − Ej|

Poiche gli autostati di energia sono discreti, gli spettri atomici sono costituiti darighe. L’intensita delle righe dipende dalla probabilita di transizione tra i due stati.Nel caso di sistemi atomici, in generale sono piu probabili le transizioni di dipoloelettrico in cui l’intensita e proporzionale alla quarta potenza della frequenza (ap-pendice 4.8). In queste transizioni cambia la parita dello stato che e caratterizzatadall’autovalore, pari o dispari, del momento angolare orbitale e quindi l cambia diuna unita, ∆l = ±1.

L’intensita diminuisce passando dall’ultravioletto al visibile all’infrarosso. Leserie di righe osservate nell’emissione degli elementi alcalini sono state chiamateSharp, Principal, Diffuse, Fundamental, caratterizzate da frequenze (e intensita) viavia piu piccole. In spettroscopia si usa una notazione di origine storica che associalo stato di momento angolare alle iniziali delle serie di righe

l = 0 1 2 3 4 5 . . .S P D F G H . . .

Ad esempio la serie Principal e costituita da transizioni P → S e la serie Diffuseda D → P . Studiando le righe di emissione si e pero osservato che queste non sonorighe singole ma hanno una struttura fine, nel primo caso sono righe doppie e nelsecondo caso sono righe triple. Questo fenomeno si spiega assumendo che gli staticon l 6= 0 siano sdoppiati.

La chiave per interpretare questo fenomeno e stata fornita da Samuel Goudsmite George Uhlenbeck nel 1925 con una proposta bizzarra:

• se l’elettrone non fosse puntiforme si comporterebbe come una trottola (spin)

con un momento angolare intrinseco ~S;

• questo avrebbe autovalore sh e 2s + 1 possibili proiezioni;

• per s = 1/2 l’elettrone potrebbe stare in due stati con proiezioni s = ±1/2.

Nonostante partissero dal presupposto errato che l’elettrone non sia puntiforme,queste ipotesi si rivelarono corrette e in grado di spiegare la struttura fine e unaserie di altri fenomeni osservati.

29

Assumiamo quindi che l’elettrone abbia un momento angolare di spin S = h/2 eun momento magnetico associato

~µ = ge

2m~S

dove g e chiamato fattore giromagnetico. Lo stato del sistema e ora caratterizzatodal momento angolare totale ~J = ~L + ~S che ha autovalori j = l± 1/2 e molteplicita2j + 1. Nella notazione spettroscopica questi stati sono rappresentati dal simboloXj dove X = S, P, D, F, . . . indica il momento angolare orbitale. Ad esempio, unostato con l = 0 ha solo j = 1/2 (S1/2), uno stato con l = 1 si divide in due staticon j = 1/2 (P1/2) e j = 3/2 (P3/2), uno stato con l = 2 si divide in due stati conj = 3/2 (D3/2) e j = 5/2 (D5/2).

Gli stati con valori di j diversi hanno energie diverse. Questo e dovuto all’energiadi interazione, E = −~µ · ~B, tra il momento magnetico di spin dell’elettrone e ilcampo magnetico prodotto dal moto orbitale. Il moto relativo tra elettrone e nucleoe rappresentato dal momento angolare ~L cui e associata una corrente i = eω/2π =eL/2πmr2

~B =µoi

2rn =

µo

4π

e~L

mr3=

e

4πεo

~L

mc2r3

L’energia di interazione e

Els = −~µ · ~B =g

2

e2

4πεo

~L · ~Sm2c2r3

=g

2α

(hc)3

(mc2)2

~l · ~sr3

in questa formula compare un fattore 12

dovuto al moto di precessione dellospin lungo l’orbita, la precessione di Thomas (appendice ???);

• l’interazione responsabile della struttura fine dipende dal prodotto scalare ~l ·~sed e chiamata interazione spin-orbita;

• dipende da α = e2/4πεohc, chiamata per questo costante di struttura fine.

Le transizioni P → S sono divise in due righe P3/2 → S1/2, P1/2 → S1/2, e letransizioni D → P sono divise in tre righe D5/2 → P3/2, D3/2 → P3/2, D3/2 → P1/2

(D5/2 → P1/2 non avviene perche nelle transizioni di dipolo non puo essere ∆j ≥ 2).Dal confronto tra i valori calcolati per Els e i valori sperimentali si ottiene il fattoregiromagnetico dell’elettrone: g = 2. Quindi l’elettrone ha un momento magneticointrinseco pari a un magnetone di Bohr.

Un’altra evidenza sperimentale che gli stati degli atomi siano la sovrapposizionedi due possibili orientazioni del momento magnetico associato allo spin era stataottenuta alcuni anni prima dell’ipotesi di Goudsmit e Uhlenbeck, nel 1922 da OttoStern 23 e da Walter Gerlach con l’esperimento mostrato in Fig.1.10. Un fasciodi atomi di Argento e diretto lungo l’asse x e attraversa la regioni tra i poli di un


30

magnete che ha il campo magnetico diretto lungo l’asse z e che ha un forte gradientedi campo ∂B

∂z. Gli atomi di argento sono raccolti su una lastra di vetro e la posizione

del fascio viene misurata con metodi fotografici. L’atomo di argento nello statofondamentale ha momento angolare orbitale nullo. Se l’elettrone ha spin 1/2, lostato e 2S1/2 e il momento magnetico atomico ha due possibili orientazioni lungo

l’asse z. L’energia di interazione dell’atomo con il campo magnetico e E = −~µ · ~Be la forza ~F = −~∇E e diretta lungo l’asse z. Quindi, nell’attraversare il magnetegli atomi sono soggetti ad una forza Fz = ±µ∂B

∂zche dipende dall’orientazione dello

spin lungo l’asse z e il fascio si divide in due ciascuno con intensita pari a meta diquella del fascio originario.

S

Ag beam

glass plate

magnet

dBdz

x

z

y

Figure 1.10: Esperimento di Stern e Gerlach

Lo spin dell’elettrone ha un ruolo fondamentale nella struttura degli atomi ede necessario per spiegare la tavola periodica degli elementi. E stato introdotto conun’ipotesi ad hoc per spiegare i fenomeni osservati, ma la sua origine non trova sp-iegazione nell’ambito della meccanica quantistica non relativistica. Inoltre il valoreg = 2 per il fattore giromagnetico dell’elettrone viene dedotto a posteriori per ripro-durre i dati sperimentali. Pochi anni dopo l’introduzione dello spin dell’elettrone,nel 1928 Paul Dirac sviluppo una teoria quantistica relativistica (appendice 4.18) cheprevede l’esistenza dello spin dell’elettrone e il valore corretto per il suo momentomagnetico.

1.2 Sezione d’urto

1.2.1 La sezione d’urto

Consideriamo un esperimento in cui un fascio di Ni particelle incide su un bersagliocostituito da Nb particelle e sia ~v la velocita relativa tra le particelle del fascio e delbersaglio. Il flusso di particelle incidenti, il numero di particelle che attraversanol’unita di superficie nell’unita di tempo, e

Φ =Ni

∆S ∆t=

Ni ∆x

∆S ∆x ∆t=

Ni v

V= ni v

31

Il numero di particelle bersaglio per unita di superficie investite dal fascio e

Nb

∆S=

Nb ∆x

V= nb ∆x

ni e nb sono il numero di particelle del fascio e del bersaglio per unita di volume.Il flusso incidente viene attenuato dall’interazione col bersaglio e l’attenuazione eproporzionale alla densita di particelle, nb, e allo spessore del bersaglio, ∆x,

∆Φ = −Φ σnb ∆x

di modo che la frazione di flusso rimosso dal fascio per l’interazione con il bersaglioe pari al numero di particelle bersaglio contenute in un volume σ∆x (Fig.1.11)

−∆Φ

Φ= nb σ ∆x

σ e la sezione d’urto del processo di diffusione che si sta analizzando e ha le di-

xN i N b

v

ΩΩΩΩd

θθθθ

ΦΦΦΦ σσσσ

∆∆∆∆x

σσσσ ∆∆∆∆x

Figure 1.11: Sezione d’urto

mensioni di una superficie [cm2]. Nell’attraversare il bersaglio il flusso incidente eattenuato secondo la legge

Φ(x) = Φoe−nbσx

Per un processo di sezione d’urto σ e un bersaglio di densita nb, si definiscono

coefficiente di assorbimento µ = nbσ [cm−1]

lunghezza di attenuazione λ =1

µ=

1

nbσ[cm]

Il numero di atomi (o nuclei) per unita di volume in un materiale di peso atomicoA e densita ρ e

atomi

volume=

atomi

grammo atomo

grammi atomo

grammo

grammi

volume=

Noρ

A[cm−3]

32

1.2.2 Sezione d’urto differenziale

Parte del flusso delle particelle incidenti viene diffuso dalle particelle bersaglio. Sup-poniamo che vengano rivelate le particelle diffuse in un andolo solido dΩ definitodagli angoli polare θ e azimutale φ, dΩ = d cos θdφ. Il numero di particelle che sonodiffuse nell’unita di tempo nell’angolo solido dΩ e proporzionale al flusso, al numerodi particelle bersaglio e all’elemento di superficie efficace dσ

dNf = Nf dΩ = Φ Nb dσ

La sezione d’urto differenziale

dσ

dΩ=

Nf

ΦNb

[cm2 sterad−1]

e misurata dal rapporto tra il numero di particelle diffuse nell’unita di tempo nellostato finale f e la luminosita

L = ΦNb [cm−2 s−1]

La sezione d’urto del processo che fa passare dallo stato iniziale i allo stato finalef si puo calcolare dalla probabilita di transizione nell’unita di tempo Pi→f per ogniparticella bersaglio (Nb = 1)

dσ

dΩ=

Nf

Ni

V

v= Pi→f

V

v

Lo stato finale f puo essere in generale caratterizzato da diverse variabili dellaparticella diffusa. Se, ad esempio, ~p′ e l’impulso della particella nello stato finale,la sezione d’urto si ottiene integrando la

sezione d’urto differenzialedσ

d~p′[cm2 (eV/c)−3]

nell’intervallo delle variabili nello stato finale

σ =∫

f

dσ

d~p′d~p′

esplicitando d~p′ in opportune coordinate

d~p′ ≡ dp′x dp′y dp′z ≡ p′2 dp′ d cos θ′ dφ′ ≡ p′T dp′T dp′L dφ′

Sezione d’urto invariante

Il sistema di riferimento naturale e il sistema del centro di massa delle particelleche interagiscono che, di solito, non coincide con il sistema di riferimento in cui sieffettua la misura. Poiche le caratteristiche di un processo non devono dipenderedal particolare sistema di riferimento in cui si effettua la misura (la sezione d’urto σ

33

e definita come una superficie normale alla direzione del moto e quindi invariante),e opportuno conoscere le leggi di trasformazione delle variabili dal sistema del lab-oratorio al sistema del centro di massa e esprimere la sezione d’urto differenziale infunzione di variabili invarianti.

Le componenti dell’impulso si trasformano (c = 1)

p′L = γpL − βγE p′T = pT E ′ = −βγpL + γE

quindi d~p non e invariante (dσ, dpT , dφ sono invarianti, mentre dpL non e invariante).

D’altra parte il rapporto dpL/E e invariante(E = [p2

T + p2L + m2]1/2

)

dp′L = γdpL − βγdE = γdpL − βγpL

EdpL =

γE − βγpL

EdpL =

E ′

EdpL

e quindi la

sezione d’urto invariante Edσ

d~p[cm2 eV (eV/c)−3]

non dipende dal riferimento in cui si effettua la misura.

1.2.3 Sezione d’urto di Rutherford

Come primo esempio di sezione d’urto consideriamo la diffusione di una parti-cella carica nel campo coulombiano di un’altra carica (diffusione di Rutherford).L’esperimento di Rutherford sulla diffusione di particelle α da nuclei di oro ha avutogrande importanza nello sviluppo della conoscenza in fisica per una serie di motivi:

• ha introdotto il concetto di scattering nello studio della struttura della materiae delle proprieta dei suoi costituenti fondamentali;

• ha fornito risultati di importanza fondamentale per impostare il modello atom-ico;

• ha dimostrato la validita di tecniche strumentali innovative per la rivelazionedelle particelle ionizzanti.

L’esperimento, ideato da E.Rutherford e condotto nel 1911 da due giovani ricer-catori, Hans Geiger e Ernest Marsden, e basato su semplici considerazioni sulla dif-fusione di una particella dotata di carica elettrica nel campo coulombiano prodottodalla carica di un’altra particella.

Consideriamo l’interazione tra una particella puntiforme di massa m e caricaelettrica ze e un’altra particella puntiforme di massa M e carica elettrica Ze. Sia~v la velocita relativa tra le due particelle. Facciamo l’ipotesi che v ¿ c, in mododa poter utilizzare le leggi della meccanica classica, e che sia m ¿ M , in modo dapoter trascurare l’effetto del rinculo della particella M (nessuna di queste ipotesi erestrittiva e sono approssimativamente valide nel caso specifico dell’esperimento di

34

θθθθψψψψ

b r p

p'∆∆∆∆p

Figure 1.12: Diffusione di Rutherford

Rutherford). Trattiamo il problema in un sistema di riferimento che ha origine nellaposizione della particella M , e definiamo il parametro d’urto, b, come la distanza trala linea di volo della particella m e la posizione della particella M (Fig. 1.12). Laforza che agisce tra le due particelle e

~F =zZe2

4πεo

r

r2

Il campo elettrico e conservativo e la diffusione della particella m nel campo dellaparticella M e elastica. Se ~p e ~p′ sono gli impulsi iniziale e finale, si ha

|~p′| = |~p| ∆p = |~p′ − ~p| = 2p sin θ/2

dove θ e l’angolo di diffusione della particella m. Poiche l’energia totale e positiva,la traiettoria e aperta: la particella m descrive un’iperbole con asintoti definiti dalledirezioni ~p e ~p′. L’impulso trasferito, ∆p, e per simmetria dovuto alla componentetrasversa della forza coulombiana lungo la traiettoria della particella m

∆p =∫ ∞

−∞FT dt =

∫ +∞

−∞zZe2

4πεo

cos ψ

r2dt

dove ψ e l’angolo tra l’asse di simmetria del moto e il raggio vettore ~r, ψ(t =−∞) = −(π/2 − θ/2), ψ(t = +∞) = +(π/2 − θ/2). La velocita della particella me ~v = (d~r/dt) = (dr/dt) r + r (dψ/dt) n e il momento angolare e

~L = ~r ∧ ~p = mdr

dt~r ∧ r + mr

dψ

dt~r ∧ n = mr2 dψ

dtr ∧ n

L = mr2 dψ

dt= costante = pb

e, cambiando variabile di integrazione, dt/r2 = (m/pb) dψ

∆p =∫ zZe2

4πεo

mcos ψ

pbdψ =

zZe2

4πεo

m

pb2 cos θ/2 = 2p sin θ/2

Da cui si deriva la relazione tra l’angolo di diffusione e il parametro d’urto

tan θ/2 =zZe2

4πεob

m

p2=

energia potenziale a distanza 2b

energia cinetica iniziale

35

db

dθθθθ

Figure 1.13: Relazione tra angolo e parametro d’urto

Per calcolare la sezione d’urto differenziale osserviamo (Fig.1.13) che l’elemento disuperficie bersaglio che corrisponde ad una angolo di diffusione θ e definito dallacorona circolare compresa tra parametri d’urto b e b + db

dσ = 2πbdb = 2π

(zZe2

4πεo

)2m2

p4

1

tan θ/2

dθ/2

sin2 θ/2=

(zZe2

4πεo

)2m2

p4

2π sin θ/2 cos θ/2 dθ/2

sin4 θ/2

Per cui concludiamo che la sezione d’urto differenziale per diffusione coulombiana e

sezione d’urto di Rutherforddσ

dΩ=

(zZe2

4πεo

)2m2

4p4 sin4 θ/2

cioe inversamente proporzionale alla quarta potenza dell’impulso trasferito, ∆p,nell’interazione. Introducendo il raggio classico dell’elettrone, re = e2/4πεomec

2,si riconosce facilmente che la sezione d’urto ha le dimensioni di una superficie

dσ

dΩ= r2

e (zZ)2 (mec2)2

4p2v2 sin4 θ/2

La sezione d’urto differenziale diverge per θ → 0, quindi non e definita su tuttol’angolo solido. Questo e dovuto al fatto che l’azione del potenziale coulombiano nonsi annulla per qualunque valore grande della distanza ~r. Nella realta non esistonocariche elettriche isolate: qualunque carica e in qualche modo schermata da carichedi segno opposto. Se consideriamo, ad esempio, un sistema atomico in cui il raggiomedio degli orbitali elettronici e 〈r〉, il valore minimo dell’angolo di diffusione di unaparticella di energia cinetica K e

tan θ/2 =zZ

2

re

〈r〉mec

2

K

Esempio: distanza minima di avvicinamento

Esperimenti di diffusione Rutherford vengono effettuati per studiare la strutturaelettromagnetica del bersaglio. Il potere risolutivo e legato alla distanza minimadi avvicinamento del proiettile al bersaglio. La minima distanza, rmin = ρ, si ha

36

quando ~r e normale a ~p. Per la conservazione del momento angolare e dell’energiasi ha

L = |~r ∧ ~p| = ρ p = b po E =p2

2m+

zZe2

4πεoρ=

p2o

2m

dove po e la quantita di moto iniziale, b e il parametro d’urto e l’angolo di diffusionee tan θ/2 = (zZe2/4πεob)(m/p2

o). Dalle relazioni precedenti si ha

ρ2 − 2b tan θ/2 ρ− b2 = 0

ρ = b tan θ/2 + b (1 + tan2 θ/2)1/2 = b1 + sin θ/2

cos θ/2

Nell’urto con b = 0 si ha diffusione all’indietro, θ = π, e la distanza e minima quandosi annulla l’energia cinetica: ρo = 2mzZe2/4πεop

2o = 2b tan θ/2. Quindi la distanza

minima di avvicinamento in funzione dell’angolo di diffusione e dell’energia cineticainiziale, Ko, e

ρ = ρo1 + sin θ/2

2 sin θ/2= zZ re

mec2

Ko

1 + sin θ/2

2 sin θ/2

1.2.4 Sezione d’urto di Thomson

Come secondo esempio di calcolo della sezione d’urto di un processo elementaretrattiamo la diffusione della radiazione elettromagnetica da una carica elettrica,diffusione di Thomson. Consideriamo un’onda elettromagnetica che si propaga nelladirezione z con il campo elettrico parallelo all’asse x e il campo magnetico paralleloall’asse y. Nel vuoto il flusso di energia incidente e

Φi = cεoE2x

Per azione della radiazione incidente, una particella di massa m e carica elettrica q esottoposta ad una accelerazione ax = qEx/m ed emette radiazione elettromagneticadella stessa frequenza dell’onda incidente. Il flusso di energia emessa dalla caricaaccelerata (appendice 4.7) e

ΦΩ =1

4π

q2

4πεo

a2x

c3r2sin2 θx [eV cm−2 s−1]

θ e φ sono gli angoli polare e azimutale, r e la distanza dalla carica e θx e l’angolotra la direzione di diffusione ~r e la direzione dell’accelerazione (Fig.1.14)

x = r sin θ cos φ sin2 θx = 1− cos2 θx = 1− sin2 θ cos2 φ

Se la radiazione incidente non e polarizzata, cioe il campo elettrico puo averequalunque orientazione nel piano x − y, occorre mediare sull’angolo azimutale φe si ottiene

sin2 θx = 1− sin2 θ 〈cos2 φ〉 = 1− 1

2sin2 θ =

1

2(1 + cos2 θ)

37

q

a

θ

φ θ x

z

y

x

E

B

Figure 1.14: Diffusione di Thomson

Quindi il flusso di energia della radiazione diffusa e

ΦΩ =1

4π

q2

4πεo

a2x

c3r2

1

2(1 + cos2 θ) =

(q2

4πεo

)21

(mc2)2

Φi

r2

1

2(1 + cos2 θ)

Il caso di interesse e quello di un elettrone debolmente legato, quando cioe l’energiadi legame non e grande rispetto all’energia della radiazione incidente hω. Per unelettrone (q = e, m = me, e2/4πεo = remec

2) si ha

ΦΩ = Φi

(re

r

)2 1

2(1 + cos2 θ)

La sezione d’urto, cioe l’area efficace del bersaglio che sottrae parte del flusso inci-dente e lo diffonde nell’angolo solido dΩ, e

Φi dσ = ΦΩ r2 dΩ

da cui si deriva la

sezione d’urto di Thomsondσ

dΩ=

r2e

2(1 + cos2 θ)

la sezione d’urto totale e

σT =r2e

2

∫ 2π

o

∫ +1

−1(1 + cos2 θ) d cos θdφ =

8π

3r2e

L’unita di misura della sezione d’urto e il barn, (1 b ≡ 10−24 cm2). Poiche r2e =

(2.82 10−13 cm)2 ≈ 0.08 b, il valore della sezione d’urto di Thomson e σT = 0.67 b.

1.3 Acceleratori

Gran parte della fenomenologia dei nuclei e delle particelle e basata su risultatiottenuti in esperimenti con acceleratori. In questo capitolo trattiamo brevemente imetodi di accelerazione di elettroni, protoni e nuclei, con qualche accenno ai metodiper produrre fasci secondari di altre particelle sia cariche che neutre. I metodi per

38

accelerare particelle cariche sono basati sull’azione di campi elettrici e magnetici.L’equazione del moto e

d~p

dt= q ( ~E + ~v ∧ ~B)

Il campo magnetico non compie lavoro e l’energia acquistata per unita di tempo,W = q~v · ~E, e fornita dal campo elettrico. Gli acceleratori lineari utilizzano es-clusivamente campi elettrici. Campi magnetici vengono utilizzati negli acceleratoricircolari e, in generale, per deflettere e per focalizzare i fasci di particelle.

Sorgenti di ioni

Una sorgente di elettroni e essenzialmente un filamento caldo, che emette elettroniper effetto termoionico, immerso in un campo elettrico che estrae gli elettroni e−

dalla sorgente (Fig.1.15). Allo stesso modo si realizza una sorgente di ioni positivi.

- +

e

-+

ιιιι+e

Figure 1.15: Sorgenti di elettroni e di ioni

Gli atomi sono immersi in una regione in cui vi e un campo elettrico alternatoper accelerare gli elettroni prodotti dal filamento e un campo magnetico per farlispiralizzare. Gli elettroni cedono energia agli atomi ionizzandoli. Un campo elettricoestrae gli ioni i+ dalla sorgente.

Il progresso degli acceleratori e fortemente legato al progresso delle tecniche divuoto. Nelle regioni dell’acceleratore in cui viene trasportato il fascio di particelleoccorre mantenere pressioni molto basse in modo da limitare l’assorbimento e ladispersione sia angolare che in energia del fascio. I fenomeni di interazione delleparticelle cariche sono descritti nel capitolo ???.

1.3.1 Acceleratori a caduta di potenziale

I primi acceleratori sono stati realizzati con campi elettrici statici: una particella dicarica q viene accelerata con una differenza di potenziale ∆V . L’energia massimaraggiungibile con questa tecnica e limitata dalla differenza di potenziale che si puostabilire in laboratorio tra due elettrodi.

Acceleratore Van de Graaff

Il primo esempio di acceleratore elettrostatico e stato realizzato da Van de Graaffnel 1929 (Fig.1.16). La differenza di potenziale si ottiene caricando un elettrododi capacita C per induzione elettrostatica. Una cinghia di materiale isolante passa

39

+

-

++++++++

++

++

+++

++ + + +

++

+++

++

+++++

source

beam

V1

V3

V5

V6

V4

V2

Figure 1.16: Principio di funzionamento degli acceleratori elettrostatici

vicino ad una punta dove vi e un intenso campo elettrico e si carica. La cinghiatrasporta le cariche verso un elettrodo cavo che ha una forma il piu regolare pos-sibile per limitare le scariche. Poiche il campo elettrico all’interno dell’elettrodoconduttore e nullo, la carica trasportata si distribuisce sulla superficie. Il lavoro percaricare l’elettrodo e fornito dal moto della cinghia. Se i(t) e la corrente trasportatadalla cinghia, la differenza di potenziale e ∆V =

∫i(t) dt/C ed e limitata dalle

perdite del dielettrico che avvolge l’elettrodo. Gli acceleratori elettrostatici sono disolito immersi in gas inerte ad alta pressione per evitare scariche. La sorgente diioni e posta all’interno dell’elettrodo cavo e la differenza di potenziale viene ripar-tita, con una serie di capacita o resistenze, lungo il tubo a vuoto in cui e acceleratoil fascio. Acceleratori di Van de Graaff possono produrre differenze di potenziale∆V ≈ 10 MV e produrre fasci di ioni con correnti di fascio ≈ 100 µA e sonocomunemente utilizzati in ricerche di fisica nucleare.

Acceleratore Cockroft-Walton

Il secondo esempio di acceleratore elettrostatico e quello realizzato da Cockroft eWalton 24 nel 1930 per studiare le prime reazioni nucleari in laboratorio. L’energiae fornita da un generatore alternato, ∆V = Vo sin ωt e la differenza di potenziale egenerata da una cascata di rettificatori. Questi sono alternativamente in conduzioneo in interdizione e caricano una serie di condensatori a tensioni via via crescenti.Con riferimento alla Fig.1.16, le tensioni sono V2k−1 = Vo(k + sin ωt), V2k = 2kVo.L’ultimo stadio e connesso a un elettrodo cavo sferico che contiene la sorgente diioni. Le tensioni V2k vengono distribuite lungo il tubo a vuoto in cui e acceleratoil fascio. Acceleratori Cockroft-Walton possono produrre differenze di potenziale∆V ≈ 5 MV con correnti ≈ 20 µA. Gli acceleratori a caduta di potenziale sonocomunemente usati come stadi iniziali di accelerazione e come iniettori di particelle


40

in acceleratori piu potenti.

Acceleratore Tandem

L’energia massima di uno ione puo essere raddoppiata con acceleratori elettrostatiticia due stadi: acceleratori Tandem. Il primo stadio e, ad esempio, realizzato con unacceleratore Van de Graaff con tensione +V e le tensioni Vk = V/k sono distribuitein modo crescente dalla sorgente di ioni a tensione V = 0 all’elettrodo carico atensione +V e in modo decrescente da questo al punto di estrazione del fascio, dinuovo a tensione V = 0. Consideriamo una sorgente di ioni i− (ad esempio uno ioneidrogeno H−): gli ioni vengono accelerati all’energia eV nel primo stadio e vengonofatti passare attraverso una sottile lamina che cambia lo stato di carica dello ionesottraendo i due elettroni. Gli ioni i+ (i protoni) hanno ora una energia potenzialeeV e nel secondo stadio vengono accelerati all’energia cinetica 2eV . AcceleratoriTandem possono accelerare protoni fino ad energia cinetica ≈ 20 MeV .

1.3.2 Acceleratori lineari

Gli acceleratori a caduta di potenziale sono limitati dalla necessita di produre ten-sioni costanti molto elevate. Negli acceleratori lineari le particelle guadagnano ener-gia con accelerazioni multiple prodotte da campi elettrici alternati. Il primo esempiodi acceleratore lineare, LINAC, e stato sviluppato da Wideroe nel 1928. Il princi-pio di funzionamento dell’acceleratore a tubi a deriva di Lawrence e Sloan (1930) eillustrato nella Fig.1.17.

S

L

ωωωωRF

∆∆∆∆V

Figure 1.17: Principio di funzionamento del LINAC a tubi a deriva

Consideriamo una serie di tubi di materiale conduttore coassiali di lunghezza Ln

connessi alternativamente ai capi di un generatore di tensione alternata. All’internodei tubi il campo elettrico e nullo mentre tra un tubo e il successivo vi e una differenzadi potenziale ∆V (t) = Vo cos ωt. Una particella di carica q e massa m che procedelungo l’asse dei tubi viene accelerata nell’interspazio tra tubi consecutivi se giungein fase con la differenza di potenziale. L’aumento di energia cinetica e q∆V . Permantenere la relazione di fase occorre scegliere opportunamente la lunghezza deitubi Ln = vnT/2, dove T e il periodo e vn e la velocita della particella nel tubo n.

41

Linac per ioni

Per velocita vn ¿ c l’energia cinetica dopo il tubo n e Kn = mv2n/2 = nq∆V e si

ottiene

vn =(

2nq∆V

m

)1/2

= cn1/2(

2q∆V

mc2

)1/2

Ln =cT

2n1/2

(2q∆V

mc2

)1/2

Poiche vengono accelerati solo gli ioni che sono in fase con ∆V , il fascio non econtinuo ma si divide in pacchetti. LINAC di questo tipo vengono utilizzati peraccelerare protoni e ioni con carica elevata fino a qualche decina di MeV per nucleone.

Linac per elettroni

Per elettroni si arriva rapidamente alla condizione in cui l’approssimazione non rela-tivistica non e valida e le relazioni di sopra vanno sostituite con Kn = mc2(γn− 1),1− β2

n = (1 + nq∆V/mc2)−2, da cui

vn = c (2nx)1/2 (1 + nx/2)1/2

1 + nxx =

q∆V

mc2

Per n → ∞, vn → c, Ln → cT/2. Per accelerare elettroni all’energia E occorre unacceleratore di lunghezza L = (2q∆V/cT )E, quindi e necessario avere un elevatogradiente di energia, ∆E/∆` = 2q∆V/cT , aumentando la differenza di potenziale ela frequenza.

Linac RF

Nei moderni LINAC per elettroni la camera a vuoto e costituita da una guida d’onda(Fig.1.22). La cavita e realizzata in modo che risuoni alla frequenza ωRF e che il

e

Figure 1.18: Guida d’onda del LINAC a radiofrequenza

campo elettrico sull’asse sia longitudinale. Il campo elettrico si puo scomporre in dueonde progressive che si propagano nelle due direzioni lungo l’asse della cavita. Poichegli elettroni si muovono a velocita costante, ve ≈ c, ricevono continuamente energiadal campo elettrico se la velocita di fase dell’onda progressiva, vf , e pari alla velocitave. Un’altra condizione necessaria e che i pacchetti di elettroni si mantengano infase con l’onda progressiva; su questo torneremo piu avanti.

42

1.3.3 Acceleratori circolari

Il moto di una particella di massa m e carica elettrica q in un campo di induzionemagnetica ~B e descritto dalla legge

d~p

dt=

d

dtmγ~v = q ~v ∧ ~B

Poiche la forza di Lorentz non compie lavoro, si ha γ = costante, |~p| = costante.

La componente della quantita di moto parallela alla direzione di ~B e invariata e lavariazione della componente normale si esprime in funzione della velocita angolare

d~p

dt= ~ω ∧ ~p = ~ω ∧mγ~v ~ω = − q ~B

mγ

La particella descrive un’elica. Nel piano normale a ~B descrive una traiettoriacircolare con raggio di curvatura R con frequenza di rivoluzione ω

~p = mγ ~ω ∧ ~R = q ~R ∧ ~B R =p

qB

Per una carica unitaria, q = e, la relazione tra quantita di moto, raggio di curvaturae campo magnetico e

p c [Joule] = e c B R = 1.6 10−19 [Coulomb] 3 108 [ms−1] B [Tesla] R [metro]

ovvero, in unita piu pratiche, ec = 0.3 GeV/T m,

pc [GeV ] = 0.3 B [Tesla] R [metro]

Il fatto che una particella carica in un campo magnetico uniforme percorre unacirconferenza viene sfruttato negli acceleratori circolari per far passare ripetutamentela particella in una zona in cui e presente un campo elettrico accelerante. In questomodo la particella guadagna progressivamente energia con accelerazioni multiple confrequenza legata alla frequenza di rivoluzione.

Il ciclotrone

Il primo acceleratore circolare, il ciclotrone, e stato realizzato da Lawrence 25 nel1930. Lo schema di funzionamento e illustrato nella Fig.1.19. Un dipolo produceun campo magnetico uniforme e costante in un cerchio di raggio R. All’internodel dipolo la camera a vuoto e compresa tra due elettrodi cavi a forma di ′′D′′ eagli elettrodi e applicata una differenza di potenziale alternata a frequenza ωRF ,∆V (t) = Vo cos ωRF t. La distanza tra gli elettrodi e molto minore del raggio R delmagnete. Il campo elettrico e nel piano normale al campo magnetico. La sorgentedi ioni e posta al centro della camera a vuoto.


43

Gli ioni emessi dalla sorgente vengono accelerati dal campo elettrico ed entranonel cavo di uno degli elettrodi dove il campo elettrico e nullo. Per effetto del campomagnetico, gli ioni percorrono una semicirconferenza di raggio ρ = p/qB e frequenzadi rivoluzione ω = qB/mγ. Se e soddisfatta la condizione di risonanza, ω = ωRF ,gli ioni attraversano di nuovo la zona tra i due elettrodi in fase con la differenza dipotenziale e vengono di nuovo accelerati. Quindi gli ioni percorrono una traiettoriaa spirale con raggio via via crescente e l’aumento di energia per giro e ∆E = 2q∆V .Quando il raggio di curvatura e uguale a R gli ioni non sono piu soggetti all’azionedel campo magnetico ed escono tangenti alla traiettoria.

La massima energia raggiungibile e limitata dal valore del campo, B, e dal raggiodel magnete, R. Per uno ione di carica Ze e peso atomico A:

pmaxc = 0.3ZBR Kmax = Amc2

[1 +

(0.3ZB

Amc2

)2]1/2

− 1

Per B = 1 T , R = 1 m, si ha pmax = 300 Z MeV/c che corrisponde per un protonead una energia cinetica Kmax = 47 MeV .

Per velocita v ¿ c, γ ' 1, la frequenza di rivoluzione e costante e la condizionedi risonanza e rispettata se ωRF = costante. Questo limita il valore dell’energiacinetica: per protoni Kmax ' 20 MeV . Per raggiungere energie piu elevate occorrevariare (diminuire) la frequenza ωRF durante il ciclo di accelerazione. Questo equello che avviene nel sincro-ciclotrone.

Il ciclotrone isocrono funziona a frequenza ωRF costante e i poli del magnetesono sagomati in modo che il valore del campo B aumenti con il raggio

ω =0.3ZB(0)c

Amc2B(r) =

A

Z

mc2

0.3 (c2/ω2 − r2)1/2

I moderni ciclotroni accelerano protoni e ioni fino ad energie cinetiche di circa600 MeV e vengono usati per studiare reazioni nucleari nella regione delle energieintermedie e per produrre fasci secondari di particelle.

ciclotrone betatrone

Figure 1.19: Schema del ciclotrone e del betatrone

44

Il betatrone

Il betatrone e stato realizzato da Kerr nel 1940 per accelerare elettroni ad energie,a quei tempi, elevate. Il nome betatrone ha origine dai raggi beta che sono elettroniemessi nei decadimenti dei nuclei. Nel betatrone gli elettroni percorrono una trai-ettoria circolare di raggio R e la camera a vuoto e a forma di ciambella racchiusatra i poli di un magnete (Fig.1.19). Il campo magnetico e normale al piano dellatraiettoria.

Il betatrone funzione per induzione elettromagnetica. Non intervengono campielettrici: si fa variare il campo magnetico e la forza elettromotrice e fornita dallavariazione del flusso del campo magnetico concatenato con la ciambella. Con riferi-mento alla Fig.1.20, chiamiamo 〈B〉 il valore del campo magnetico mediato su tutta

d<B>dt

<B>

Er

dpdt

Bo

Figure 1.20: Principio di funzionamento del betatrone

la superficie delimitata dalla ciambella e Bo il valore del campo magnetico lungol’orbita. Se si fa variare il campo magnetico, il campo elettrico generato lungo lacirconferenza di raggio R e

∮~E · d~ = 2πRE = −dΦ〈B〉

dt= −πR2 d〈B〉

dt

Una particella di carica q e soggetta alla forza tangenziale

d~p

dt= q ~E =

q

2~R ∧ d〈 ~B〉

dt

Perche la particella percorra la circonferenza di raggio R costante, deve risultare

d~p

dt= q ~R ∧ d ~Bo

dt

Quindi e possibile accelerare un elettrone lungo una traiettoria di raggio costante see soddisfatta la

condizione di betatroned〈 ~B〉dt

= 2d ~Bo

dt〈 ~B〉 = 2 ~Bo + costante

che si puo ottenere sagomando opportunamente i poli del magnete.

45

Il sincrotrone

In acceleratori circolari costruiti con un magnete singolo la massima energia raggiun-gibile e limitata dal campo magnetico e dal raggio del magnete. Poiche il valore diB che si puo raggiungere, anche utilizzando bobine superconduttrici, e limitato adalcuni Telsa, per aumentare l’energia occorre aumentare il raggio dell’acceleratore.Questo non si puo fare con un singolo dipolo, che sarebbe enorme, ma si costruisconoacceleratori con piu magneti curvanti distribuiti lungo la traiettoria delle particelle.Quindi il raggio di curvatura della traiettoria e fissato, R = costante, e la camera avuoto e una ciambella contenuta tra i poli dei magneti curvanti. Lungo la traiettoriacircolare, in uno o piu punti, vi sono cavita RF dove un campo elettrico alternatoa frequenza ωRF cede energia alle particelle. La frequenza ωRF deve essere ugualealla frequenza di ciclotrone o pari a un multiplo intero h (numero di armonica) e leparticelle devono attraversare la cavita in fase con ωRF .

Il sincrotrone e un acceleratore che opera in cicli: iniezione, accelerazione, es-trazione del fascio e ritorno alla fase iniziale e utilizza un primo stadio di acceler-azione, usualmente un acceleratore lineare, che inietta le particelle con impulso pi

(Fig.1.21). Nella fase di iniezione si ha

t

B(t)

t

ω(t)

iniez. accel. estraz.

iniez.

estraz.

Figure 1.21: Schema del sincrotrone

Bi = pi/qR ωi = qBi/mγi = βic/R

Nella fase di accelerazione si aumenta gradualmente il campo magnetico e si varia diconseguenza la frequenza ωRF = h qB/mγ. Quando e raggiunto il valore massimo delcampo magnetico, il fascio viene estratto impulsando dei magneti e dopo l’estrazioneil valore del campo magnetico e della frequenza vengono riportati ai valori iniziali.

In un proto-sincrotrone occorre variare la frequenza ωRF durante la fase di ac-celerazione

ωRF = h ω = h βc/R

Se l’iniezione dei protoni avviene con quantita di moto pi non piccola rispetto a mc,la banda di frequenza in cui operano le cavita e limitata e questo comporta notevolivantaggi. In un elettro-sincrotrone invece e sufficiente iniettare elettroni con energiadi pochi MeV , β ≈ 1, per operare le cavita a ωRF ≈ c/R = costante.

46

1.3.4 Cavita a radiofrequenza

Negli acceleratori le particelle cariche vengono accelerate con campi elettrici alternaticon frequenze tipiche ∼ GHz. I campi elettromagnetici sono guidati e contenutiall’interno di conduttori, guide d’onda e cavita. Facciamo l’ipotesi che questi sianoconduttori ideali con resistivita ρ ' 0 e che il mezzo dielettrico (aria a bassissimapressione) sia omogeneo e isotropo con ε ' εo e µ ' µo. La velocita nel dielettricoindefinito e vo = (εµ)−1/2 ' c e la lunghezza d’onda e λo = vo/ν. La frequenza efissata dai dispositivi che eccitano i campi e la velocita, v, all’interno della guida edefinita dalle condizioni al contorno dei campi elettromagnetici sulle superfici cheseparano conduttore e dielettrico; il campo elettrico e perpendicolare alla superficiedi un conduttore ideale, ~E · n = 0, e il campo magnetico e parallelo, ~B ∧ n = 0.

In un dielettrico omogeneo e isotropo, in assenza di densita di carica e di corrente,le equazioni di Maxwell sono

~∇ · ~E = 0 ~∇ · ~B = 0 ~∇∧ ~E = −∂ ~B

∂t~∇∧ ~B = εµ

∂ ~E

∂t

le componenti F (x, y, z, t) dei campi ~E, ~B, soddisfano l’equazione di d’Alembert

∂2F

∂x2+

∂2F

∂y2+

∂2F

∂z2− 1

c2

∂2F

∂t2= 0

e la soluzione si puo sviluppare come sovrapposizione di componenti di Fourier.

Guide d’onda

Consideriamo una guida d’onda rettangolare indefinita lungo la direzione z (Fig.1.22)e esprimiamo la soluzione come

F (x, y, z, t) = ψ(x, y) ei(kz−ωt) ∂F

∂z= ikF

∂F

∂t= −iωF

in cui la funzione ψ(x, y) rappresenta il fronte d’onda che si propaga con velocita difase v = ω/k lungo l’asse z. La funzione ψ soddisfa l’equazione

∂2ψ

∂x2+

∂2ψ

∂y2+ K2ψ = 0 K2 =

ω2

c2− ω2

v2

Perche l’onda si propaghi senza attenuazione le quantita k = ω/v e K devono esserereali. Da questo (ω/v = [(ω/c)2 −K2]1/2 e quindi ω/c > K) si conclude che solo laradiazione di lunghezza d’onda λo = 2πc/ω minore della lunghezza d’onda critica,λc = 2π/K, si puo propagare senza attenuazione all’interno della guida.

La soluzione ψ(x, y) si puo esprimere come prodotto di due funzioni delle singolevariabili ψ(x, y) = ξ(x)η(y) di modo che l’equazione delle onde diventa

ξ′′η + ξη′′ + K2ξη = 0 ξ′′/ξ + η′′/η + K2 = 0

47

a

b

x

y

zx

y

z

φ

ra

Figure 1.22: Guide d’onda rettangolare e cilindrica

e si ottiene una soluzione oscillante ponendo

ξ′′ + K2aξ = 0 η′′ + K2

b η = 0 K2a + K2

b = K2

ψ(x, y) = C sin(Kax + α) sin(Kby + β)

dove le costanti Ka, α, Kb, β, sono determinate dalle condizioni di continuita deicampi sulle pareti della guida.

Le componenti trasverse dei campi, Ex, Ey, Bx, By, sono funzioni delle compo-nenti longitudinali, ad esempio

−K2Ex = (∂x∂x + ∂y∂y)Ex =−∂x(∂yEy + ∂zEz) + ∂y∂yEx =−∂y(∂xEy − ∂yEx)− ∂x∂zEz = −∂y iωBz − ∂x i(ω/v)Ez

e analogamente per le altre componenti

−iK2Ex = +(ω/v)∂xEz + ω∂yBz −iK2Bx = −(ω/c2)∂yEz + (ω/v)∂xBz

−iK2Ey = +(ω/v)∂yEz − ω∂xBz −iK2By = +(ω/c2)∂xEz + (ω/v)∂yBz

Quindi, per descrivere la propagazione delle onde elettromagnetiche nella guida, esufficiente definire le componenti longitudinali dei campi, Ez e Bz. Consideriamo icasi in cui una delle due componenti sia nulla, si definiscono:

TM transverse magnetic mode: Bz = 0;ponendo che il campo elettrico sia normale alle superfici della guida (Ez = 0per x = 0, x = a, y = 0, y = b, in Fig.1.22) si ottiene α = 0, Kaa = mπ,β = 0, Kbb = nπ, con m, n interi. La soluzione e

Ez,mn = C sin(mπx/a) sin(nπy/b) ei(kz−ωt) Bz = 0

TE transverse electric mode: Ez = 0;in questo caso le componenti trasverse del campo elettrico sono

−iK2Ex = ω∂yBz = ωKbC sin(Kax + α) cos(Kby + β)+iK2Ey = ω∂xBz = ωKaC cos(Kax + α) sin(Kby + β)

48

e ponendo che il campo elettrico sia normale alle superfici della guida (Ex = 0per y = 0, y = b, in Fig.1.22; Ey = 0 per x = 0, x = a) si ottiene α = β = π/2,Kaa = mπ, Kbb = nπ:

Ez = 0 Bz,mn = C cos(mπx/a) cos(nπy/b) ei(kz−ωt)

La lunghezza d’onda critica dipende dalle dimensioni della guida e dal modo dipropogazione

λc =2π

(K2a + K2

b )1/2=

2

(m2/a2 + n2/b2)1/2=

2ab

(m2b2 + n2a2)1/2

ad esempio

modo TM TM1,1 λc = 2ab/(b2 + a2)1/2 TM1,nÀ1 λc ' 2b/nmodo TE TE1,0 λc = 2a TEmÀ1,0 λc ' 2a/n

TE0,1 λc = 2b TE0,nÀ1 λc ' 2b/n

La lunghezza d’onda nella guida e maggiore di quella nel dielettrico indefinito e,poiche la frequenza non cambia, anche la velocita di fase nella guida e maggiore

λ =λo

(1− λ2o/λ

2c)

1/2v =

c

(1− λ2o/λ

2c)

1/2

La velocita di fase non e la velocita con cui si propaga energia nella guida. Lavelocita di gruppo e quella con cui si propaga un pacchetto d’onda costituito dallasovrapposizione di fronti d’onda con energia leggermente diversa, ad esempio

ψ(x, y)[ei(kz−ωt) + ei([k+∆k]z−[ω+∆ω]t)

]= ψ(x, y)ei(kz−ωt)

[1 + ei(∆kz−∆ωt)

]

L’ampiezza del pacchetto d’onda dipende da z e t, e l’energia si mantiene costantesui fronti con A(z, t) = 1 + ei(∆kz−∆ωt) = costante, cioe z = (∆ω/∆k)t + costante.Poiche k2 = ω2/v2 = ω2/c2−K2 e K dipende solo dalle caratteristiche geometrichedella guida, si ha kdk = ωdω/c2. La velocita di gruppo nella guida, vg, e minore siadella velocita di fase, v, che della velocita nel dielettrico indefinito, c,

vg =dω

dk=

c2

ω/k=

c2

v= c

(1− λ2

o

λ2c

)1/2

La Fig.1.23 mostra la relazione tra frequenza e numero d’onda, ω/c = (k2 +K2)1/2,in una guida d’onda. Un punto sulla curva fornisce la velocita di fase, v > c, mentrela derivata fornisce la velocita di gruppo vg = dω/dk < c; con vgv = c2. Per k À K( λo ¿ λc) si ha v → c e vg → c.

49

k = 2π/λ

ω /c

v = c

v < cg

Figure 1.23: Relazione di dispersione in una guida d’onda

Guide d’onda cilindriche

L’equazione delle onde in coordinate cilindriche r, φ, z (Fig.1.22) e

1

r

∂

∂r

(r∂F

∂r

)+

1

r2

∂2F

∂φ2+

∂2F

∂z2− 1

c2

∂2F

∂t2= 0

Nel caso di guide a simmetria cilindrica conviene fattorizzare la soluzione comeF (r, φ, z, t) = R(r)Φ(φ)ei(kz−ωt) che soddisfa l’equazione

1

rR

d

dr

(rdR

dr

)+

1

r2Φ

d2Φ

dφ2+ K2 = 0 K2 =

ω2

c2− ω2

v2

Il primo e il terzo termine non dipendono dall’angolo φ per cui 1Φ

d2Φdφ2 = costante e

si ha una soluzione oscillante se

d2Φ

dφ2+ n2Φ = 0 Φ(φ) = C sin(nφ + α)

L’equazione radiale diventa

1

ρ

d

dρ

(ρdR

dρ

)+

(1− n2

ρ2

)R = 0 ρ = Kr

e le soluzioni sono le funzioni di prima specie di Bessel di ordine n, R(Kr) = Jn(ρ).Queste sono funzioni oscillanti che hanno un numero infinito di zeri, Jn(ζmn) = 0.La soluzione generale e del tipo

F (r, φ, z, t) = C Jn(Kr) sin(nφ + α) ei(kz−ωt)

Le componenti trasverse dei campi si possono esprimere in funzione delle componentilongitudinali

−iK2Er = +(ω/v)∂rEz + (ω/r)∂φBz −iK2Br = −(ω/c2r)∂φEz + (ω/v)∂rBz

−iK2Eφ = +(ω/vr)∂φEz − ω∂rBz −iK2Bφ = +(ω/c2)∂rEz + (ω/vr)∂φBz

50

TM Nei modi TM il campo magnetico forma linee chiuse nel piano normale all’assez, mentre il campo elettrico ha componente longitudinale non nulla (Fig.1.24);per questo i modi TM possono essere utilizzati per accelerare particelle carichelungo l’asse z. Le soluzioni sono definite dalla condizione che la componenteazimutale del campo elettrico sia nulla sulla parete della guida, Eφ(r=a) = 0.Poiche questa e proporzionale alla funzione di Bessel, Eφ(r) ∝ Jn(Kr)/r, imodi TM sono caratterizzati dalla condizione Jn(Ka) = 0 che definisce infinitivalori Kmn. La lunghezza d’onda critica e λmn

c = 2π/Kmn.

Figure 1.24: Linee di campo per il modo TM11 in una guida d’onda cilindrica; campoelettrico: →; campo magnetico: × entrante, • uscente

TE Nei modi TE le linee di forza del campo elettrico sono normali all’asse z e ilcampo magnetico forma linee chiuse con componente longitudinale non nulla.La componente azimutale del campo elettrico e proporzionale alla derivatadella funzione di Bessel, Eφ(r) ∝ J ′n(Kr)/r, e anche in questo caso la con-dizione J ′n(Ka) = 0 definisce infiniti valori Kmn.

Cavita risonanti

Una guida d’onda non e adatta ad accelerare particelle cariche perche la velocita difase e sempre maggiore di quella delle cariche elettriche da accelerare. Se la guidad’onda e chiusa da pareti conduttrici, si possono stabilire all’interno onde stazionariese la lunghezza della guida, L, e pari ad un numero semi-intero di lunghezze d’onda,L = `λ/2. In questo modo si realizza una cavita caratterizzata dal modo di oscil-lazione e dalla frequenza di risonanza, quindi da tre numeri interi `,m, n.

Se consideriamo un dielettrico con conducibilita elettrica finita, σ, il campo elet-tromagnetico induce una densita di corrente, ~j = σ ~E, sulle pareti della cavita equindi si ha dissipazione di energia per effetto Joule. Introducendo la densita dicorrente nelle equazioni di Maxwell, ~∇ ∧ ~H = ~j + ε∂ ~E/∂t, l’equazione delle ondesulle pareti della cavita viene modificata con un termine dissipativo

∇2 ~E − σµ∂ ~E

∂t− εµ

∂2 ~E

∂t2= 0

Questa e l’equazione dell’oscillatore armonico smorzato, quindi l’ampiezza dei campi,~E, ~B, diminuisce nel tempo con legge esponenziale.

51

Consideriamo la soluzione del tipo F (x, y, z, t) = ψ(x, y, z)χ(t) e facciamo l’ipotesiche il termine dissipativo sia piccolo, cioe che la funzione ψ(x, y, z) sia soluzionedell’equazione∇2ψ+κ2ψ = 0 e che sia definita dalle condizioni al contorno dei campielettromagnetici sulle pareti della cavita (se si usa un conduttore di conducibilita

elevata − rame, argento, o materiale superconduttore − le condizioni ~E · n = 0,~B ∧ n = 0, sono un’ottima approssimazione). Per brevita indichiamo ψn(x, y, z) lasoluzione caratterizzata da tre numeri interi `,m, n, che individuano la condizionedi risonanza e il modo di oscillazione. L’ampiezza χn(t) soddisfa l’equazione

εµ χn + σµ χn + κ2n χn = 0 χn +

1

τχn + ω2

n χn = 0 τ =ε

σωn =

κn√εµ

che ha soluzione χn(t) = e−t/2τ (AeiΩnt + Be−iΩnt) con Ωn = ωn(1− 1/4Q2)1/2.ω e la frequenza di risonanza della cavita senza perdite, Q = τω = (ε/µ)1/2κ/σe il fattore di merito della cavita. La banda di frequenza e definita da una curvaLorentziana centrata sulla frequenza di risonanza con larghezza FWHM ∆ω = Ω/Q.Quindi una cavita risonante deve avere fattore di merito il piu elevato possibile,Q À 1, in questo caso Ωn = ωn.

Il fattore di merito e il rapporto tra l’energia immagazzinata alla frequenza dirisonanza e l’energia dissipata in un periodo: Q = 2π〈E〉/ ∫

T Wdt = ω〈E〉/〈W 〉.In una cavita, come in una guida d’onda, il campo elettromagnetico penetra perun piccolo spessore all’interno del conduttore, effetto pelle, generando correnti chedissipano energia per effetto Joule. Se εc, µc, sono le costanti del materiale diconducibilita σ, si ha ~∇∧ ~H = σ ~E−iωεc

~E, ~∇∧ ~∇∧ ~H = k2 ~H = iωµc(σ−iωεc) ~H, equindi il vettore d’onda, k2 = ω2µcεc+iωµcσ, ha una parte diffusiva e una assorbitiva:

k =1

δ(1 + ωεc/σ) +

i

δδ = (2/ωµcσ)1/2

δ e lo spessore della pelle del conduttore. Per un buon conduttore, ad esempio ilrame che ha resistivita ρ = 1/σ = 1.75 10−8 Ω m, alla frequenza di 1 GHz, si haωεc/σ ' 10−9 e δ ' 2 µm.

H

δ

y

ExEz

Sx

x

Figure 1.25: Effetto pelle sulle pareti di una guida d’onda

52

Per calcolare la potenza dissipata consideriamo ad esempio un modo TM incui il campo magnetico ha solo la componente Hy sulla superficie del conduttore,x = 0 in Fig.1.25, Hy = Hoe

ix/δe−x/δ sin ωt. Trascurando la corrente di spostamentonel conduttore, il campo elettrico sulla superficie ha una componente longitudinaleEz = 1

σ∂xHy = i−1

σδHy che genera una corrente longitudinale jz = σEz. La potenza

media e

W =1

2

∫jzEz dxdydz =

|Ho|2σδ

∫ ∞

0e−2x/δdx Sx =

|Ho|22σδ

Sx

dove Sx e la superficie della cavita normale a x. L’energia media immagazzinatanella cavita e

E =∫ (

ε〈E2〉/2 + µ〈H2〉/2)dxdydz ' µ|Ho|2

2V

dove V e il volume della cavita. Estendendo a tutte le pareti della cavita si ottieneper il fattore di merito

Q =ω〈E〉〈W 〉 ' ωµσδ

V

S× f.g. =

µ

µc

V

Sδ× f.g.

dove f.g. ' 1 e un fattore geometrico che dipende dal modo di eccitazione e dallaforma della cavita. Quindi il fattore di merito e tanto maggiore quanto piu elevato eil rapporto V/S (per cavita sferica > cilindrica > rettangolare) e quanto piu piccoloe lo spessore dell’effetto pelle δ.

Esempio: cavita cilindrica

Consideriamo una cavita cilindrica di lunghezza L e raggio a; la soluzione per icampi e del tipo F (r, φ, z, t) = CJn(Kr) sin(nφ + α)eikze−iωt con K2 = (ω/c)2 − k2

• per la condizione di risonanza si ha: k = π`/L con ` intero;

• consideriamo il modo TM (Bz = 0):le componenti trasverse del campo elettrico si annullano alle estremita dellacavita z = 0 e z = L dove la componente longitudinale Ez e massima; cioeeikz → cos kz = cos π`

Lz; quindi Ez = CJn(Kr) sin(nφ + α) cos π`

Lz e−iωt;

• la componente azimutale del campo elettricoEφ = ik

K2r∂φEz = iC π`n

K2LrJn(Kr) cos(nφ + α) cos π`

Lz e−iωt;

si annulla sulla superficie laterale della cavita per r = a, la condizione Jn(Ka) =0 si verifica per Kmna = ζmn e definisce i modi trasversi della cavita;

• le altre componenti dei campi sono:Er = ik

K2 ∂rEz = iC πàζmnL

J ′n(ζmnr/a) sin(nφ + α) cos π`L

z e−iωt

Bφ = iωc2K2 ∂rEz = iC ωa

c2ζmnJ ′n(ζmnr/a) sin(nφ + α) cos π`

Lz e−iωt

Br = −iωc2K2r

∂φEz = −iC ωa2nc2ζ2

mnrJn(ζmnr/a) cos(nφ + α) cos π`

Lz e−iωt

53

• la lunghezza d’onda critica e λc = 2πa/ζmn

le lunghezze d’onda dei modi risonanti sono λ`mn = 2π/ [(ζmn/a)2 + (π`/L)2]1/2

• le frequenze di risonanza sono ω`mn = c [(ζmn/a)2 + (π`/L)2]1/2

I primi zeri delle funzioni di Bessel, Jn(ζmn) = 0, sono:

n = 0 ζm0 = 2.405 5.550 8.654 . . .n = 1 ζm1 = 3.832 7.016 10.173 . . .

Il modo piu semplice e con n = 0 per cui non si ha dipendenza dei campi dall’angoloazimutale e risulta Eφ = 0, Br = 0. Per m = 1: λc = 2πa/ζ10 = 2.61a.

Nel modo TM010, ` = 0, non si ha dipendenza dei campi da z, la frequenza dirisonanza e ω010 = cζ10/a; le componenti dei campi sono:

Ez = EoJ0(ζ10r/a) Bz = 0Er = 0 Br = 0Eφ = 0 Bφ = iEo

ωac2ζ10

J ′0(ζ10r/a) = − iEo

cJ1(ζ10r/a)

Nel modo TM110, ` = 1, la frequenza di risonanza e ω110 = c[(ζ10/a)2+(π/L)2]1/2;le componenti dei campi sono:

Ez = EoJ0(ζ10r/a) cos πLz Bz = 0

Er = Eoπa

ζ10LJ1(ζ10r/a) sin π

Lz Br = 0

Eφ = 0 Bφ = Eoω110ac2ζ10

J1(ζ10r/a) sin πLz

La Fig.1.26 mostra le linee del campo elettrico per i modi TM010 e TM110 inuna cavita cilindrica. Le linee del campo magnetico sono cinconferenze coassiali conl’asse z. Dalla figura e chiaro che il modo TM010 e il piu efficace per accelerareparticelle cariche lungo l’asse z.

TM 010 TM 110

Figure 1.26: Linee del campo elettrico per i modi TM010 e TM110 in una cavitacilindrica

54

1.3.5 Accelerazione in cavita risonanti

In un acceleratore circolare, l’aumento di energia cinetica di una particella di caricaq e velocita βc in un singolo passaggio e

∆E = q∆V =∫ +L/2

−L/2qEo cos(ωt + φ)dz =

∫ +L/2βc

−L/2βcqEoβc cos(ωt + φ)dt

dove, per φ = 0 la particella e in fase con il campo accelerante nella cavita.L’aumento di velocita in un singolo passaggio e trascurabile, β ' costante, e quindi

∆E = qEoLsin ωL/2βc

ωL/2βccos φ

Il fattore di perdita, sin(ωL/2βc)/(ωL/2βc), non e significativamente minore di 1 seωL/2βc = ζ10L/2βa ≤ 1 cioe L/a ≤ 0.8β. Questa condizione e facile da soddisfarese β ' 1, ma per β ¿ 1 richiede che sia L ¿ a, cioe di avere cavita corte lungo ladirezione di accelerazione.

In un acceleratore lineare si hanno tante cavita allineate lungo l’asse z e, per man-tenere coerenza di fase tra il campo accelerante e la particella, deve essere L = nβλ/2dove L e la distanza tra le cavita e λ e la lunghezza d’onda della radiazione nellecavita. Lo schema originario e quello di Wideroe con tubi a deriva adiacenti connessiad un generatore alternato (Fig.1.27). In questo caso L = βλ/2 e il gradiente dienergia e dE/dz = ∆E/λ = βq∆V/2L. Un schema piu efficiente e quello di Al-varez, con L = βλ che, a parita di campo elettrico, produce un gradiente di energiadoppio, dE/dz = βq∆V/L. Inoltre in questo caso la corrente lungo le connessionidelle cavita e nulla e la dissipazione di potenza e minore.

~ ~ ~ ~ ~ ~~ ~

L = βλ/2 L = βλ

Figure 1.27: Schemi di Wideroe e di Alvarez per un acceleratore lineare

Nei moderni acceleratori LINAC-RF le particelle vengono accelerate in un guidad’onda in cui si fa in modo che la velocita di fase con cui si propaga il campoelettromagnetico sia pari alla velocita βc. Consideriamo una guida d’onda cilindricadi raggio a in cui vengono accelerati elettroni di alta energia per cui β ' 1. Nellaguida si possono propagare le onde elettromagnetiche di frequenza ω > ωc = ζc/a,dove il fattore ζ dipende dal modo eccitato nella guida. Se nella guida sono dispostidei diaframmi di raggio b < a opportunamente spaziati a distanza L (L ' costante

55

per β ' 1) si stabiliscono onde stazionarie di frequenza ω = ζ/b > ωc e numerod’onda k = `π/L. La velocita di gruppo e nulla per un’onda stazionaria e quindidω/dk = 0 in corrispondenza dei valori k = `π/L e la relazione di dispersione nellaguida viene modificata nell’andamento periodico mostrato in Fig.1.28. In questomodo e possibile realizzare la condizione in cui il campo elettromagnetico si propagacon velocita di fase ≤ c e cede continuamente energia alla particella.

k = + /Lπ

ω /c

v = c

k = - /Lπ

k = 2π/λ

ab

L

Figure 1.28: Guida d’onda a iride di un Linac-RF e relazione di dispersione nellaguida d’onda

1.3.6 Oscillazioni di betatrone

In un acceleratore circolare occorre limitare la dispersione delle particelle durante itanti giri che queste percorrono nell’anello ed e quindi opportuno studiare la con-figurazione del campo magnetico che minimizzi la dispersione. Consideriamo unaparticella di carica q e massa m che percorre una circonferenza di raggio Ro dettaorbita di riferimento. Lungo l’orbita di riferimento il campo magnetico ha compo-nenti Bx = By = 0, Bz = Bo. Consideriamo un sistema di riferimento solidale conla particella, cioe rotante alla frequenza di ciclotrone ω = qB/mγ, con l’asse x par-allelo alla direzione del moto, ~v ≡ (v, 0, 0), l’asse y parallelo a ~r e l’asse z parallelo

a ~B (Fig.1.29).Le equazione del moto in questo riferimento sono

dpy

dt=

d

dtmγy = mγ (y − ω2R) = q (vzBx − vxBz) = −qvBz

dpz

dt=

d

dtmγz = mγz = q (vxBy − vyBx) = +qvBy

y +qvBz

mγ− ω2R = y +

qω(R + y)Bz

mγ− ω2R = 0

56

x || v y

Boz ||

R

v = ωωωω(R+y)

B

o

Figure 1.29: Orbita di riferimento e sistema di riferimento rotante

z − qvBy

mγ= z − qω(R + y)By

mγ= 0

Per piccoli spostamenti dall’orbita di riferimento (y ¿ R, z ¿ R) le componenti delcampo magnetico sono

Bz = (Bz)o +

(∂Bz

∂y

)

o

y + . . . By = (By)o +

(∂By

∂z

)

o

z + . . .

Consideriamo il caso in cui i poli del magnete siano sagomati in modo che la com-ponente principale Bz sia

Bz = Bo

(r

R

)−n

= Bo

(R + y

R

)−n ∂Bz

∂y= −n

Bo

R

(R + y

R

)−n−1

dove n e chiamato indice di campo. Poiche lungo l’orbita risulta ~∇ ∧ ~B = 0,∂Bz/∂y = ∂By/∂z, si ha

By = −n Bo z/R Bz = Bo − n Bo y/R

Le equazioni del moto diventano

y +qBo

mγω (R + y) (1− n

y

R)− ω2R = y − ω2 (n− 1) y − ω2 n

y2

R= 0

z +qBo

mγω (R + y) n

z

R= z + ω2nz + ω2 n

yz

R= 0

Approssimando al primo ordine si ottiene

y + (1− n) ω2 y = 0 z + n ω2 z = 0

cioe un moto oscillatorio nelle due direzioni nel piano trasverso al moto se e sod-disfatta la condizione 0 < n < 1. Si ha quindi, per piccoli spostamenti dall’orbitadi riferimento, una forza di richiamo che produce oscillazioni di betatrone nel pianoorizzontale e nella direzione verticale con frequenza

ωH = ω√

1− n ωV = ω√

n

57

Questo metodo di compensare piccoli spostamenti dall’orbita di riferimento e dettofocheggiamento debole. La lunghezza d’onda delle oscillazioni di betatrone (a parteil fattore 2π) e chiamata funzione beta

ßH =R√

1− nßV =

R√n

1.3.7 Trasporto dei fasci

Per descrivere la traiettoria di una particella negli elementi di un’acceleratore con-viene utilizzare una rappresentazione che esprima per ciascun elemento le coordi-nate finali in funzione di quelle iniziali. Indichiamo con s la coordinata lungo latraiettoria di riferimento, con y(s), z(s) gli spostamenti radiale e verticale e cony′(s) = dy/ds = tan θy, z′(s) = dz/ds = tan θz le derivate. Queste sono legate allederivate rispetto al tempo da

y =dy

dt=

dy

ds

ds

dt= vy′ y = v2y′′ . . .

dove v e la velocita lungo la traiettoria di riferimento. In una regione senza campimagnetici la particella percorre una retta

y(s) = yo + y′os y′(s) = y′o . . .

che, per un tratto di lunghezza ∆s = `, si puo rappresentare con le trasformazioni

(yy′

)=

(1 `0 1

)·(

yo

y′o

)= My ·

(yo

y′o

)

e analoga per la proiezione verticale. Per il generico elemento k le matrici di trasportosono definite

(yy′

)

k

= Mky ·

(yy′

)

k−1

(zz′

)

k

= Mkz ·

(zz′

)

k−1

di modo che le coordinate e gli angoli rispetto alla traiettoria di riferimento all’uscitadell’elemento k si ottengono dai valori iniziali applicando la matrice prodotto dellematrici di trasporto dei singoli elementi

(yy′

)

k

= Mky ·Mk−1

y . . .M1y ·

(yy′

)

o

(zz′

)

k

= . . .

Se non vi sono effetti dissipativi, le matrici di trasporto hanno determinate unitario,Det(M) = 1.

Le equazioni del moto in un magnete a focheggiamento debole sono

y′′ +1

ß2H

y = 0 z′′ +1

ß2V

z = 0

58

e hanno soluzioni

y = A cos s/ß + B sin s/ß y(0) = A

y′ = −(A/ß) sin s/ß + (B/ß) cos s/ß y′(0) = B/ß(

yy′

)=

(cos s/ßH ßH sin s/ßH

− 1ßH

sin s/ßH cos s/ßH

)·(

yo

y′o

)

e analoga per la coordinata verticale.Le relazioni precedenti mostrano che le ampiezze delle oscillazioni di betatrone

sono proporzionali a ßHy′o e ßV z′o. D’altra parte nella condizione di focheggiamentodebole, 0 < n < 1, non si puo fare in modo che entrambe le funzioni beta sianopiccole rispetto al raggio dell’orbita di accelerazione e questa e una seria limitazioneper raggiungere energie elevate con un sincrotrone: aumentando il raggio aumental’ampiezza di oscillazione e quindi la dispersione del fascio nel piano trasverso. Sefacciamo in modo che sia n À 1, cioe ßV = R/

√n ¿ R, le oscillazioni nel piano

verticale sono di piccola ampiezza, ma il fascio diverge nel piano orizzontale perchel’equazione del moto ha soluzione

(yy′

)=

(cosh s/ßH ßH sinh s/ßH1

ßHsinh s/ßH cosh s/ßH

)·(

yo

y′o

)

con ßH = R/√

n− 1 ¿ R.Quindi un magnete con indice di campo n > 1 ha una azione focalizzante in una

proiezione e defocalizzante nell’altra. Consideriamo due magneti che abbiano i gra-dienti di campo scambiati e lunghezza ` minore delle lunghezze d’onda di betatronein entrambe le proiezioni. Per `/ß ¿ 1 le matrici di trasporto si approssimano alprimo ordine

MF1 =

(cos `/ß1 ß1 sin `/ß1

− 1ß1

sin `/ß1 cos `/ß1

)≈

(1 `

−`/ß21 1

)

MD2 =

(cosh `/ß2 ß2 sinh `/ß1

+ 1ß2

sinh `/ß2 cosh `/ß2

)≈

(1 `

+`/ß22 1

)

Queste relazioni sono simili a quelle delle lenti in ottica. Una lente di distanza focalef (Fig.1.30) e caratterizata da una matrice di trasporto

(yy′

)=

(a bc d

) (yo

y′o

)=

(ayo + by′ocyo + dy′o

)

La condizione di lente sottile, y = yo ∀ y′o, comporta a = 1, b = 0. La condizione suldeterminante, ad = 1, comporta d = 1. Per un fascio parallelo, y′o = 0, la deflessionee y′ = yo/f per una lente divergente e y′ = −yo/f per una convergente. Quindi unalente sottile e caratterizzata dalle matrici di trasporto

MF =

(1 0

−1/f 1

)MD =

(1 0

+1/f 1

)

59

yoθ

yof f

θ = y'tanθ

Figure 1.30: Ottica delle lenti sottili

cioe una lente convergente ha il termine 1/f negativo. Una lente di spessore ` si puorappresentare come una lente sottile tra due spazi vuoti di lunghezza `/2

(1 `/20 1

) (1 0

±1/f 1

) (1 `/20 1

)=

(1± `/2f ` + . . .±1/f 1± `/2f

)

e la matrice di trasporto e uguale a quella dei magneti con `/ß2 = 1/f .Se i due magneti sono separati da una distanza δ la matrice di trasporto, per

δ ¿ `, e

MF1 MδM

D2 =

(1 `

−`/ß21 1

) (1 δ0 1

) (1 `

+`/ß22 1

)≈

(1 + `2/ß2

2 2`−`3δ/ß2

1ß22 1− `2/ß2

1

)

Se si cambia l’ordine (MD1 MδM

F2 ) si scambiano tra loro i termini diagonali ma non

cambiano gli altri. Quindi l’azione combinata dei due magneti e focalizzante inentrambe le proiezioni. Questo metodo di trasporto e detto focheggiamento forte ede utilizzato nei sincrotroni che accelerano protoni ad energia elevata con una seriedi dipoli con numero d’ordine n elevato a gradiente alternato (Fig.1.31).

Figure 1.31: Dipoli curvanti a gradiente alternato

Nello schema di focheggiamento forte con dipoli a gradiente alternato i mag-neti hanno la duplice funzione di curvare la traiettoria delle particelle e di limitarel’ampiezza delle oscillazioni di betatrone. Questo schema e utilizzato con successonei proto-sincrotroni, ma ha lo svantaggio di non essere flessibile. Inoltre, in alcuni

60

casi, occorre focalizzare il fascio di particelle per aumentarne il flusso. I quadrupolisono magneti con elevato gradiente di campo che hanno la proprieta di focaliz-zare le traiettorie delle particelle in una proiezione (ma di defocalizzarla nell’altraproiezione) in una lunghezza limitata.

Un quadrupolo (Fig.1.32) e realizzato avvolgendo quattro bobine attorno a quat-

y

z

Figure 1.32: Quadrupolo

tro espansioni polari simmetriche in modo da realizzare vicino all’asse un campomagnetico di componenti

Bx = 0 By = ± G z Bz = ± G y

G e il gradiente di campo che e positivo o negativo secondo il verso della correntenelle bobine, ma uguale nelle due proiezioni poiche ∂By/∂z = ∂Bz/∂y. Le equazionidel moto di una particella di carica q, massa m e che ha velocita v lungo l’asse xsono

dpy/dt = mγy = q(vzBx − vxBz) = ∓ qvBz = ∓ qvG y

dpz/dt = mγz = q(vxBy − vyBx) = ± qvBy = ± qvG z

Passando a coordinate lungo la traiettoria, le equazioni diventano

mγv2 y′′ = ∓ qvG y y′′ ± (qG/p) y = 0

mγv2 z′′ = ± qvG z z′′ ∓ (qG/p) z = 0

e, scegliendo uno dei due versi, si hanno le soluzioni gia trovate per i dipoli congradiente di campo

MF =

(cos `/ß ß sin `/ß−1

ßsin `/ß cos `/ß

)≈

(1 `

−`/ß2 1

)

MD =

(cosh `/ß ß sinh `/ß

+1ßsinh `/ß cosh `/ß

)≈

(1 `

+`/ß2 1

)

con ß =√

p/qG. Invertendo il senso della corrente nelle bobine si inverte il segno

del gradiente G → −G (equivale a ruotare il quadrupolo di π/2) e le conclusioni

61

non cambiano. Un quadrupolo di lunghezza ` si comporta, per una particella diquantita di moto p, come una lente convergente in una proiezione e divergentenell’altra con distanze focali uguali, f = p/qG`. Una coppia di quadrupoli haun’azione focalizzante in entrambe le proiezioni. I quadrupoli possono avere ungradiente di campo molto elevato e quindi una piccola distanza focale anche conlunghezze limitate. I moderni sincrotroni a focheggiamento forte sono costituiti daun reticolo in cui l’elemento base, la cella del reticolo, e una serie di magneti curvanticon indice di campo n = 1 e una coppia di quadrupoli FD.

Finora abbiamo considerato un fascio monocromatico di particelle, cioe senzadispersione in impulso. In realta le particelle durante l’accelerazione hanno impulsidiversi e seguono traiettorie diverse. Introcucendo il fattore di dispersione, δp/p =−δω/ω, l’equazione del moto nel piano radiale viene modificata

y + ω2 (1− n) y = −ω δω R = ω2 Rδp

py′′ +

1− n

R2y =

1

R

δp

p

Questa ha soluzione

y = A coss

ß+ B sin

s

ß+

ß2

R

δp

py′ = −A

ßsin

s

ß+

B

ßcos

s

ß

con le condizioni iniziali

yo = A +ß2

R

(δp

p

)

o

y′o =B

ß

e la matrice di trasporto nel piano radiale diventa una matrice 3× 3

yy′

δp/p

=

cos s/ß ß sin s/ß ß2

R(1− cos s/ß)

−1ßsin s/ß cos s/ß ß

Rsin s/ß

0 0 1

·

yy′

δp/p

o

1.3.8 Emittanza

Per un fascio di particelle, come in un fluido in assenza di effetti dissipativi, valeil teorema di Liouville: la densita f(~x, ~p, t) = d6n/d~rd~p si conserva durante il motonell’acceleratore. Questo impone alcune proprieta delle matrici di trasporto chedescrivono le traiettorie nel piano trasverso e nel piano radiale. Le matrici sonounitarie e hanno Det(M) = 1. In generale le matrici di trasporto nel reticolodell’acceleratore si esprimono

M =

(1 00 1

)cos µ +

(η ß−ζ −η

)sin µ

dove η(s), ζ(s), ß(s) sono funzioni periodiche del reticolo e la condizione sul deter-minante e ζß− η2 = 1.

62

In un reticolo periodico le equazioni del moto sono del tipo

y′′ +

(1

R2+

q

p

∂Bz

∂y

)y =

δp/p

Rz′′ +

q

p

∂By

∂zz = 0

e la soluzione si puo esprimere nella forma

y(s) =√

εyß(s) cos(µ(s) + φ) µ(s) =∫ s+`

s

ds′

ß(s′)

dove ß(s) e la funzione di betatrone che ha dimensione [m], µ(s) e la fase di betatrone,` e il periodo del reticolo, εy e φ sono costanti. E analoga soluzione si ha nel pianoverticale. La derivata della soluzione e

y′ =√

ε

ß

ß′

2cos(µ + φ)−

√εß µ′ sin(µ + φ) =

√ε

ß

ß′

2cos(µ + φ)−

√ε

ßsin(µ + φ)

con le condizioni iniziali

yo =√

εßo cos φ y′o =

√ε

ßo

ß′o2

cos φ−√

ε

ßo

sin φ

yoß′o2− ßoy

′o =

√εßo sin φ

Tenuto conto che per questa soluzione si ha η = −ß′/2, dalla relazione di unitarieta,ζß = 1 + ß′2/4, risulta

εßo = y2o (1 + ß′2o /4)− ßoß

′oyoy

′o + ß2

oy′2o = ζoßoy

2o − ßoß

′oyoy

′o + ß2

oy′2o

ε = ζoy2o − ß′oyoy

′o + ßoy

′2o

Se calcoliamo per la soluzione i valori y2, yy′, y′2

y2 = εß cos2 µ yy′ = ε

(ß′

2cos2 µ− sin µ cos µ

)

y′2 = ε

(ß′2

4ßcos2 µ− ß′

ßsin µ cos µ +

1

ßsin2 µ

)

troviamo che εy e una costante del moto

ζy2 − ß′yy′ + ßy′2 = εy

Questa, tenuto conto della relazione tra i coefficienti, e l’equazione di un ellissenel piano y − y′, con centro in y = 0, y′ = 0, e ogni particella nel moto lungol’acceleratore ha valori delle coordinate y(s), y′(s) che cambiano da punto a punto,ma sempre su un ellisse. Nel caso che sia ß′ = 0, ζ = 1

ß, l’equazione diventa

y2

ß+ ßy′2 = εy

63

e l’ellisse ha assi paralleli alle coordinate e semiassi uguali a√

εyß e√

εy/ß. Tutte

queste cosiderazioni sono anche valide nel piano z − z′. L’area dell’ellissi e pari aπε, ed e chiamata emittanza [m × rad] e rappresenta l’estensione dello spazio dellefasi occupato dal fascio nel piano y − y′ (z − z′).

Per ogni coppia di variabili coniugate (y, py), (z, pz), in assenza di effetti dissi-pativi, si ha lungo un ciclo

∮pydy = costante,

∮pzdz = costante

py = mγy = mcβγy′∮

βγy′dy = βγπεy = costante

e analogamente βγπεz = costante. La quantita βγπε e chiamata emittanza invariante.Quando il fascio aumenta l’energia (l’aumento in un ciclo e molto piccolo) le emit-tanze βγπε si mantengono costanti e lo spazio delle fasi, πε, occupato dal fascionei piani y − y′, z − z′, diminuisce proporzionalmente a 1/βγ. Poiche l’emittanzadefinisce le dimensioni della camera a vuoto in cui circola il fascio e πε e moltomaggiore all’iniezione che alla fine del ciclo di accelerazione, per accelerare parti-celle ad energia elevata si usano di solito acceleratori in cascata in modo da limitarel’emittanza all’iniezione.

1.3.9 Oscillazioni di sincrotrone

Gli acceleratori di alta energia funzionano con il principio di accelerazioni multiplee le particelle, per aumentare l’energia, devono pasare nelle cavita RF in fase conil campo elettrico acceleratore a frequenza ωRF . Poiche le particelle hanno unadispersione nel tempo di attraversamento delle cavia, δt, l’aumento di energia epossibile se piccole variarioni di fase δφ = ωRF δt vengono compensate. Le condizionidi stabilita di fase sono state dismostrate da Veksler e McMillan nel 1945.

Se ∆V = Vo sin ωRF t e la differenza di potenziale nella cavita, una particella chela attraversa ha una variazione di energia qVo sin(ωRF t+φ), dove φ e la fase che tieneconto dell’istante di attraversamento. Definiamo particella sincrona la particella chepercorre l’orbita di riferimento e che sia sempre in fase: φs = costante, questa hafrequenza ωs = ωRF /h con h = intero e ha energia Es.

Consideriamo l’esempio dell’acceleratore lineare (Fig.1.33). Una generica parti-

φ

V(φ)

φs

φa φr

T

Figure 1.33: Stabilita di fase nel LINAC

cella ha energia E = Es + δE, fase φ = φs + δφ e frequenza ω = ωs + δω. Dopo averattraversato la cavita la particella ha energia

E ′ = Es + δE + qVo sin(φs + δφ) =

64

= Es + qVo sin φs cos δφ + δE + qVo cos φs sin δφ ≈ E ′s + δE + qVoδφ cos φs

La variazione di energia rispetto alla particella sincrona e δE ′ = δE + qVoδφ cos φs.Supponiamo che la particella abbia energia maggiore di Es e che sia in anticipo difase, δφ < 0: la variazione di energia e minore se δφ cos φs < 0, e la particella siavvicina alla particella sincrona se cos φs > 0. Se la particella ha energia minore diEs ed e in ritardo di fase, δφ > 0, la variazione di energia e maggiore se δφ cos φs > 0,e la particella si avvicina alla particella sincrona se cos φs > 0. Quindi in entrambe icasi si ha stabilita di fase se −π/2 < φ < π/2. Poiche per aumentare l’energia deveessere 0 < φ < π, le particelle che attraversano la cavita con 0 < φ < π/2 vengonoaccelerate e oscillano attorno alla fase della particella sincrona. Queste oscillazionidi fase (e di energia) sono chiamate oscillazioni di sincrotrone.

In un acceleratore circolare particelle di impulso diverso percorrono traiettorie di-verse e hanno frequenze angolari diverse (Fig.1.34). Il rapporto tra la variazione della

ar RF r a

φ

V(φ)

φs

φa φ

r

T

Figure 1.34: Stabilita di fase nell’acceleratore circolare

lunghezza dell’orbita, `, e la variazione di impulso e un parametro dell’acceleratorechiamato fattore di compressione di impulso

αp =d`/`

dp/p

Il rapporto tra la variazione della frequenza angolare e la variazione di impulso

dω

ω=

dβ

β− dr

r=

1

γ2

dp

p− αp

dp

p

dp

p=

dβ

β+

dγ

γ=

dβ

β+ β2γ2dβ

β= γ2dβ

β

e legato a αp e dipende dall’energia

η =dω/ω

dp/p=

1

γ2− αp

quindi negli acceleratori circolari si puo avere stabilita di fase in condizioni di-verse secondo se la velocita aumenta piu rapidamente della lunghezza della trai-ettoria (a bassa energia) o piu lentamente (ad alta energia) passando per unaenergia di transizione quando 1/γ2 = αp.

65

Se indichiamo con ∆E = qV0 sin φ la variazione di energia per giro e se facciamol’ipotesi che le variazioni siano lente rispetto alla frequenza, la variazione della dif-ferenza di energia rispetto alla particella sincrona in un periodo T e

∆δE = qVo(sin φ− sin φs) ≈ dδE

dtT

dδE

dt≈ qVo

2πωs(sin φ− sin φs)

la variazione della fase in un periodo e (δT/T = −δω/ω = −ηδp/p)

∆δφ ≈ ωsδT ≈ −ωRF Tηδp

p= −ωRF Tη

δE

β2E

dδφ

dt≈ ∆δφ

T= −ωRF η

β2sEs

δE

Da queste relazioni si ottiene l’equazione della fase

d2

dt2δφ = −ωRF η

β2sEs

d

dtδE = −h

ω2sη

2πβ2s

qVo

Es

(sin φ− sin φs)

che, per piccoli sfasamenti, sin φ = sin(φs + δφ) ≈ sin φs + δφ cos φs, diventa

d2

dt2δφ + Ω2

s δφ = 0 Ωs = ωs

(hη cos φs

2πβ2s

qVo

Es

)1/2

Si hanno oscillazioni di fase se Ωs e reale. Sotto l’energia di transizione, η > 0, siha stabilita di fase per cos φs > 0, cioe 0 < φ < π/2 come nel caso del LINAC.Infatti in un acceleratore lineare il raggio di curvatura e infinito, αp = 0 e η e semprepositivo. Sopra l’energia di transizione, η < 0, si ha stabilita di fase per cos φs < 0,quindi π/2 < φ < π. Questo e il caso dell’elettro-sincrotrone in cui γ e grande e sifa in modo di operare sempre sopra l’energia di transizione. La maggior parte deiprotosincrotroni devono passare attraverso l’energia di transizione durante il ciclodi accelerazione e quindi devono effettuare un cambiamento della fase di ωRF .

1.3.10 Anelli di collisione

In esperimenti di fisica subnucleare e importante convertire l’energia cinetica delleparticelle nello stato iniziale in energia disponibile nello stato finale per produrreparticelle di massa elevata. Negli esperimenti in cui si invia un fascio di particelledi impulso ~p su un bersaglio fermo nel laboratorio parte dell’energia del fascio non edisponibile per produrre particelle perche viene utilizzata per conservare l’impulsototale. Se invece si fanno collidere due fasci che nel laboratorio hanno impulso ugualee opposto tutta l’energia e disponibile nello stato finale perche l’impulso totale nellaboratorio e nullo. L’energia nello stato finale e pari al modulo del quadri-impulso.In un esperimento a bersaglio fissso si ha (c = 1), P1 = (~p1, E1), P2 = (0,m2)

(P1 + P2)2 = m2

1 + m22 + 2E1m2

In un esperimento a fasci collidenti, P1 = (~p, E1), P2 = (−~p,E2)

(P1 + P2)2 = m2

1 + m22 + 2E1E2 + 2p2

66

Per E À m si ha Ecm ≈ √2Em nel primo caso e Ecm = 2E nel secondo.

Particelle di carica q con impulso ~p e antiparticelle di carica opposta −q conimpulso opposto −~p possono essere accelerate nello stesso anello utilizzando lo stessocampo elettrico acceleratore e lo stesso campo magnetico curvante. Infatti la forzaacceleratrice e nei due casi parallela all’impulso e la forza centripeta e la stessa

d

dt~p = q ~E + q~v ∧ ~B

d

dt(−~p) = −q ~E + q~v ∧ ~B

Un parametro importante degli anelli di collisione e la luminosita che definisceil numero di reazioni che avvengono nell’unita di tempo. Per un esperimento abersaglio fisso abbiamo definito la luminosita come il prodotto flusso del fascio ×numero di particelle bersaglio. In un anello di collisione, con N1 e N2 particelle perfascio, la luminosita e

L =N1

S∆tN2 = f

N1N2

S

dove f e la frequenza di incrocio dei fasci e S e la superficie di sovrapposizione deifasci. Per avere luminosita elevata occorre ridurre al minimo la sezione dei fasci nelpunto di incrocio cioe ridurre il valore di ß con quadrupoli focalizzanti.

Gli anelli di collisione, una volta accelerati i fasci all’energia di operazione, funzio-nano in regime continuo. Il numero di particelle circolanti diminuisce col tempo pereffetto delle interazioni delle particelle con il gas residuo nella camera a vuoto e conle altre particelle. Un’altro parametro importante e la vita media della luminositache e tipicamente di alcune ore. Oltre agli anelli di collisione protone-antiprotonee elettrone-positrone, che funzionano con un solo anello, sono utilizzati anche anellidi collisione protone-protone e elettrone-protone che pero funzionano con due anellidistinti che si incrociano in piu punti.

1.3.11 Radiazione di sincrotrone

Una carica elettrica accelerata emette radiazione elettromagnetica. L’energia emessaper unita di tempo e data dalla formula di Larmor (appendice 4.7) ed e invariante

W =2

3

q2

4πεoc3c2γ4

γ2

~β · d~β

dt

2

+

(dβ

dt

)2 [eV s−1]

La potenza emessa dipende dalla quarta potenza di γ = E/mc2 e quindi, a paritadi energia, e molto maggiore per particelle di massa piccola (elettroni) che non permasse grandi (protoni).

In un acceleratore lineare l’accelerazione e parallela alla velocita, d~β/dt ‖ ~β, e lapotenza e

W =2

3

q2

4πεocγ4 (γ2β2 + 1)

(dβ

dt

)2

=2

3

q2

4πεocγ6

(dβ

dt

)2

67

Poiche per valori grandi di γ, β → 1 e dβ/dt e molto piccolo, negli acceleratori linearil’energia emessa e molto piccola ed e facilmente compensata dal campo elettricoaccelerante.

In un acceleratore circolare vi e una accelerazione centripeta ortogonale allavelocita, d~β/dt ⊥ ~β. Trascurando l’accelerazione longitudinale, che e molto piupiccola, la potenza e

W =2

3

q2

4πεocγ4

(dβ

dt

)2

L’accelerazione centripeta e d~β/dt = ~ω∧~β. Se R e il raggio di curvatura, l’accelerazionee |dβ/dt| = β2c/R e la potenza e

W =2

3

q2

4πεo

cβ4γ4

R2

L’energia emessa per giro, che deve essere fornita dalle cavita RF , e

∆Egiro =∮

Wdt ≈ WT =2πR

βc

2

3

q2

4πεo

cβ4γ4

R2=

4π

3

q2

4πεo

β3γ4

R

Per un elettrone, e2/4πεo = remec2,

W =2

3

rec

R2mec

2 β4γ4 ∆Egiro =4π

3

re

Rmec

2 β3γ4

La radiazione emessa si chiama radiazione di sincrotrone. Negli elettro-sincrotronidi alta energia l’energia fornita dalle cavita RF e spesa per compensare l’energiaemessa per radiazione di sincrotrone piu che per accelerare i fasci. Negli anelli di col-lisione elettrone-positrone, anche quando e stata raggiunta l’energia di operazione,occorre continuamente rifornire con le cavita RF l’energia irraggiata. Poiche ∆Egiro

e inversamente proporzionale a R, gli anelli di collisione e+e− di alta energia sonocostruiti con grandi raggi di curvatura.

La radiazione di sincrotrone ha comunque benefici effetti sul comportamento deifasci negli acceleratori di elettroni. L’emissione di radiazione e un effetto non con-servativo che viola il teorema di Liouville e che puo essere utilizzato per attenuarel’ampiezza delle oscillazioni di betatrone e quindi per ridurre lo spazio delle fasi nel

piano trasverso. La dispersione angolare del fascio e 〈θ〉 =√

ε/ß mentre l’angolo

di emissione della radiazione e ≈ 1/γ, come illustrato nel seguito. Se 1/γ ¿ 〈θ〉l’emissione di radiazione non cambia apprezzabilmente la direzione dell’elettrone eil risultato e che si riducono sia la componente trasversa che la componente longi-tudinale della quantita di moto, p′T = apT , p′L = apL, con a < 1. Le cavita risonantiaccelerano l’elettrone nella direzione longitudinale in modo da compensare l’energiairraggiata, p′′L = pL, con il risultato che si riduce l’angolo θ′′ = p′′T /p′′L = aθ. Quindi,sfruttando l’emissione di radiazione di sincrotrone si possono ottenere fasci di pic-cole dimensioni nel piano trasverso e questo permette di ottenere elevate luminositanegli anelli di collisione e+e−.

68

Una importante applicazione della radiazione di sincrotrone emessa da accelera-tori circolari di elettroni e la produzione di sorgenti di radiazione elettromagneticacon particolari caratteristiche di intensita, direzionalita e banda di frequenza. Nelriferimento solidale con la particella carica la distribuzione angolare della potenzaemessa (appendice 4.7) e

dW

dΩ′ =remec

2

4πc

(dβ

dt

)2

sin2 ψ

dove ψ e l’angolo tra l’accelerazione e la direzione di emissione (Fig.1.35). Nel

R ∆∆∆∆θθθθ a sin ψψψψ2

v

∆∆∆∆θθθθ ª 1/ γγγγ

Figure 1.35: Emissione di radiazione di sincrotrone

laboratorio la carica ha velocita βc e la distribuzione della radiazione emessa adangolo polare θ rispetto alla direzione della velocita e

dW

dΩ=

remec2

4πc

(dβ

dt

)21

(1− β cos θ)3

(1− 1− β2

(1− β cos θ)2sin2 θ cos2 φ

)

Per β → 1, β ≈ 1 − 1/2γ2, l’angolo solido si contrae, sin θ ≈ θ, cos θ ≈ 1 − θ2/2, ela distribuzione angolare, mediando sull’angolo azimutale φ, diventa

dW

dΩ=

remec2

4πc

(dβ

dt

)28γ6

(1 + γ2θ2)3

(1− 2γ2θ2

(1 + γ2θ2)2

)

Il valore massimo della distribuzione si ha per θ = 1/2γ e il valore quadratico mediodella distribuzione e

√< θ2 > = 1/γ: la radiazione di sincrotrone e concentrata in

un cono di semiapertura ≈ 1/γ attorno alla direzione del moto della carica.Il calcolo dello spettro di frequenza emesso e piuttosto complicato. Per valutare

le frequenze tipiche consideriamo una carica in moto in un anello di raggio R. Unosservatore sul piano dell’anello vede la radiazione emessa lungo un tratto ∆` ≈R∆θ ≈ R/γ. La durata dell’impulso τ e la differenza tra il tempo di percorrenzadel tratto ∆` a velocita βc da parte dell’elettrone e il tempo di percorrenza dellacorda 2R sin ∆θ/2 a velocita c da parte della radiazione

τ =R

γβc− 2R sin 1/2γ

c=

R

βγc(1− β) ≈ R

βγc

1− β2

2

Lo spettro in frequenza e la trasformata di Fourier della distribuzione temporale. Seassumiamo un impulso uniforme di durata τ , lo spettro in frequenza e approssima-tivamente uniforme e si estende fino alla

frequenza critica ωc =1

τ= 2γ3ωo

69

dove ωo = βc/R e la frequenza di rivoluzione del fascio. Acceleratori circolari dielettroni di alta energia producono fasci intensi e collimati di raggi X con energiafino a ≈ 10 keV cioe lunghezza d’onda λ ≈ 1 A e vengono utilizzati per lo studiodelle proprieta di strutture molecolari e cristalline.

Calcoli accurati dimostrano che lo spettro di potenza emessa sotto forma diradiazione di sincrotrone e rappresentato da una funzione universale del rapportox = ω/ωc

dW

dω= hω

dNγ

dω=

W

ωc

S(ω/ωc)

con∫

S(x) dx = 1. La funzione di distribuzione S(x) e mostrata in Fig.1.36. Perω ¿ ωc aumenta con una legge di potenza ben approssimata con S(x) = 1.333 x1/3,mentre per ω À ωc decresce esponenzialmente: S(x) = 0.777 x1/2 e−x.

1 0- 2

1 0- 1

1 00

1 0- 4 1 0- 3 1 0- 2 1 0- 1 1 00 1 01

1.333 x1 / 3

0.777 x1 / 2 e- x

x = ωωωω //// ωωωωc

S(x)

Figure 1.36: Funzione universale che descrive lo spettro della radiazione di sin-crotrone

1.3.12 Sorgenti di radiazione di sincrotrone

I magneti curvanti di un elettro-sincrotrone costituiscono una sorgente di radiazionedi sincrotrone. La radiazione e emessa nel piano di curvatura lungo la direzione deglielettroni in un cono di apertura angolare ∆θ ' 1/γ. L’intensita della radiazione eproporzionale al numero di elettroni che circolano nell’anello e lo spettro di frequenzae dato dalla funzione S(ω/ωc) che si estende fino a valori di energia poco superiori ahωc. L’energia perduta sotto forma di radiazione viene continuamente rifornita aglielettroni dal campo accelerante a radio-frequenza, quindi gli elettroni produconocontinuamente radiazione di sincrotrone. Le caratteristiche della radiazione (in-tensita, spettro di frequenza, polarizzazione, . . .) possono essere variate localmentenell’acceleratore inserendo opportuni componenti magnetici che non perturbino lastruttura periodica dell’anello.

70

Traslatore di frequenza

Se nell’anello si inserisce un campo magnetico, B∗, di intensita maggiore di quellodei magneti curvanti, aumenta localmente la forza di Lorentz e quindi la frequenzaangolare, ωo = eB∗/mγ. In questo modo si aumenta la frequenza critica dellaradiazione emessa localmente dal magnete superbend B∗.

Un traslatore di frequenza di questo tipo (Fig.1.37) si realizza, ad esempio, in-serendo in una sezione dritta dell’anello due magneti compensatori posti prima edopo il magnete B∗ in modo che l’integrale di campo dei tre magneti sia nullo,∫

B d` = 0, per non cambiare le caratteristiche del fascio di elettroni.

Figure 1.37: Traslatore di frequenza; sono mostrati due magneti curvanti dell’anello,i due magneti compensatori e il magnete superbend

Magnete wiggler

Possiamo estendere il concetto del traslatore di frequenza in una struttura periodicain cui il campo magnetico e ortogonale alla direzione degli elettroni e l’integraledi campo e nullo. Un magnete wiggler e realizzato con N elementi di lughezza λp

(Fig.1.38) realizzati con elettro-magneti o con magneti permanenti. L’intensita delcampo magnetico si puo ottenere come sviluppo in serie di Fourier con componentefondamentale di periodo λp. Con riferimento alla Fig.1.38, x e la direzione inizialedegli elettroni che vengono deflessi nel piano x-y. Assumendo per le componenti delcampo magnetico Bz(x, y, z) = Bof(z) cos kx, con k = 2π/λp, e By(x, y, z) = 0, lasoluzione deve soddisfare le condizioni

~∇∧ ~B = 0 ∂Bx/∂z = ∂Bz/∂x = −kBof(z) sin kx~∇ · ~B = 0 ∂Bx/∂x = −∂Bz/∂z = −Bof

′(z) cos kx∂2Bx/∂x∂z = ∂2Bx/∂z∂x −k2Bof(z) cos kx = −Bof

′′(z) cos kx

L’equazione f ′′(z) − k2f(z) = 0 ha soluzione f(z) = a cosh kz + b sinh kz con lecondizioni al contorno f(0) = a = 1, f(−z) = f(+z) cioe b = 0. La componenteBx si ottiene integrando una delle relazioni precedenti. Quindi le componenti delcampo magnetico sono

Bx = Bo sinh kz sin kx By = 0 Bz = Bo cosh kz cos kx

L’angolo di deflessione nel piano x-y in un quarto di periodo e

θp/4 =∫ λp/4

0

eBo cos kx

pdx =

eBo

kp

71

z

x

x

zB (x)

λλλλ

Figure 1.38: Magnete wiggler; la struttura periodica si estende per N periodi dilunghezza λ

Ricordando che il valor medio dell’apertura del cono di emissione di radiazione disincrotrone e 〈θ〉 ' 1/γ, il rapporto tra l’angolo di deflessione in un quarto di periodoe l’apertura del cono definisce il fattore di intensita del magnete wiggler

Q =θp/4

〈θ〉 =eBo

kp

E

mc2=

ecBo

kmc2

E

pc' ec

2π mc2Boλp

ec = 0.3 GeV/T m, mc2 = 0.5 MeV ; quindi: Q ' 100 Bo(T ) λp(m) = Bo(T ) λp(cm).Tipicamente i magneti wiggler hanno Q ' 1. I magneti wiggler con Q ¿ 1 sonochiamati ondulatori.

Gli elettroni sono soggetti ad una accelerazione nel piano normale alla direzionedel campo magnetico. Le equazioni del moto nel piano x-y sono

mγx = −e(vyBz − vzBy) = −eyBz x = −ωoy cos kxmγy = −e(vzBx − vxBz) = +exBz y = +ωox cos kxmγz = −e(vxBy − vyBx) = 0

con ωo = eBo/mγ. La soluzione approssimata della seconda equazione si ottieneassumendo che la velocita lungo l’asse x sia costante, dx/dt ' costante = vo,

y = ωovo

∫cos kx dt =

ωo

ksin kx + C

con la condizione iniziale yx=0 = C = 0. Sostituendo nella prima equazione si ha

x = −ω2o

k

∫sin kx cos kx dt = − ω2

o

2k2vo

sin2 kx + C

con la condizione iniziale xx=0 = C = vo

x = vo

(1− ω2

o

2k2v2o

sin2 kx

)= vo

(1− Q2

2γ2sin2 kx

)

72

La componente vx della velocita degli ellettroni oscilla con periodo λp attorno alvalor medio vx = vo(1 − Q2/4γ2). La componente vy ha valore massimo ωo/k =voQ/γ ¿ vo. Integrando l’espressione di y

y(x) =ωo

k

∫sin kx dt =

ωo

k2vo

cos kx + C

si ottiene l’ampiezza dell’oscillazione trasversa ymax = (Q/2πγ)λp ¿ λp.La potenza media emessa da un elettrone e (|x| ¿ |y|, y = cωo cos kx)

W =2

3

remec2

c3γ4〈y2〉 =

1

3

remec2

cγ4ω2

o =4π2

3mec

2 rec

λ2p

γ2Q2

e l’energia irraggiata da un elettrone in un ondulatore di N elementi e

∆E = NWλp

βc=

4π2

3mec

2 re

λp

Nγ2Q2

In un ondulatore costituito di N elementi gli elettroni compiono oscillazioni conperiodo T ' λp/βc ed emettono radiazione quasi monocromatica. In un periodo,la radiazione emessa ad angolo polare θ rispetto all’asse dell’ondulatore percorre ladistanza cT = λp/β(1−Q2/γ2) e si ha emissione coerente se la differenza di percorsotra la radiazione emessa da due punti a distanza λp e pari ad un numero intero dilunghezze d’onda (Fig.1.39)

λp

β(1−Q2/γ2)− λp cos θ = nλ = n

2πc

ω

Approssimando β = 1− 1/2γ2 + . . ., cos θ = 1− θ2/2 + . . ., si ottiene che lo spettrodella radiazione e piccato attorno alle frequenze

ωn = n2γ2

1 + Q2/2 + γ2θ2

2πc

λp

La frequenza delle armoniche e massima per radiazione emessa in avanti, θ ' 0, eper Q ¿ 1, e la larghezza delle righe e inversamente proporzionale al numero dielementi, N . Si possono selezionare diverse bande di frequenza variando l’angolo diosservazione.

x

λλλλp

cT

θθθθ

y

Figure 1.39: Radiazione quasi monocromatica emessa da un ondulatore

73

1.3.13 Sorgenti di neutroni

I neutroni, insieme ai protoni, sono i costituenti dei nuclei atomici (nucleoni); hannomassa mn = 939.6 MeV/c2, carica elettrica nulla, sono fermioni di spin 1/2 con mo-mento magnetico µn = −1.91 in unita eh/2mp. I neutroni non esistono liberi,decadono con vita media sufficientemente lunga (τ = 900 s) per poterli utilizzarecome proiettili in esperimenti. A differenza di fotoni, elettroni e protoni, i neutroniinteragiscono molto debolmente con gli elettroni atomici e, per questo, sono piu pen-etranti e particolarmente indicati come sonde per studiare la struttura e le proprietadella materia.

I neutroni termici, quelli con energia cinetica media kTamb = 0.025 eV , hannolunghezza d’onda di De Broglie

λ =h

p=

2πhc

(2mc2 kT )1/2= 1.8 10−10 m

confrontabile con le distanze interatomiche nei cristalli o in materiale organico.Questo fu evidenziato da Brockhouse e Shull 26 che svilupparono il metodo dellaspettroscopia neutronica per lo studio della materia condensata.

Sorgenti di neutroni termici si realizzano nei reattori nucleari (capitolo ???) cheproducono enormi flussi di neutroni nella fissione di nuclei pesanti, oppure con inter-azioni nucleari di fasci di protoni (o ioni) su bersagli di nuclei pesanti. Nel primo casosi ha una sorgente continua, nel secondo caso si puo realizzare una sorgente pulsataalla frequenza di estrazione del fascio da un acceleratore e questo presenta notevolivantaggi perche si puo stabilire una coerenza temporale tra il ciclo dell’acceleratoree la produzione dei neutroni.

Il processo in cui si produce un gran numero di neutroni in una singola interazioneprotone-nucleo e chiamato spallazione. Se i protoni hanno lunghezza d’onda moltominore della distanza tra i costituenti del nucleo, λ ¿ 10−15 m, ovvero energiacinetica ≥ 500 MeV , e se il bersaglio e un nucleo con peso atomico elevato con uneccesso di neutroni rispetto ai protoni, il processo di spallazione si puo schematizzaresulla base del modello nucleare statistico di Fermi (capitolo ???) nel modo seguente:

• l’interazione avviene tra il protone e un singolo nucleone che viene emesso dalnucleo;

• il nucleo viene a trovarsi in uno stato eccitato con un eccesso di energia di∆E = 50÷ 100 MeV;

• questa energia viene dissipata con l’emissione di ∆E〈Elegame〉 ≈ 10÷ 15 neutroni,

evaporazione nucleare, mentre i protoni vengono trattenuti nel nucleo dallabarriera di potenziale coulombiana;

• il nucleo residuo non e stabile perche contiene un eccesso di protoni ed esoggetto ad una serie di decadimenti β+ in cascata.


74

Il processo di evaporazione nucleare avviene in tempi molto brevi (τ ∼ 10−20 s).La sezione d’urto differenziale dei neutroni prodotti con un fascio di protoni di 590MeV e mostrata in Fig.1.40 in funzione dell’energia e dell’angolo polare. Da questirisultati si osserva che

• l’energia cinetica media dei neutroni e ∼2 MeV;

• la maggior parte dei neutroni e prodotta in modo isotropo con energia minoredi 10 MeV;

• i neutroni con energia maggiore di ∼10 MeV sono emessi preferenzialmente inavanti, ma con probabilita molto piccola.

1 0- 4

1 0- 3

1 0- 2

1 0- 1

1 1 0 1 0 0

3 0o

9 0o

1 5 0o

E (MeV)

d2

/dE

d

(bar

n/M

eV s

tera

d)σσσσ

ΩΩΩΩ

Figure 1.40: Sezione d’urto differenziale di neutroni di spallazione prodotti da pro-toni di 590 MeV su un bersaglio di Pb

Come bersaglio si usano nulcei pesanti non soggetti a fissione, per evitare l’emissionedi neutroni ritardati : Tantalio, Tungsteno, Piombo, . . . . Il nucleo piu efficace comemoderatore e l’Idrogeno, utilizzato sotto forma di H2O a temperatura ambiente,oppure H2 liquido a T = 20 K per produrre neutroni freddi con energia 2 meV elunghezza d’onda λ = 7 10−10 m.

In una collisione elastica di una particella di massa m e impulso p0 (p0 ¿ mc2)con una particella di massa M a riposo, l’impulso nel centro di massa e p∗ = Mp0

M+me

la velocita del centro di massa e p0

M+m(Fig.1.41). L’energia cinetica dopo la collisione

e

E =(~p ∗ + ~p ′)2

2m=

p20

2m

M2 + 2Mm cos θ∗ + m2

(M + m)2

dove θ∗ e l’angolo di diffusione nel centro di massa. In una collisione di un neutronecon un nucleo di massa Am l’energia cinetica e

E =A2 + 2A cos θ∗ + 1

(A + 1)2E0 =

(1 + α

2+

1− α

2cos θ∗

)E0

75

con α = (A−1)2

(A+1)2. L’angolo di diffusione e

p sin θ = p∗ sin θ∗ cos θ =A + cos θ∗

(A2 + 2A cos θ∗ + 1)1/2

p*

p*

p0

pp*

E

θθθθ* θθθθ

dndE

E0E0αααα

Am

p'

m

Figure 1.41: Collisione di un neutrone di massa m e impulso p0 con un nucleo dimassa Am nel centro di massa e nel laboratorio

Per energie cinetiche E0 ∼ 2 MeV la distribuzione angolare nel centro di massae uniforme, dn

d cos θ∗ = 12, e l’energia dopo la collisione e compresa tra Emin = αE0,

quando θ∗ = π, e Emax = E0, quando θ∗ = 0, con distribuzione uniforme

dn

dE=

dn

d cos θ∗d cos θ∗

dE=

1

(1− α)E0

L’energia dei neutroni viene degradata nelle successive collisioni in modo esponen-ziale e per calcolare il numero medio di collisioni necessarie a raggiungere l’equilibrioa energia kT conviene introdurre il decremento logaritmico ln Eo/E che ha valormedio 27

ξ = 〈ln Eo

E〉 =

∫ Eo

Eln

Eo

E

dE

(1− α)Eo

= − 1

1− α

∫ 1

αln x dx = 1− (A− 1)2

2Aln

A + 1

A− 1

ξ = 1 per Idrogeno, ξ ' 2/A per A À 1. Il numero medio di collisioni per moderareun neutrone di energia Eo e

n =1

ξln

Eo

E

Se Eo = 2 MeV e E = kTamb = 25 meV in diversi moderatori si ha

H D He C O . . . Uξ 1.0 0.73 0.43 0.16 0.12 0.084n 18 25 43 115 152 2170

Se v e la velocita dei neutroni, il numero di collisioni in un intervallo di tempo δt evδtλel

, dove λel e il cammino libero medio per collisioni elastiche λel = ANoρσel

. La sezioned’urto elastica dei neutroni dipende debolmente dall’energia, σel varia nell’intervallo1÷ 5 barn per i nuclei leggeri. Il numero di collisioni nell’intervallo di tempo dt incui l’energia e diminuita di dE e

1

ξd ln

Eo

E= −1

ξ

dE

E= −2

ξ

dv

v=

vdt

λel

27∫

ln x dx = x ln x− x

76

Integrando questa relazione si ha

−∫ v

vo

λeldv

v2= 〈λel〉vo − v

vov=

ξ∆t

2∆t =

2〈λel〉ξv

per vo À v

La velocita di neutroni con energia cinetica Eo = 2 MeV e vo = 2.0 107 m/s mentrela velocita di neutroni con E = kTamb e v = 2.2 103 m/s. Il tempo per termalizzareneutroni energetici in acqua e ∆t ' 10−5 s e aumenta notevolmente (∼ σel/ξ) neimoderatori con nuclei piu pesanti.

Durante questo tempo i neutroni diffondono nel moderatore e in parte vengonoassorbiti. La densita di neutroni ha una distribuzione gaussiana in funzione delladistanza dal bersaglio e l’estensione della sorgente, ∆r, dipende dalla sezione d’urtoelastica, dalla sezione d’urto di assorbimento e dal decremento di energia ln Eo/E.Per neutroni termici in acqua si ha ∆r ' 8 cm; ∆r aumenta notevolmente con ilpeso atomico del moderatore. L’energia ha una distribuzione di Maxwell-Boltzmannalla temperatura del moderatore. I neutroni vengono inviati dalla sorgente alle areesperimetali mediante guide cave con le pareti realizzate con opportuni materialiin cui i neutroni vengono trasmessi per riflessione totale (l’indice di rifrazione deineutroni dipende dalla lunghezza d’onda λ(E) e dalla ampiezza di diffusione elasticaf(E) con le pareti della guida).

In esperimenti in cui i neutroni vengono diffusi in modo elastico la velocita vienemisurata dopo il campione in esame dal tempo di volo dei neutroni prendendo comeriferimento l’istante in cui il fascio di protoni urta il bersaglio della sorgente. SeL e la distanza tra il bersaglio e l’esperimento, l’errore nella misura della velocitadipende dal tempo di termalizzazione, ∆t, e dall’estensione della sorgente, ∆r,

∆v = v

[(∆r

L

)2

+(

v∆t

L

)2]1/2

se ∆r = 10 cm, ∆t = 10 µs per neutroni termici e L = 10 m, si ha ∆λλ

= ∆vv' 10−2.

1.4 Interazioni tra particelle e materia

Le particelle cariche nell’attraversare i materiali sono soggette a interazioni elet-tromagnetiche con gli elettroni e i nuclei atomici. A causa di queste interazionile particelle perdono parte dell’energia cinetica e cambiano direzione. I principalieffetti sono

• perdita di energia per ionizzazione ed eccitazione degli atomi;

• diffusione coulombiana nel campo dei nuclei atomici;

• irraggiamento nel campo dei nuclei atomici.

La radiazione elettromagnetica puo convertire parte o tutta la sua energia per in-terazione con gli atomi e i nuclei atomici. I principali effetti sono

77

• effetto fotoelettrico;

• effetto Compton;

• produzione di coppie elettrone-positrone.

Questi effetti, che verranno trattati in modo approssimato, sono importanti perstudiare le tecniche di rivelazione di particelle cariche e di fotoni e per capire comevengono effettuati gli esperimenti nel campo della fisica nucleare e subnucleare.

• Interazioni delle particelle cariche

1.4.1 Perdita di energia per ionizzazione

Consideriamo un atomo, costituito dal nucleo di carica Ze e Z elettroni, e unaparticella di carica ze, massa M À me e velocita ~v (Fig.1.42) e facciamo l’ipotesiche la velocita sia abbastanza grande da poter considerare l’elettrone quasi fermodurante la collisione. Facciamo anche l’ipotesi che l’impulso trasferito durante lacollisione sia piccolo in modo che la particella non sia deflessa.

Zee

zeM

vb

e-v

ze

2πbdb

x

Figure 1.42: Interazione coulombiana tra particella e elettroni atomici

La forza tra la particella e l’elettrone e e~E dove ~E e il campo elettrico generatodalla particella. Consideriamo l’interazione nel riferimento solidale con la particellain cui l’elettrone si muove con velocita −~v. L’impulso trasferito all’elettrone ∆~p′ =∫ ~F ′dt′ e, per simmetria lungo la direzione del moto, dato dalla componente trasversadel campo elettrico

p′e =∫

eE ′⊥dt′ =∫

eE ′⊥dx′

v≈ e

v

∫E ′⊥dx′

dove abbiamo approssimato che la velocita della particella sia costante durante unacollisione. Se b e il parametro d’urto e se consideriamo un cilindro con l’asse coinci-dente con la direzione della particella e raggio pari al parametro d’urto, il flusso delcampo elettrico attraverso la superficie del cilindro e

Φ(~E ′) =∫

S′~E ′ · ~n′ dS ′ = 2πb

∫E ′⊥dx′ =

ze

εo

78

L’impulso trasferito all’elettrone e

p′e =e

v

ze

2πεob=

ze2

4πεb2

2b

v

cioe pari al prodotto della forza coulombiana a distanza b per un tempo d’urto∆t′ = 2b/v. L’impulso trasferito e invariante poiche nel riferimento dell’elettrone lacomponente trasversa del campo elettrico della particella si espande E⊥ = γE ′

⊥ eil tempo d’urto si contrae ∆t = ∆t′/γ. Nell’ipotesi pe ¿ mec, l’energia cineticadell’elettrone, e

Ee =p2

e

2me

=

(ze2

4πεob

)22

mev2= 2z2

(e2

4πεo mec2

)2(mec

2)2

b2 mev2= 2 mec

2 z2

β2

r2e

b2

Questa e l’energia perduta dalla particella in un singolo urto. Se ne e il numerodi elettroni per unita di volume, il numero di urti nel tratto di percorso d` conparametro d’urto compreso tra b e b + db e ne 2πbdbd` e l’energia perduta e

d2E

dbd`= ne r2

e mec2 4πb

b2

z2

β2

L’energia perduta per unita di percorso si ottiene integrando questa relazione tra ilimiti minimo e massimo del parametro d’urto

dE

d`=

∫4π ne r2

e mec2 z2

β2

db

b= 4π ne r2

e mec2 z2

β2ln

bmax

bmin

• Valori grandi del parametro d’urto corrispondono a tempi d’urto grandi. Se∆t = b/γv e maggiore dell’inverso delle frequenze tipiche ωe degli elettroniatomici non e possibile il trasferimento di energia dalla particella all’elettrone.Quindi assumiamo bmax ≈ γv/〈ωe〉.

• Il parametro d’urto non puo essere minore della dimensione dell’elettrone vistadalla particella incidente. La lunghezza d’onda di de Broglie dell’elettrone eλ = h/p e l’elettrone ha nel riferimento della particella impulso p = mecβγ .Quindi assumiamo bmin ≈ h/meβγc.

Se il materiale ha numero atomico Z, peso atomico A e densita ρ, il numero dielettroni per unita di volume e ne = NoZρ/A. La formula della perdita di energiaper unita di percorso e stata derivata da Bohr nel 1915. Il risultato che otteniamodifferisce da questa solo nel termine logaritmico

formula di BohrdE

d`= 4π r2

emec2 NoZρ

A

z2

β2ln

mec2β2γ2

h〈ωe〉 [eV cm−1]

e dipende dai parametri del materiale, dal quadrato della carica della particella ede funzione solo della velocita della particella βc. La formula di Bohr dipende lin-earmente dalla densita ed e conveniente esprimere lo spessore del materiale ∆` [cm]come ∆x = ρ∆` [g cm−2]. Tenendo conto del valore

C = 4π r2e mec

2 No = 0.30 MeV/g cm−2

79

la perdita di energia per unita di percorso e

dE

dx= C

Z

A

z2

β2ln

mec2β2γ2

〈I〉 [MeV/g cm−2]

dove 〈I〉 = h〈ωe〉 e il potenziale medio di ionizzazione. Nel modello atomico diThomas-Fermi (appendice 4.17) 〈I〉 e approssimativamente uguale a Z volte quellodell’atomo di idrogeno (mec

2/〈I〉 ≈ 3.6 104/Z), quindi la perdita di energia per ioniz-zazione ha una piccola dipendenza dal tipo di atomo: dE/dx ∝ (Z/A) ln(costante/Z).

La formula di Bohr e derivata in modo classico ed e una approssimazione moltobuona per particelle di massa M À me. Un calcolo piu accurato e stato fatto daBethe e Bloch nel 1930 tenendo conto di effetti quantistici

formula di Bethe-BlochdE

dx= C

Z

A

z2

β2

(ln

2mec2β2γ2

〈I〉 − β2

)

Per elettroni e positroni il termine logaritmico nella formula di Bethe-Bloch va mod-ificato per tener conto del fatto che particella e bersaglio hanno massa uguale e che,per gli elettroni, sono particelle identiche.

La formula di Bethe-Bloch indica che la perdita di energia per unita di per-corso di una particella carica e proporzionale a 1/β2 per β ¿ 1, ha un minimoper β ≈ 0.9 e ha un andamento crescente come ln γ2 per β → 1. In realta pervalori grandi di γ i valori sperimentali si discostano da questo andamento asintoticoe risulta dE/dx → costante, e questo effetto e maggiore nei materiale a densitaelevata. In effetti il valore bmax aumenta linearmente con γ e per valori grandi di γl’integrazione si estende a valori del parametro d’urto molto maggiori delle dimen-sioni atomiche. In questo caso il campo elettrico della particella tende a polarizzaregli atomi del materiale e gli elettroni con grandi parametri d’urto sentono l’azionedel campo elettrico parzialmente schermato e contribuiscono meno alla perdita dienergia. Questo effetto densita e stato studiato da Fermi nel 1940 che ha introdottonel termine logaritmico della formula di Bethe-Bloch alcune correzioni che dipen-dono dalla costante dielettrica del materiale εr e che sono importanti per velocitaβ > 1/

√εr .

La Fig.1.43 mostra l’andamento della perdita di energia per unita di percorso indiversi materiali in funzione di βγ = p/Mc per particelle di carica z = 1.

La sezione d’urto di collisione inelastica tra una particella e gli atomi si derivadall’espressione del parametro d’urto in funzione dell’energia dell’elettrone

b2 = 2r2e

z2

β2

mec2

Ee

dσ = 2πbdb = 4πr2e

z2

β2

mec2 dEe

E2e

La sezione d’urto differenziale e

dσ

dEe

= 2πr2e

z2

β2

mec2

E2e

Va notato che gli urti con i nuclei atomici hanno un effetto molto minore. Infattil’impulso trasferito e Z volte maggiore ma l’energia trasferita al nulcleo per urto e

80

1

2

3

4

5

6

8

10

1.0 10 100 1000 10 0000.1

Pion momentum (GeV/c)

Proton momentum (GeV/c)

1.0 10 100 10000.1

1.0 10 100 10000.1

1.0 10 100 1000 10 0000.1

−d

E/

dx (

MeV

g−1cm

2)

βγ = p/Mc

Muon momentum (GeV/c)

H2 liquid

He gas

CAl

FeSn

Pb

Figure 1.43: (dE/dx)ion in diversi materiali in funzione di βγ per particelle di caricaz = 1 (S.Eidelman et al., Physics Letters B592, 1, 2004)

molto piu piccola perche Mnucleo À me. Inoltre il fattore Z e compensato dal fattoche ci sono Z elettroni per nucleo. Quindi il contributo dei nuclei alla perdita dienergia e trascurabile.

1.4.2 Fluttuazioni della perdita di energia per ionizzazione

La perdita di energia per ionizzazione in un materiale di spessore ` e un processostatistico che avviene con successive collisioni con gli elettroni degli atomi del mezzo.Il numero di collisioni nel tratto d` con trasferimento di energia nell’intervallo Ee ÷Ee + dEe e

f(Ee)dEed` =NZρ

Ad`

dσ

dEe

dEe =NZρ

A2πr2

emc2 z2

β2

dEe

E2e

d` =C

2

Zρ

A

z2

β2

dEe

E2e

d`

L’energia ceduta in una singola collisione e caratterizzata dalla funzione di dis-tribuzione f(Ee) e varia in un ampio intervallo dalla minima energia di eccitazionedegli atomi del mezzo al valore massimo; per una particella di massa M À m eenergia E ¿ M2c2/m: Emax

e = 2mc2β2γ2 (appendice4.6).La perdita di energia per unita di percorso misurato in g−1cm2 (dx = ρd`) e

dE

dx= C

Z

A

z2

β2

(ln

2mc2β2γ2

〈I〉 − β2

)

81

e l’energia perduta in media in uno spessore x e

∆ = 2

(ln

2mc2β2γ2

〈I〉 − β2

)ξ con ξ =

C

2

Z

A

z2

β2x

L’energia perduta effettivamente nello spessore x fluttua attorno al valor medio ∆ ede caratterizzata dalla funzione di distribuzione f(x, ∆). La determinazione di questafunzione e complicata dal fatto che, se l’energia della particella incidente e grande,questa puo perderne una frazione anche molto elevata in una singola collisione.

La trattazione delle fluttuazioni e stata fatta originariamente da Bohr con l’ipotesiche l’energia perduta nelle collisioni sia molto minore dell’energia della particella in-cidente Eo. Il numero di collisioni con trasferimento di energia Ee nello spessore xe f(Ee)dEe = (ξ/x)dEe/E

2e . Nell’ipotesi Ee ¿ Eo possiamo interpretare il valore

di energia ξ come quello per cui si ha in media una sola collisione con perdita dienergia Ee ≥ ξ nello spessore x

x∫ Emax

e

ξf(Ee)dEe ' ξ

∫ ∞

ξ

dEe

E2e

= 1

Le altre ipotesi fatte da Bohr sono:

• lo spessore x e sufficientemente piccolo in modo che risulti ξ ¿ Emaxe ;

• lo spessore x e sufficientemente grande in modo da poter mediare su un grandenumero di collisioni.

In questo caso la funzione di distribuzione e gaussiana

f(x, ∆) =1√

2πσ2e−(∆−∆)2/2σ2

con varianza

σ2 =∫

f(Ee) E2e dEe dx =

C

2

Z

A

z2

β2(Emax

e − Emine ) x ' C

Z

Az2mc2 x

La trattazione generale e stata fatta da Lev Landau (per questo sono chiamatefluttuazioni di Landau) considerando sia le perdite di energia Ee < ξ, che sonopiu frequenti e seguono la distribuzione gaussiana, sia le perdite di energia Ee > ξmolto meno frequenti e quindi soggette a fluttuazioni poissoniane. Ne risulta unadistribuzione f(x, ∆) asimmetrica caratterizzata da un valore di picco ∆p < ∆ =∫

f(x, ∆)∆d∆. La Fig.1.44 mostra la distribuzione di ∆/x per mesoni π di impulso500 MeV in spessori sottili di Silicio (Z/A = 0.498; ρ = 2.33 gcm−3). In questocaso, per βγ = 3.5, si ha dE/dx = 1.66 MeV/gcm−2.

La distribuzione di Landau e espressa in funzione della variabile adimensionaleλ = (∆ − ∆p)/ξ ed e normalizzata in modo che sia

∫Φ(λ)dλ =

∫f(x, ∆)d∆. La

distribuzione e mostrata in Fig.1.45 insieme alla funzione di distribuzione di Moyal

f(λ) =1√2π

e−(λ+e−λ)/2

che e una buona approssimazione nel caso di spessori non molto sottili.

82

100 200 300 400 500 6000.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

0.50 1.00 1.50 2.00 2.50

640 µm (149 mg/cm2)

320 µm (74.7 mg/cm2)

160 µm (37.4 mg/cm2)

80 µm (18.7 mg/cm2)

500 MeV pion in silicon

Mean energyloss rate

wf(∆

/x)

∆/x (eV/µm)

∆p/x

∆/x (MeV g−1 cm2)

Figure 1.44: Distribuzione del rapporto ∆/x in diversi spessori di Silicio (S.Eidelmanet al., Physics Letters B592, 1, 2004)

0

0 . 0 5

0 . 1

0 . 1 5

0 . 2

0 . 2 5

- 4 0 4 8 1 2 1 6

Moyal Landau

λλλλ

ΦΦΦΦ ((((λλλλ))))

Figure 1.45: Distribuzioni di Landau e di Moyal

1.4.3 Percorso residuo

Nell’attraversare un materiale, le particelle cariche con massa M > me perdonoenergia prevalentemente per ionizzazione. Se l’energia trasferita in media nelle col-lisioni e molto minore dell’energia inziale, occorrono moltissime collisioni perche laparticella perda tutta l’energia cinetica e si arresti nel materiale. Il percorso residuo,chiamato usualmente range, dipende dalla carica elettrica e dall’energia della parti-cella e dalle proprieta del materiale

R =∫ R

0dx =

∫ 0

Eo

dE

dE/dx

Poiche dE/dx e l’energia sono funzioni della velocita β, dE/dx = z2f(β, Z, A),dE = Mc2γ3βdβ, il range e funzione della velocita iniziale βo. Per particelle dicarica e massa diverse si ha la relazione

R =∫ 0

βo

Mc2γ3βdβ

z2f(β, Z, A)=

Mc2

z2F (βo, Z, A)

z2

Mc2R = F (βo, Z, A)

83

La Fig.1.46 mostra l’andamento del rapporto R/Mc2 in diversi materiali in funzionedi βγ = p/Mc per particelle di carica z = 1.

0.05 0.10.02 0.50.2 1.0 5.02.0 10.0

Pion momentum (GeV/c)

0.1 0.50.2 1.0 5.02.0 10.0 50.020.0

Proton momentum (GeV/c)

0.050.02 0.1 0.50.2 1.0 5.02.0 10.0

Muon momentum (GeV/c)

βγ = p/Mc

1

2

5

10

20

50

100

200

500

1000

2000

5000

10000

20000

50000

R/M

(g c

m−2 G

eV

−1)

0.1 2 5 1.0 2 5 10.0 2 5 100.0

H2 liquid

He gas

Pb

FeC

Figure 1.46: Rapporto R/Mc2 in diversi materiali in funzione di βγ per particelledi carica z = 1 (S.Eidelman et al., Physics Letters B592, 1, 2004)

Le fluttuazioni della perdita di energia si riflettono in fluttuzioni del range δx =[dE/dx]−1δ∆, dove δ∆ e la fluttuazione della perdita di energia nel percorso dx. Se ilrange e sufficientemente grande, la perdita di energia ha una distribuzione gaussianacon varianza σ2

∆ = 〈(δ∆)2〉 proporzionale allo spessore di materiale attraversato(dσ2

∆/dx = (CZ/A)z2mc2). In questo caso il range ha una distribuzione gaussianacon varianza

σ2R = 〈(δx)2〉 =

∫ R

0

dσ2R

dx

dx

(dE/dx)2' σ2

∆

〈R〉∫ 0

Eo

dE

(dE/dx)3

1.4.4 Radiazione Cerenkov

L’emissione di radiazione Cerenkov da parte di una particella carica e un effettolegato alle proprieta dielettriche del materiale e avviene quando la velocita dellaparticella e maggiore della velocita di propagazione della luce nel materiale cheattraversa. Questo fenomeno e stato osservato da Cerenkov nel 1934 e spiegato daFrank e Tamm 28 nel 1937.


84

In un materiale con costante dielettrica relativa ε e indice di rifrazione nil campo elettrico prodotto dalla particella si propaga con velocita c/[ε(ω)]1/2 =c/n(ω). Il campo elettrico della particella polarizza gli atomi del materiale e lapolarizzazione segue il moto della particella senza apprezzabile scambio di energiase la velocita della particella e βc ¿ c/n(ω). Se invece βc > c/n(ω) il materialeche si polarizza lungo la traiettoria della particella emette radiazione. La radiazionee coerente sulla superficie di un cono con asse la direzione della particella (Fig.1.47)e apertura angolare

cos θc =c/n(ω)

βc=

1

βn(ω)

n(ω)

1/β

ω

∆ωβc

c/nθc

ββββ c > c / n

cos θ = 1/βnc

Figure 1.47: Effetto Cerenkov

L’energia emessa per unita di percorso e unita di frequenza da una particella concarica elettrica ze e

d2E

dxdω=

z2e2

4πεo

ω

c2

[1− 1

β2n2(ω)

]= z2 αhω

csin2 θc(ω)

e il numero di fotoni emessi con energia hω e

d2n

dxdω=

z2α

csin2 θc(ω)

Il numero di fotoni emessi per unita di percorso si ottiene integrando nell’intervallodi frequenza ∆ω in cui n(ω) e positivo, ω < ωo, ed e soddisfatta la condizione perl’effetto Cerenkov 1/β < n(ω) < n(ωo)

dn

dx=

z2α

c

∫

∆ωsin2 θc(ω) dω ≈ z2α

c〈sin2 θc〉 ∆ω

L’intervallo di frequenza per cui queste condizioni sono soddisfatte nei materialitrasparenti alla radiazione e nel visibile e ultravioletto con h∆ω ≈ 2 eV e il numeromedio di fotoni emessi per unita di percorso e

〈dn

dx〉 ≈ 600 fotoni cm−1 · z2 sin2 θc

L’emissione di radiazione Cerenkov non contribuisce apprezzabilmente alla perditadi energia della particella poiche dE/dx ≈ z2 sin2 θc [keV cm−1] . L’effetto Cerenkovha importanti applicazioni nella rivelazione di particelle cariche e nella misura dellaloro velocita.

85

1.4.5 Radiazione di transizione

Un altro fenomeno legato alle proprieta dielettriche del materiale e l’emissione diradiazione prodotta da una particella carica relativistica, β ≈ 1, quando passa da unmateriale ad un altro con diversa costante dielettrica. La radiazione di transizionee stata studiata da Franck e Ginsburg nel 1946. Consideriamo una particella dicarica elettrica q che si muove nel vuoto nella direzione z con velocita βc e incidenormalmente sulla superficie di un materiale di indice di rifrazione n(ω) (Fig.1.48).Il campo elettrico della particella in un punto ~r′ a distanza ρ′ dalla linea di volo hacomponenti

EL =q

4πε

γβct

[ρ′2 + (γβct)2]3/2ET =

q

4πε

γρ′

[ρ′2 + (γβct)2]3/2

e polarizza il materiale. La polarizzazione nel punto r′ e tanto piu intensa quantominore e la distanza ρ′ e produce un campo di radiazione (appendice 4.7) che sipropaga con velocita di fase c/n(ω)

A(~r) ≈ µo

4π

eik′r

re−ik′r·~r′ k′ =

ω n(ω)

c

La radiazione emessa ad angolo polare θ nel piano z − x con frequenza ω ha una

q

θθθθ

k

φφφφ'

r'

ρρρρ'

x

y

z

z'd(ωωωω)

Figure 1.48: Emissione di radiazione di transizione

differenza di fase rispetto alla particella

∆φ ≈ kz′ − (k′z′ cos θ + k′ρ′ sin θ cos φ′) = (k − k′ cos θ)z′ − k′ρ′ sin θ cos φ′

con k = ω/βc. Lo spettro di frequenza si estende fino all’inverso del tempo d’urto∆t = ρ′/γβc: ω ≈ 1/∆t = γβc/ρ′. Quindi radiazione coerente puo essere emessa sesono soddisfatte le due condizioni

ωn(ω)

c

γβc

ωsin θ < 1 θ <

1

γβn(ω)(

ω

βc− ωn(ω)

ccos θ

)z′ < 1 z′ <

c

ω

1

1/β − n(ω) cos θ

La prima condizione implica che la radiazione e emessa in avanti (θ < 1/γ), laseconda che la radiazione e emessa in una regione, detta zona di formazione, im-mediatamente a valle della superficie del materiale. La radiazione e emessa con

86

frequenze maggiori della frequenza di plasma ωp del materiale. Per un materialedi densita ≈ 1 g cm−3 si ha tipicamente hωp ≈ 20 eV e l’emissione si estendedall’ultravioletto alla regione dei raggi X.

Approssimando β−1 ≈ 1 + 1/2γ2, n(ω) ≈ 1 − ω2p/2ω

2, cos θ ≈ 1, la zona diformazione della radiazione di transizione

d(ω) =c

ω

1

1/β − n(ω)=

2γc

ωp

1

ω/γωp + γωp/ω=

2γc

ωp

1

ν + 1/νν =

ω

γωp

ha il valore massimo per ν = 1: dmax = γc/ωp ≈ γ · 10 nm. L’energia irraggiata perunita di frequenza da una particella di carica elettrica ze e

dE

dν=

z2α

πγ hωp [(1 + 2ν2) ln(1 + 1/ν2)− 2]

L’energia totale irraggiata e

E =∫ dE

dνdν ≈ z2α

3γ hωp ≈ z2 γ · 0.05 eV

Quindi anche per una particella ultrarelativistica questa energia e molto piccola enon contribuisce alla perdita di energia. Questo effetto e comunque di notevoleinteresse perche permette di identificare le particelle con valori di γ elevati e, se siconosce la massa, di misurarne l’energia E = γmc2.

1.4.6 Diffusione coulombiana multipla

Nell’attraversare un materiale una particella carica perde energia nelle collisioni congli elettroni atomici senza cambiare apprezzabilmente direzione mentre viene deflessanelle collisioni elastiche con i nuclei atomici senza perdita apprezzabile di energiacinetica. La sezione d’urto di interazione col campo elettrico del nucleo (capitolo???) e fortemente piccata a piccoli angoli di diffusione

dσ

dΩ= r2

e(zZ)2 (mec2)2

4p2v2 sin4 θ/2

Se lo spessore del materiale non e piccolo, la particella subisce molte collisioni in cuie predominante l’effetto di diffusione ad angoli piccoli (Fig.1.49). Se nN = Noρ/A eil numero di nuclei per unita di volume, il numero di collisioni per unita di percorsoin cui la particella e diffusa nell’angolo solido dΩ e

d2n = nN dσ dx = 8πr2e (zZ)2 (mec

2)2

p2v2

θdθdx

θ4

dove abbiamo approssimato sin4 θ/2 ≈ θ4/16, dΩ ≈ θdθdφ e abbiamo integratosull’angolo azimutale φ. Nell’ipotesi che le successive collisioni siano indipendenti, e

87

Ze

e

zem

p

θz

θy θ

∆x

Figure 1.49: Diffusione coulombiana multipla

ragionevole assumere che la distribuzione nell’angolo di diffusione sia gaussiana. Ilvalore quadratico medio dell’angolo di diffusione per unita di percorso e

θ2s =

d〈θ2〉dx

=∫

θ2 d2n

dθdxdθ = 8πr2

e

Noρ

A(zZ)2 (mec

2)2

p2v2

∫ θ2dθ

θ3

θ2s = 8π r2

e

Noρ

A(zZ)2 (mec

2)2

p2v2ln

θmax

θmin

La relazione tra l’angolo di diffusione e il parametro d’urto (capitolo ???) e

tan θ/2 = zZmec

2

Mv2

re

b

e quindi, nell’approssimazione di piccoli angoli, possiamo sostituire θmax/θmin conbmax/bmin . Dato che il rapporto compare in un logaritmo una stima approssimatanon comporta errori di rilievo.

• Se il parametro d’urto e maggiore delle dimensioni atomiche la carica delnucleo e schermata da quella degli elettroni e il campo elettrico si annulla;quindi assumiano bmax ≈ 〈ratomo〉. Nel modello atomico di Thomas-Fermi(appendice 4.17) il raggio medio della distribuzione di carica nell’atomo e〈ratomo〉 ≈ (re/α

2)Z−1/3.

• Se il parametro d’urto e minore delle dimensioni del nucleo, la carica efficacediminuisce e quindi anche la sezione d’urto (capitolo ???); quindi assumianobmin ≈ 〈rnucleo〉. La fenomenologia dei nuclei atomici (capitolo ???) mostra cheil raggio medio della distribuzione di carica nel nucleo e 〈rnucleo〉 ≈ reA

1/3/2.

Con queste scelte si ha

θmax

θmin

=2

α2

(Z

A

)1/3

Z−2/3 =

(√2

α

(Z

A

)1/6

Z−1/3

)2

≈ (183 Z−1/3)2

e l’angolo quadratico medio per unita di percorso si esprime

θ2s = 16π r2

e

Noρ

A(zZ)2 (mec

2)2

p2v2ln 183 Z−1/3

88

θ2s =

(4π(mec

2)2

α

) (z

pv

)2 (4r2

eαNoZ

2ρ

Aln 183 Z−1/3

)

Il primo termine ha dimensioni [energia2]: Es = mec2[4π/α]1/2 ≈ 21 MeV . Il terzo

termine ha le dimensioni [cm−1] e definiamo il

cammino di radiazione1

Xo

= 4r2eα

NoZ2ρ

Aln 183 Z−1/3

Integrando su uno spessore finito di materiale, 〈θ2〉 =∫

θ2s dx, l’angolo medio di

diffusione coulombiana multipla

√〈θ2〉 = z

Es

pv

√x

Xo

e proporzionale alla carica elettrica, inversamente proporzionale all’impulso e dipendedalla radice quadrata dello spessore di materiale misurato in cammini di radiazione.Il cammino di radiazione, cosı chiamato perche e la lunghezza caratteristica dei pro-cessi di irraggiamento, e inversamente proporzionale al numero atomico Z e alladensita del materiale. Se si misura la traiettoria di una particella in un piano, nellaapprossimazione di angoli piccoli, 〈θ2〉 = 〈θ2

x〉 + 〈θ2y〉, l’angolo medio proiettato sul

piano e√〈θ2

proj〉 =

√〈θ2〉2

≈ z14 MeV

pv

√x

Xo

In realta la distribuzione misurata ha delle code non gaussiane dovute a collissionicon grandi angoli di deflessione e a effetti di correlazione che sono riprodotti concalcoli piu accurati.

1.4.7 Irraggiamento

Nelle collisioni elastiche con i nuclei atomici una particella carica viene acceleratae quindi emette radiazione elettromagnetica. La potenza emessa e proporzionaleal quadrato dell’accelerazione (appendice4.7). Poiche la forza coulombiana nondipende dalla massa, la potenza e inversamente proporzionale al quadrato dellamassa. Il fenomeno dell’irraggiamento, detto anche bremsstrahlung, e molto piuimportante per gli elettroni che per le altre particelle. Per particelle piu pesantidiventa non trascurabile solo per valori di γ À 1. Facciamo quindi l’ipotesi β ≈ 1e che la velocita della particella non cambi apprezzabilmente durante la collisionecol nucleo. Tratteremo il fenomeno sulla base di considerazioni semplici e in modoapprossimato. La trattazione accurata dell’irraggiamento di elettroni nel campo deinuclei

e− N → N e− γ

e stata fatta da Bethe e Heitler nel 1934 tenendo conto degli effetti quantistici.Consideriamo una particella di massa M , carica ze, con velocita ~v e parametro

d’urto b rispetto ad un nucleo di carica Ze e calcoliamo la potenza emessa per

89

ZezeM

a

E

E'

EγdEdω

ω

Figure 1.50: Irraggiamento nel campo di un nucleo

irraggiamento nel riferimento della particella, O′, dove la componente trasversa delcampo elettrico del nucleo appare espansa del fattore γ (Fig.1.50). Abbiamo vistoche in questo riferimento l’impulso trasferito e dato dal prodotto della componentetrasversa del campo elettrico per un tempo d’urto pari a 2b/γv. Se la particella esoggetta ad una accelerazione a′, la potenza irraggiata (appendice 4.7) e

a′ = γzZe2

4πεob2

1

MW ′ =

2

3

(ze)2

4πεo

a′2

c3= γ2 2

3

z4Z2e6

(4πεo)3

1

b4M2c3

L’energia emessa durante il tempo d’urto ∆t′ = 2b/γv e

∆E ′ =∫

W ′dt′ = γ4

3

z4Z2e6

(4πεo)3

1

b3M2c3v

Lo spettro di frequenza di un fenomeno impulsivo di durata ∆t′ = 2b/γv e approssi-mativamente uniforme fino alla frequenza di taglio ω′c = γv/2b (Fig.1.50) e quindil’energia irraggiata per unita di frequenza e

dE ′

dω′≈ ∆E ′

ω′c=

8

3

z4Z2e6

(4πεo)3

1

b2M2c3v2

Lo spettro di frequenza dE/dω e una quantita invariante perche energia e frequenzasi trasformano allo stesso modo. Nel laboratorio la frequenza della radiazione etrasformata per effetto Doppler

ω = γω′(1− β cos θ′) tan θ =sin θ′

γ(cos θ′ − β)

e, tenendo conto che la distribuzione angolare della radiazione nel riferimento dellaparticella e approssimativamente uniforme (appendice 4.7), troviamo che

• lo spettro di energia irraggiata per unita di frequenza

dE

dω=

8

3z4Z2 r2

e

e2

4πεo

m2e

M2

1

β2c

1

b2

e approssimativamente uniforme fino alla frequenza massima ωc ≈ βγ2c/2b;

• la radiazione e emessa ad angoli piccoli, θ ≈ 1/γ, e l’angolo di emissione nondipende dalla frequenza.

90

L’energia irraggiata viene emessa sotto forma di quanti, i fotoni, con energia Eγ =hω. Il numero di fotoni irraggiati per intervallo unitario di energia e

dn

dEγ

=1

Eγ

dE

dhω

In un materiale con nN = Noρ/A nuclei per unita di volume, il numero di collissioniper unita di percorso con parametro d’urto compreso tra b e b+ db e 2πnNbdbd`.Il numero di fotoni irraggiati per intervallo unitario di energia e per unita di percorsosi ottiene integrando sui possibili valori del parametro d’urto

d2n

dEγd`=

1

Eγ

8π

3

z4

β2r2e α

m2e

M2

NoZ2ρ

Aln

bmax

bmin

Nel fissare i limiti di integrazione del parametro d’urto occorre tener conto dellediverse possibili situazioni di schermaggio della carica del nucleo da parte deglielettroni atomici. La distribuzione del numero di fotoni emessi si esprime (x = ρ`)

d2n

dEγdx=

z4

β2

m2e

M24r2

eαNoZ

2

A

F (E, Eγ)

Eγ

dove E e l’energia della particella e F (E, Eγ) e una funzione che tiene conto delloschermaggio. L’energia emessa per unita di percorso si ottiene integrando la re-lazione precedente

dE

dx=

∫ E

o

d2n

dEγdxEγ dEγ =

z4

β2

m2e

M24r2

eαNoZ

2

A

∫ E

oF (E, Eγ) dEγ

Poiche per particelle con massa M À me la probabilita di irraggiamento e moltopiccola, limitiamoci a considerare l’irraggiamento da parte di elettroni relativistici(z = 1, M = me, β ≈ 1). In questo caso

• per energia mec2 ¿ E ¿ mec

2Z−1/3/α la carica del nucleo non e schermata el’integrale vale ∫ E

oF (E,Eγ) dEγ =

(ln

2E

mec2− 1

3

)E

• per energia E À mec2Z−1/3/α la carica del nucleo e parzialmente schermata

e l’integrale vale

∫ E

oF (E,Eγ) dEγ =

(ln 183Z−1/3 +

1

18

)E

Quindi la perdita di energia per unita di percorso aumenta con l’energia e, perenergia elevata, e approssimativamente proporzionale a E. Ricordando la definzionedel cammino di radiazione, che abbiamo ottenuto assumendo bmin ≈ rnucleo e bmax ≈ratomo, si ha

dE

dx= 4r2

eαNoZ

2

A

(ln 183Z−1/3 +

1

18

)E ≈ E

Xo

91

Nell’attraversare un materiale di cammino di radiazione Xo un elettrone dissipa lasua energia iniziale Eo con andamento esponenziale: E(x) = Eoe

−x/Xo .In questa trattazione molto approssimata abbiamo trovato che la distribuzione

in energia irraggiata e uniforme. In realta questa conclusione non e corretta, ma euna discreta approssimazione per elettroni di energia elevata. Con questa approssi-mazione, cioe considerando F (E, Eγ) ≈ 〈F (E, Eγ)〉 ≈ ln 183Z−1/3, la sezione d’urtodi irraggiamento per elettroni di alta energia e

dσ

dEγ

= 4r2eα Z2 F (E, Eγ)

Eγ

≈ 4r2eα

Eγ

Z2 ln 183Z−1/3

E interessante notare che la sezione d’urto e proporzionale alla sesta potenza dellacarica elettrica (alla terza potenza della costante α) e su questo torneremo piu avanti.

• Interazioni dei fotoni

1.4.8 Effetto fotoelettrico

Fotoni di energia maggiore dell’energia di legame degli elettroni atomici vengonoassorbiti dagli atomi che vengono ionizzati. Gli elettroni sono emessi con energiacinetica

Ke = Eγ − Elegame

e il nucleo atomico assorbe parte dell’impulso del fotone. La sezione d’urto delprocesso

γ A → A+ e−

decresce approssimativamente come E−3γ e mostra delle discontinuita in corrispon-

denza delle energie degli orbitali atomici . . . M, L, K dove si aprono i canali diassorbimento. Una trattazione rigorosa dell’effetto fotoelettrico e difficile percherichiede la conoscenza delle funzioni d’onda degli stati atomici. Per energia mag-giore dell’energia di legame degli orbitali K, la sezione d’urto di assorbimento deiraggi X e approssimativamente

σp.e. ≈ σT 4α4Z5

(mec

2

Eγ

)3

dove σT = (8π/3)r2e e la sezione d’urto di Thomson. La sezione d’urto ha una forte

dipendenza dal numero atomico Z: la probabilita del singolo processo di assorbi-mento e proporzionale a Z4 e vi e un altro fattore Z per tener conto del numero dielettroni. Il coefficiente di assorbimento per effetto fotoelettrico in un materiale connA atomi per unita di volume e

µp.e. = nA σp.e. =Noρ

Aσp.e.

92

1.4.9 Effetto Compton

Per fotoni con energia molto maggiore dell’energia di legame degli elettroni atom-ici, questi si possono considerare liberi. L’effetto Compton rappresenta il processoelementare di diffusione elastica

γ e− → γ e−

Nel riferimento dell’elettrone un fotone di energia E viene diffuso ad angolo polareθ con energia E ′ (appendice 4.6)

E ′ =E

1 + (E/mec2)(1− cos θ)

La differenza tra la lunghezza d’onda della radiazione diffusa e quella della radiazioneincidente dipende solo dall’angolo di emissione

λ′ − λ = λc(1− cos θ)

questa fu l’osservazione che fece Compton 29 e misuro la lunghezza d’onda Comptondell’elettrone: λc = h/mec. L’elettrone acquista energia cinetica Ke ed e emesso adangolo θe

Ke = E(E/mec

2)(1− cos θ)

1 + (E/mec2)(1− cos θ)tan θe =

1

(1 + E/mec2) tan θ/2

l’energia dell’elettrone e massima quando il fotone e diffuso all’indietro, θ = π. Sel’energia e E À mec

2 il fotone cede la maggior parte della sua energia all’elettrone.La sezione d’urto e stata calcolata da Klein e Nishina nel 1928

dσ

dΩ=

r2e

2

(E ′

E

)2 (E ′

E+

E

E ′ − sin2 θ

)

Per piccoli valori dell’energia, E ¿ mec2, E ′ → E, la sezione d’urto ha come limite

la sezione d’urto di Thomson dσ/dΩ = (r2e/2)(2 − sin2 θ). E interessante notare

che la sezione d’urto dell’effetto Compton, come la sezione d’urto di Rutherford, eproporzionale alla quarta potenza della carica elettrica (al quadrato della costanteα). La sezione d’urto totale e

σC = 2πr2e

[2

ε2

(1− 1 + ε

2εln(1 + 2ε)

)+

1

2εln(1 + 2ε) +

1 + ε

(1 + 2ε)2

]

Con ε = E/mec2. Per ε À 1 ha l’andamento asintotico

σC ≈ πr2e

mec2

E

(1

2+ ln

2mec2

E

)

Il coefficiente di assorbimento per effetto Compton in un materiale con ne atomi perunita di volume e

µC = ne σC =NoZρ

AσC


93

1.4.10 Produzione di coppie

Quando l’energia e sufficientemente elevata, un fotone puo essere assorbito conver-tendo la sua energia nella massa di una coppia particella-antiparticella nel campoelettrico di un nucleo. Il rinculo del nucleo assicura la conservazione dell’impulso. Inrealta questo effetto e importante solo per produzione di coppie elettrone-positroneche puo avvenire se l’energia del fotone e E > 2mec

2. Considerando che la cor-rente di un elettrone e equivalente a quella di un positrone con impulso opposto eche, come sara chiarito piu avanti, l’interazione elettromagnetica e invariante perinversione temporale, ci possiamo convincere che il processo di produzione di coppie

γ N → N e+ e−

ha molte analogie con il processo di irraggiamento da parte di un elettrone nel campodel nucleo (Fig.1.51), e− N → e− N γ.

Ze

γe

e

Ze

γe

e

Figure 1.51: Irraggiamento e produzione di coppie elettrone-positrone nel campo diun nucleo

Molte delle considerazioni fatte per l’irraggiamento sono valide anche per la pro-duzione di coppie. Il bilancio di energia e impulso nel processo e

E = K ′ + K ′′ + 2mec2 + KN ~p = ~p′ + ~p′′ + ~pN

e possiamo trascurare l’energia cinetica del nucleo poiche pN ≈ mec, quindi si haE ′ = K ′ + mec

2 = E − E ′′.La sezione d’urto differenziale per produzione di coppie e+e− e proporzionale al

quadrato della carica del nucleo e si esprime

dσ

dE ′ = 4αr2e Z2 F (E,E ′)

E ′

dove E e l’energia del fotone, E ′ e l’energia di una delle due particelle prodottee F (E, E ′) e una funzione che tiene conto dei limiti di integrazione sul parametrod’urto e dello schermaggio del campo elettrico del nucleo. L’angolo medio di pro-duzione di elettroni e positroni rispetto alla direzione del fotone e θ ≈ mec

2/E. Lasezione d’urto si ottiene integrando la relazione precedente

σp.p. = 4αr2e Z2

∫ E−2mc2

o

F (E,E ′)E ′ dE ′

94

• per energia 2mec2 ¿ E ¿ mec

2Z−1/3/α la carica del nucleo non e schermatae l’integrale vale

∫ E−2mc2

o

F (E, E ′)E ′ dE ′ =

7

9ln

2E

mec2− 109

54

• per energia E À mec2Z−1/3/α la carica del nucleo e parzialmente schermata

e l’integrale vale

∫ E−2mc2

o

F (E,E ′)E ′ dE ′ =

7

9ln 183Z−1/3 − 1

54

La sezione d’urto di produzione di coppie e+e−, ha la soglia a E = 2mec2, cresce

lentamente con il logaritmo dell’energia del fotone e diventa approssivamente costantea energia E À mec

2Z−1/3/α . Il coefficiente di assorbimento in un materiale checontiene nN nuclei per unita di volume e µp.p. = (Noρ/A)σp.p. e, dalla definizione dicammino di radiazione, per fotoni di energia elevata e

µp.p. ≈ 4αr2e

NoZ2ρ

A

7

9ln 183Z−1/3 =

7

9 Xo

Quindi un fotone di energia elevata ha una probabilita di conversione pari a e−7x/9Xo

nell’attraversare un materiale di spessore x.La sezione d’urto dei diversi processi con cui i fotoni interagiscono con gli atomi

o con i nuclei (effetto fotoelettrico, effetto Compton e produzione di coppie) dipendedall’energia Eγ e dalle proprieta dei materiali (densita, numero atomico e peso atom-ico). La Fig.1.52 mostra la sezione d’urto totale (risultati sperimentali) e il risultatodel calcolo dei diversi contributi alla sezione d’urto in funzione dell’energia in Car-bonio e Piombo. La sezione d’urto per effetto fotoelettrico decresce rapidamente conl’aumentare dell’energia e si osservano le soglie di eccitazione degli elettroni dei di-versi orbitali atomici, la sezione d’urto per produzione di coppie elettrone-positroneaumenta rapidamente dopo la soglia (Eγ > 2me) e poi diventa approssimativamentecostante, mentre il contributo dell’effetto Compton e piu importante nella regionedi energia intermedia (Eγ = 100 keV ÷ 10 MeV ).

Il coefficiente di assorbimento dei fotoni e la somma dei vari contributi µγ =µp.e + µC + µp.p. La lunghezza di attenuazione λ = 1/µ, misurata in g cm−2, emostrata in Fig.1.53 in funzione dell’energia per diversi elementi.

1.4.11 Sciami elettrofotonici

Elettroni e positroni di energia E À mec2 hanno elevata probabilita di emettere

fotoni di bremsstrahlung e−N → N e−γ; lo spessore di materiale che caratterizzaquesto processo e il cammino di radiazione, Xo. D’altra parte, fotoni di alta energiahanno elevata probabilita di convertire in coppie elettrone-positrone γN → N e+e−;lo spessore di materiale caratteristico e 7Xo/9. In entrambe questi processi l’energia

95

Photon Energy

1 Mb

1 kb

1 b

10 mb10 eV 1 keV 1 MeV 1 GeV 100 GeV

(b) Lead (Z = 82)

− experimental σtot

σp.e.

κe

Cro

ss s

ect

ion

(b

arn

s/a

tom

)C

ross

sect

ion

(b

arn

s/a

tom

)

10 mb

1 b

1 kb

1 Mb

(a) Carbon (Z = 6)

σRayleigh

σRayleigh

σCompton

σCompton

κnuc

κnuc

κe

σp.e.

− experimental σtot

Figure 1.52: Sezione d’urto totale di fotoni in Carbonio e Piombo in funzionedell’energia (S.Eidelman et al., Physics Letters B592, 1, 2004)

cinetica della particella primaria, elettrone o fotone, e convertita in energia cineticadelle due particelle secondarie e non e ceduta agli atomi del materiale. Quindi unelettrone o un fotone di energia elevata da origine ad un fenomeno moltiplicativo diproduzione di elettroni, positroni e fotoni secondari che continua finche l’energia deisecondari non e cosı piccola da far prevalere i fenomeni dissipativi di ionizzazioneed eccitazione degli atomi. L’assorbimento di fotoni per effetto fotoelettrico e im-portante solo per energie inferiori al MeV . Per elettroni e positroni il fenomeno diionizzazione e importante solo a energie di qualche decina di MeV .

Definiamo energia critica di un materiale l’energia per cui la perdita di energiaper irraggiamento e uguale alla perdita di energia per ionizzazione

(dE

dx

)

rad

= 4αr2e

NoZ2

AE ln 183Z−1/3

(dE

dx

)

ion

= 4πr2e mec

2 NoZ

A

1

β2

(ln

2mec2β2γ2

〈I〉 − β2

)

Per elettroni di alta energia, β ≈ 1, (dE/dx)ion e approssimativamente costante e siha

(dE/dx)rad

(dE/dx)ion

≈ α E ln183Z−1/3

π mec2 ln[2mec2γ2/〈I〉] ≈ZE

1600 mec2

96

Photon energy

100

10

10–4

10–5

10–6

1

0.1

0.01

0.001

10 eV 100 eV 1 keV 10 keV 100 keV 1 MeV 10 MeV 100 MeV 1 GeV 10 GeV 100 GeV

Si

C

Fe Pb

H

Sn

Figure 1.53: Lunghezza di assorbimento di fotoni in diversi elementi in funzionedell’energia (S.Eidelman et al., Physics Letters B592, 1, 2004)

energia critica Ec ≈ 1600

Zmec

2

Gli sciami elettrofotonici sono stati osservati in raggi cosmici da Blackett e Oc-chialini nel 1933. Uno studio approfondito dello sviluppo degli sciami e stato fattoda Rossi e Greisen nel 1940. Per spiegare il fenomeno in modo qualitativo e ap-prossimato facciamo le ipotesi:

• la particella primaria ha energia molto maggiore dell’energia critica;

• il coefficiente di assorbimento e lo stesso per elettroni e fotoni: consideriamoun cammino di radiazione medio Xo;

• in ogni lunghezza di dimezzamento, Xo ln 2, una particella produce due secon-dari ( e± → e± γ oppure γ → e+ e− ) ciascuno con meta dell’energia;

• i secondari sono emessi ad angoli piccoli, θ ≈ mec2/E, in avanti;

• i secondari non cedono energia al materiale se E > Ec.

Con queste ipotesi il numero di secondari aumenta con legge esponenziale se hannoenergia sufficiente ad alimentare lo sviluppo dello sciame. Se Eo e l’energia dellaparticella che inizia lo sciame, dopo uno spessore x di materiale si ha (t = x/Xo)

• numero medio di secondari nsec(t) = 2t

• energia media dei secondari Esec(t) = Eo/nsec(t) = Eo/2t

• massimo sviluppo dello sciame t = tmax = lnEo/Ec

ln2

• numero di secondari al massimo nsec(tmax) = Eo/Ec

97

Quando lo sciame ha raggiunto il massimo sviluppo, allo spessore tmax, gli elettronie i positroni hanno energia media E ≈ Ec e iniziano a dissipare la loro energia incollisioni inelastiche con gli atomi del materiale e il numero di secondari decresceesponenzialmente con il coefficiente di assorbimento µ definito dalla sezione d’urtodi ionizzazione. Quindi lo sviluppo longitudinale di uno sciame elettrofotonico haun andamento crescente fino allo spessore tmax e poi un decadimento esponenziale.Il numero di secondari e usualmente parametrizzato nella forma

nsec(x) = a (x/Xo)b e−µx

e il numero totale di secondari prodotti

ntot =∫ ∞

onsec(x) dx

e proporzionale all’energia della particella primaria.Nei fenomeni moltiplicativi di bremsstrahlung e produzione di coppie l’angolo

di emissione dei secondari, θ ≈ mec2/E, e minore dell’angolo medio di diffusione

coulombiana multipla in uno spessore Xo, 〈θs〉 ≈ 21 MeV/E. Quindi lo sviluppolaterale dello sciame e determinato dalla diffusione coulombiana dei secondari carichie la dimensione tipica di uno sciame nel piano trasverso e

〈r⊥〉 ≈ 21 MeV

Ec

Xo

detto raggio di Moliere.

1.5 Metodi di rivelazione delle particelle

Gran parte dei metodi di rivelazione delle radiazioni sono basati sulla perdita di en-ergia per ionizzazione delle particelle cariche nell’attraversare spessori di materiale.In questo caso, gli elettroni e gli ioni prodotti lungo il percorso sono la sorgente delsegnale che rivela il passaggio della particella. Il numero di coppie di ioni i+e− perunita di percorso e chiamato ionizzazione specifica ed e il rapporto tra la perdita dienergia per ionizzazione, (dE/dx)ion, e l’energia necessaria per produrre una coppiai+e−. Questa dipende dal materiale ed e tipicamente 20÷30 eV . I metodi usati perrivelare fotoni dipendono dalla loro energia: a bassa energia, E < 100 keV , si rive-lano gli elettroni emessi per effetto fotoelettrico, per E ≈ 1 MeV si sfrutta l’effettoCompton e ad alta energia il meccanismo di produzione di coppie e+e− e la capacitadi iniziare sciami elettrofotonici. I metodi per rivelare neutroni sono basati sulleloro interazioni nucleari: ad energia sufficientemente elevata si rivelano le particellecariche prodotte nelle reazioni nucleari, a bassa energia si usano materiali con nucleileggeri cui i neutroni cedono energia cinetica per urto. I vari metodi sono essenzial-mente basati sui processi studiati nel capitolo ???. I parametri importanti sono laionizzazione specifica, per le particelle cariche, e il coefficiente di assorbimento perfotoni e neutroni.

Le caratteristiche principali di un rivelatore sono:

98

• il potere risolutivo temporale: la capacita di definire l’istante di passaggio dellaparticella; per alcuni rivelatori si parla di tempo di sensibilita che e l’intervallodi tempo in cui il rivelatore e in grado di rivelare la particella;

• il potere risolutivo spaziale: la capacita di localizzare il passaggio della parti-cella;

• l’efficienza di rivelare la particella;

• il tempo di recupero necessario per tornare in efficienza dopo aver registratouna particella.

Alcuni rivelatori hanno bisogno di un comando esterno, comunemente chiamato trig-ger, per essere in grado di rivelare una particella. Questo viene fornito da rivelatoricon un potere risolutivo temporale adatto e con risposta rapida.

Nel seguito diamo un elenco dei pricipali metodi per rivelare le particelle senzaentrare nel dettaglio, ma per fornire informazione sufficiente a capire gli esperi-menti. Alcuni rivelatori hanno un interesse storico per l’importante contributo allaconoscenza nel campo della fisica nucleare e subnucleare, ma non vengono piu uti-lizzati. Molti rivelatori sono chiamati camere: e una brutta traduzione dall’inglesema e di uso corrente.

1.5.1 Rivelatori di tracce

Un rivelatore di tracce e usato per misurare molti punti vicini lungo il passaggio diuna particella carica per ricostruirne la traiettoria.

Camera a nebbia

La camera a nebbia, detta anche camera di Wilson 30 che ideo la tecnica e realizzola prima nel 1912, ha avuto un ruolo fondamentale nei primi studi dei raggi cosmici.Il principio di funzionamento e basato sulla proprieta di un gas sovrasaturo, intotale assenza di polveri, di produrre goccioline dove sono presenti ioni a seguito diuna rapida espansione. Se l’espansione avviene entro un breve intervallo di temporispetto al passaggio di una particella ionizzante, le goccioline si formano attornoagli ioni prodotti. Il tempo di sensibilita e tipicamente di 10 − 100 ms. In moltiesperimenti l’espansione della camera a nebbia e fatta in modo asincrono. Il tempodi sensibilita e comunque abbastanza lungo perche si possa utilizzare un comandoesterno. La posizione delle goccioline viene registrata illuminando e fotografandola camera a nebbia subito dopo l’espansione. Il ritardo deve essere sufficientementebreve perche le goccioline non diffondano nel gas. La risoluzione spaziale dipendedalle dimensioni e dalla diffusione delle goccioline ed e tipicamente ≈ 0.5 mm. Iltempo di recupero necessario perche dopo un’espansione il gas sia nelle condizionidi rivelare il passaggio di un’altra particella e di alcuni secondi.


99

Camera a diffusione

Il principio di funzionamento della camera a diffusione e lo stesso della camera anebbia, ma non ha bisogno di espansione perche le condizioni di gas sovrasaturo perla formazione di goccioline attorno agli ioni vengono mantenute con un delicato pro-cedimento di diffusione del vapore all’interno della camera. La camera a diffusioneha il vantaggio di funzionare in modo continuo e, poiche non e necessario espandereil gas, di poter funzionare a pressione. La camera a diffusione e stata utilizzata inesperimenti con fasci di particelle prodotti da acceleratori. La risoluzione spazialee ≈ 0.5 mm ed e limitata dai moti convettivi della diffusione del vapore all’internodella camera.

Camera a bolle

Il materiale sensibile in una camera a bolle e un liquido in cui la pressione idrostaticae mantenuta per un breve intervallo di tempo piu bassa della tensione di vapore.In queste condizioni il liquido surriscaldato non bolle spontaneamente, le bolle sipossono formare solo se c’e un aumento locale di temperatura; questo e prodottodall’energia rilasciata da particelle ionizzanti. L’energia necessaria per produrre lecondizioni di crescita di una bolla e tipicamente 10 ÷ 100 eV . La camera a bolle estata ideata da Glaser 31 che realizzo la prima nel 1952. La camera a bolle funzionain modo ciclico: nello stato di riposo si ha p > pvap; una rapida espansione portala camera nella condizione di funzionamento in cui p < pvap; segue una rapida com-pressione per tornare nella condizione di riposo. Nella condizione di funzionamentoil tempo di sensibilita e di circa 10 ms, la durata del ciclo e tipicamente una frazionedi secondo.

Le camere a bolle sono state usate in esperimenti presso acceleratori con il ciclodi operazione sincronizzato con l’estrazione del fascio in modo che questo attraversila camera durante il periodo di sensibilita, le tracce formate dalle bollicine vengonoilluminate e fotografate entro un intervallo di tempo di qualche ms sufficiente a farformare le bolle, ma prima che queste siano troppo grandi per non degradare larisoluzione spaziale che e tipicamente di 0.3 mm. Il liquido della camera a bollecostituisce anche il bersaglio: camere a bolle usate con idrogeno e deuterio liquidohammo permesso di studiare le reazioni di particelle con protoni e neutroni. Liquidinobili e liquidi organici piu pesanti sono usati per aumentare la densita del bersaglioe quindi la luminosita di un esperimento.

Emulsioni nucleari

Bequerel per primo osservo nel 1896 che le emulsioni fotografiche sono sensibilialle radiazioni. Da allora si e cercato di capire la natura di questo fenomeno e disviluppare metodi di rivelazione basati sulle emulsioni fotografiche. Emulsioni capacidi rivelare tracce di particelle di bassa energia e altamente ionizzanti, come i raggi α,


100

sono state utilizzate dal 1925. Nel 1939 Powell 32 in collaborazione con i laboratoriIlford realizzo le prime emulsioni sensibili a particelle al minimo di ionizzazione.

Le emulsioni nucleari sono costituite da grani di bromuro di argento, AgBr,di dimensioni della frazione di µm distribuiti in una gelatina con una densita dialcuni grani/10 µm. La particella ionizzante produce lungo il suo percorso elettroniche tendono a trasformare i grani in Ag metallico. Questa trasformazione vienecompletata quando, dopo l’esposizione, l’emulsione viene sottomessa al processochimico dello sviluppo per cui i grani di Ag, non trasparenti, riproducono la tracciadella particella nella emulsione. Le emulsioni sono preparate in lastre dello spessoredi 300÷500 µm e della dimensione di circa 200 cm2 e, una volta sviluppate, vengonoosservate al microscopio.

Le emulsioni nucleari non hanno alcuna risoluzione temporale poiche sono sen-sibili dal momento della produzione al momento dello sviluppo e durante questoperiodo vanno tenute ain condizioni di bassa umidita, bassa temperatura e, possi-bilmente, schermate da sorgenti di radiazione che non si vuol rivelare. Hanno d’altraparte un’ottima risoluzione spaziale data dalla dimensione dei grani impressionati,≈ 1 µm, e dalla loro distanza, < 10 µm. Con emulsioni nucleari si puo determinarela ionizzazione specifica di una particella, misurando la densita di grani impression-ati, e la direzione della particella, ossevando l’aumento della diffusione coulombianamultipla dovuto alla perdita di energia lungo il percorso.

Camera a scintilla

La camera a scintilla, sviluppata negli anni ’50, e costuita da lastre conduttricipiane, tipicamente distanziate di 1 cm, connesse atlernativamente a massa e ad ungeneratore impulsivo di tensione. Tra le lastre vi e un gas nobile che viene ionizzatodal passaggio di una particella carica. Se immediatamente dopo il passaggio dellaparticella, prima che avvenga la ricombinazione degli ioni, si applica un campoelettrico di ≈ 10 kV/cm gli elettroni vengono fortemente accelerati e innescanouna scarica lungo la traccia di ionizzazione lasciata dalla particella. L’impulso ditensione deve essere comandato da rivelatori rapidi entro il tempo di sensibilita, chee ≈ 0.5 µs, e deve essere breve, < 0.1 µs, per limitare l’energia e quindi la dimensionedella scarica. Le scintille sono facilmente visibili e possono essere fotografate. Larisoluzione spaziale e definita dalla dimensione della scarica ed e tipicamente < 1 mmper tracce normali agli elettrodi e peggiora leggermente per tracce inclinate. Vi eun tempo di recupero di circa 1 ms per eliminare la ionizzazione residua prodottadalla scarica.

Camera a streamer

Nella camera a streamer, come nella camera a scintilla, il mezzo sensibile e ungas nobile che viene ionizzato dal passaggio di una particella carica. In questocaso i due elettrodi sono piu distanti tra loro e il campo elettrico, ≈ 20 kV/cm,


101

viene eccitato per un tempo molto breve ≈ 10 ns. In questo breve intervallo ditempo gli elettroni sono fortemente accelerati e producono altri elettroni secondaridi ionizzazione che emettono radiazione, ma l’energia non e sufficiente a innescare lascarica. La radiazione emessa lungo la traccia di ionizzazione e visibile e puo esserefotografata. Anche in questo caso c’e bisogno di un comando esterno: piu breve e ilritardo migliore e la risoluzione spaziale, tipicamente < 1 mm.

1.5.2 Scintillatori

Alcuni materiali emettono luce di scintillazione quando sono attraversati da parti-celle ionizzanti. Questo fenomeno, osservato da Crookes nel 1903, fu utilizzato perrivelare le particelle α nell’esperimento di Rutherford. Il metodo di rivelazione dellaluce di scintillazione e stato reintrodotto nella sperimentazione in fisica nucleare daCuran e Baker nel 1944.

Una particella ionizzante eccita le molecole del materiale e queste si disecci-tano emettendo radiazione di fluorescenza. Se le caratteristiche dei livelli atomici omolecolari sono tali che la diseccitazione avviene attraverso stati intermedi, la ra-diazione non viene riassorbita e il materiale e trasparente alla luce di fluorescenzaemessa. Per effetto degli stati intermedi i materiali scintillanti hanno usualmenteuna componente con tempo di decadimento rapida e una piu lenta. Esistono nu-merosi materiali scintillanti sotto forma di cristalli organici e inorganici, materialiplastici e liquidi che emettono luce di scintillazione nel visibile con tempi di decadi-mento 10−9 ÷ 10−8 s. L’energia necessaria per produrre un fotone e tipicamente10 eV .

La luce emessa viene convogliata mediante guide di luce e inviata sul fotocatododi un fotomoltiplicatore dove viene convertita per effetto fotoelettrico con efficienzaquantica tipicamente 20%; i fotoelettroni prodotti sul fotocatodo vengono acceleratie moltiplicati con opportuni campi elettrici in pochi ns con un fattore di guadagno106 ÷ 108. La risoluzione temporale di uno scintillatore e ≈ 1 ns e la risposta puoessere usata per fornire il trigger ad altri rivelatori. La risoluzione spaziale e definitadalle dimensioni del rivelatore. Il tempo di recupero e quello necessario a eliminare lacarica accumulata dagli elettrodi (dinodi) del fotomoltiplicatore ed e molto piccolo,tipicamente < 10 ns.

1.5.3 Rivelatori Cerenkov

La luce Cerenkov prodotta in un materiale di indice di rifrazione n da una particellacon velocita β > 1/n e emessa in modo istantaneo ad un angolo cos θc = 1/βnrispetto alla linea di volo della particella. Il materiale puo esser solido, liquido ogassoso; in un gas si puo scegliere l’indice di rifrazione regolando la pressione. Ilnumero di fotoni emessi per unita di percorso e circa un fattore 30 minore che nel casodegli scintillatori e questo implica una lunghezza adeguata del materiale radiatoree un elevata efficienza quantica del fotorivelatore. Convogliando la luce emessa sulfotocadoto di uno o piu fotomoltiplicatori si puo selezionare una particella carica con

102

velocita maggiore della soglia di emissione. La risoluzione temporale di un rivelatoreCerenkov e circa 1 ns e la risposta puo essere usata per fornire il trigger ad altririvelatori. La risoluzione spaziale e definita dalle dimensioni del rivelatore. Il tempodi recupero e molto piccolo.

Oltre a rivelatori a soglia, si possono costruire rivelatori Cerenkov differenziali :sfruttando l’angolo di emissione si puo misurare direzione e velocita di una particellacarica.

1.5.4 Camere a ionizzazione

In questo tipo di rivelatori la carica elettrica prodotta per ionizzazione da una parti-cella carica viene raccolta con opportuni campi elettrici. Il materiale puo essere gas,liquido o solido. Le cariche prodotte migrano verso gli elettrodi seguendo le lineedi forza del campo. Un parametro importante e la velocita di deriva delle caricheprodotte nel materiale che e molto diversa per ioni e per elettroni.

Camera a fili

In una camera a fili il materiale e un gas e l’anodo e costituito da fili che hannola duplice funzione di produrre il campo elettrico e di amplificare la carica di ion-izzazione. I gas tipicamente usati sono miscele di gas nobili e di idrocarburi in cuiuna particella con z = 1 al minimo di ionizzazione rilascia ≈ 30 coppie i+e− percm a pressione atmosferica. La velocita di deriva degli elettroni dipende dal tipo digas, dalla pressione e dal campo elettrico ed e tipicamente ≈ 5 cm/µs a pressioneatmosferica nelle regioni in cui E ≈ 1 kV/cm. La velocita di deriva degli ioni positivie circa 104 volte maggiore.

Nelle vicinanze del filo il campo elettrico ha l’andamento ∼ 1/r e, se il raggiodel filo e piccolo, gli elettroni sono fortemente accelerati e producono elettroni sec-ondari formando un effetto valanga. Il fattore di moltiplicazione dipende dal gas,dalla pressione e dal campo elettrico e distingue diversi regimi di operazione di unrivelatore a fili. Se il fattore di moltiplicazione e inferiore a ≈ 106, il numero dielettroni secondari e approssimativamente proporzionale alla carica di ionizzazione(camera a fili proporzionale). Per valori maggiori il rivelatore funziona in regimesaturato in cui il numero di elettroni secondari e approssimativamente costante (ilcontatore realizzato da Geiger e Muller nel 1928 e un esempio). La moltiplicazioneavviene nella regione di poche decine di µm attorno al filo in un intervallo di tempodi qualche ns e il segnale in corrente in un rivelatore proporzionale e tipicamente diqualche µA.

Le camere a fili, sviluppate da Charpack 33 nel 1967, possono essere costruite indiverse configurazioni geometriche con l’anodo costituito da piani metallici, grigliedi fili, tubi, . . . La risoluzione temporale e definita dal tempo di raccolta della carica:se consideriamo come esempio un piano di fili anodici distanziati di 1 cm dal catodoe di 1 cm tra loro questa e ≈ 100 ns e la risoluzione spaziale e ≈ 3 mm. Il filo e


103

sempre attivo, ma per effetto della densita di carica dovuta alla moltiplicazione, ilcampo elettrico si riduce per un breve tratto lungo il filo: quindi il recupero e uneffetto locale.

Camera a deriva

Una camera a fili in cui si misura il tempo di deriva degli elettroni di ionizzazionerispetto ad un riferimento temporale esterno si chiama camera a deriva. Il segnaledi riferimento temporale puo essere fornito da un altro rivelatore (ad esempio scin-tillatori) o, in esperimenti presso acceleratori, da un segnale sincronizzato con ilpassaggio del fascio. In questo rivelatore la distanza tra il catodo e i fili anodicipuo essere grande: fino a ≈ 10 cm. La posizione della particella e misurata daltempo di deriva se si conosce la velocita di deriva degli elettroni di ionizzazione.La risoluzione spaziale e definita dagli effetti di diffusione degli elettroni durante lamigrazione verso l’anodo e dalla precisione con cui e nota la velocita di deriva ede tipicamente 100 − 200 µm. Disponendo opportunamente i piani di fili si costru-iscono rivelatori di tracce del tipo discusso in precedenza con tempo di recuperotrascurabile. Le prestazioni di un rivelatore a gas di questo tipo migliorano con lapressione: aumenta la ionizzazione specifica e diminuisce la diffusione degli elettroninel gas.

Camera a ionizzazione a liquido

L’utilizzo di un liquido in una camera a ionizzazione ha due vantaggi: la ioniz-zazione specifica e molto maggiore che in un gas e la diffusione delle cariche durantela migrazione verso gli elettrodi e molto minore. La maggiore densita ha pero dueinconvenienti: e molto difficile raggiungere le condizioni per la moltiplicazione avalanga ed e necessaria una bassissima concentrazione di impurita elettronegativeper ottenere un segnale. Per queste ragioni nelle camere a ionizzazione a liquido siutilizzano liquidi nobili (Ar, Kr, Xe) a bassa temperatura e il campo elettrico e realiz-zato con elettrodi piani paralleli. In questi liquidi la velocita di deriva degli elettronie costante ≈ 0.5 cm/µs in un ampio intervallo del campo elettrico (≈ 10 kV/cm). Inassenza di impurita elettronegative, il segnale indotto sugli elettrodi dal moto deglielettroni e proporzionale alla ionizzazione prodotta dalla particella. La risoluzionetemporale e definita dal tempo di raccolta della carica. La risoluzioni spaziale edefinita dalle dimensioni degli elettrodi che possono essere opportunamente segmen-tati. Il campo elettrico e sempre attivo e, poiche non c’e moltiplicazione, il tempodi recupero in questo rivelatore e praticamente inesistente.

Camera a ionizzazione a semiconduttore

La camera a ionizzazione a semiconduttore e realizzata con una giunzione polariz-zata inversamente completamente svuotata. I materiali usati sono Si, Ge o GaAscon elevata resistivita per limitare la corrente attraverso la giunzione. In Silicio,che e il materiale piu comunemente usato, lo spessore della zona di svuotamento,

104

tipicamente 200÷400 µm, si ottiene con una differenza di potenziale di circa 200 V .L’energia necessaria per produrre una coppia elettrone-lacuna e circa 3 eV . Conuna densita 2.3 g/cm3, il numero di cariche prodotte da una particella con z = 1 alminimo di ionizzazione e circa 3 104 e. La velocita di deriva e approssimativamenteuguale per elettroni e lacune, ≈ 5 cm/µs. Il segnale di carica indotta sugli elettrodidella giunzione ha un tempo di formazione di ≈ 1 ns. I rivelatori a semicondut-tore hanno quindi ottima risoluzione temporale. La risoluzione spaziale e definitadalle dimensioni dagli elettrodi, che non le moderne tecniche sviluppate per i cir-cuiti integrati, possono essere molto piccoli: si ottengono comunemente risoluzionidi ≈ 10 µm. Anche in questo caso il tempo di recupero e praticamente inesistente.

1.5.5 Metodi di misura delle variabili cinematiche

Negli esperimenti si misurano le variabili cinematiche delle particelle: direzione,impulso, velocita, energia, massa, . . . I metodi di misura dipendono dagli obiettivi edalle condizioni del particolare esperimento.

Misura di carica elettrica

I metodi di rivelazione delle particelle che abbiamo illustrato dipendono dal quadratodella carica elettrica che e un multiplo intero della carica elementare e. Quindiqualunque sia il metodo di misura c’e una dipendenza dalla carica elettrica. Il segnodella carica e misurato dal moto in campi elettrici o magnetici.

Misura di impulso

L’impulso di una particella carica si misura dalla curvatura della traiettoria in campomagnetico. La componente dell’impulso normale alla direzione del campo e pn =0.3 zB(`)ρ (in unita GeV, Tesla, metro) dove ρ e il raggio di curvatura, ze e lacarica elettrica e ` e la coordinata lungo la traiettoria. Consideriamo l’esempio diimpulso elevato, cioe raggio di curvatura grande e angolo di deflessione piccolo, eparticelle con z = 1.

• Se la misura e fatta con un rivelatore di tracce interno ad un campo magneticouniforme la sagitta dell’arco di circonferenza e inversamente proporzionaleall’impulso

(ρ− s)2 + (`/2)2 = ρ2 s =`2

8ρ

1

pn

=4 s

0.3∫

B(`)`d`

se l’errore di misura della sagitta e δs, la risoluzione in impulso e

δpn

pn

= pn4 δs

0.3∫

B(`)`d`

105

• Se la misura e fatta con rivelatori esterni al campo magnetico, l’angolo dideflessione e

θ =`

ρ

1

pn

=θ

0.3∫

B(`)d`

se si utilizzano due rivelatori di spessore D ciascuno con risoluzione angolareδθ = δs/D, la risoluzione e

δpn

pn

=δθ

θ= pn

√2 δs/D

0.3∫

B(`)d`

In entrambe i casi la precisione e definita dal potere risolutivo spaziale e peggioracon l’aumentare dell’impulso: δp/p ∝ p. Oltre agli errori strumentali occorre tenerconto della diffusione coulombiana multipla della particella carica lungo il percorso.In un tratto di lunghezza ` la particella viene deflessa con dispersione angolareδθ = (14 MeV/pβc)(`/Xo)

1/2 e questo produce un errore sulla misura dell’impulso

δpn

pn

=δθ

θ=

14 MeV

βc 0.3∫

B(`)d`

[`

Xo

]1/2

Quindi, in generale, la risoluzione di una misura di impulso dipende dai due effettinon correlati: risoluzione spaziale dei rivelatori e diffusione coulombiana multipla

δp

p=

[Am p2 + As

]1/2

Misura di velocita

Misure di velocita si possono effettuare con rivelatori Cerenkov, con misure di tempodi volo, oppure misurando la ionizzazione specifica che e funzione solo di β:

• se si misura l’angolo di emissione della radiazione Cerenkov, cos θ = 1/nβ, larisoluzione e δβ/β = tan θ δθ;

• se si misura il tempo di volo con due rivelatori che hanno risoluzione temporaleδt posti a distanza L, la risoluzione e δβ/β =

√2 (βc/L) δt;

• misure di ionizzazione specifica si possono fare campionando la perdita dienergia per ionizzazione di una particella piu volte lungo il suo percorso. Datol’andamento di dE/dx in funzione di β, la sensibilita e molto maggiore pervelocita minori del valore di minima ionizzazione.

Se e noto l’impulso, una misura di velocita puo determinare la massa della particella.La sensibilita della misura peggiora all’umentare dell’impulso, quando cioe β → 1

p = mβcγδm

m=

δ(βγ)

βγ=

γ3δβ

βγ=

1

1− β2

δβ

β

106

Misura di energia

Se sono note due grandezze tra massa, velocita e impulso e nota anche l’energia:E = mc2γ = pc/β. Una misura diretta di γ si puo fare con rivelatori sensibili alla ra-diazione di transizione. Questo e un metodo di misura difficile perche l’intensita dellaradiazione di transizione e bassa e la rivelazione dei raggi X non e molto efficiente.Per fotoni o elettroni si sfrutta lo sviluppo di sciami elettrofotonici. Un rivelatorecapace di contenere tutto lo sviluppo di uno sciame e di misurare la ionizzazione deisecondari e chiamato calorimetro. La grandezza caratteristica dello sviluppo di unosciame e la lunghezza di radiazione e lo spessore di materiale necessario per assor-bire l’energia di uno sciame aumenta lentamente con il logaritmo dell’energia: quindil’energia della particella primaria e assorbita in un numero limitato di lunghezze diradiazione. Materiali con densita e Z elevati hanno una piccola lunghezza di ra-diazione e possono assorbire gli sciami in dimensioni contenute. Un calorimetropuo essere omogeneo o a campionamento. Il primo e realizzato con cristalli scin-tillanti oppure con vetri di elevata densita che emettono radiazione Cerenkov. Ilsecondo e realizzato alternando strati di assorbitore con strati di rivelatore costitu-iti di scintillatori, o rivelatori a gas, o camere a ionizzazione a liquido, o rivelatoria semiconduttore. Poiche il numero di secondari e proporzionale all’energia dellaparticella primaria, N =

∑nsec = κE e lo sviluppo dello sciame e un fenomeno

statistico, la risoluzione in energia dovuta alle fluttuazioni del numero di secondari(δN =

√N , migliora con l’energia

δE

E=

δN

N=

1√κE

Misura di massa

Se e nota la carica elettrica di una particella, se ne puo misurare la massa studiandoil moto in campi elettrici e magnetici: e il metodo usato nel famoso esperimento diThomson. Questo e il principio di funzionamento degli spettrometri di massa concui si misurano le masse dei nuclei atomici. Per particelle relativistiche occorronocampi elettrici troppo elevati e la massa si puo determinare misurando due variabilicinematiche tra velocita, impulso e energia. Nelle reazioni nucleari in cui si produceuna particella, la sua massa e determinata dal bilancio energetico della reazione, cioedalla conservazione dell’energia e dell’impulso. La massa di una particella instabilesi determina misurando l’impulso dei sui prodotti di decadimento. Se, ad esempio,una particella di massa M decade in due particelle di massa m1 e m2 note, e simisurano gli impulsi ~p1 e ~p2, la massa e pari all’energia totale delle due particelle,detta anche massa invariante

P 2 = M2 = (P1 + P2)2 = m2

1 + m22 + 2E1E2 − 2p1p2 cos θ (c = 1)

Supponiamo, per semplificare i calcoli, che nel riferimento in cui si effettua la misurap À m (E ≈ p)

M2 −m21 −m2

2 ≈ 2p1p2 (1− cos θ) = 4p1p2 sin2 θ/2

107

2MdM = 4p1p2 sin2 θ/2

(dp1

p1

+dp2

p2

+dθ

tan θ/2

)

Se δp1 ≈ δp2 e δθ1 ≈ δθ2 sono gli errori di misura degli impulsi e degli angoli delledue particelle e non sono correlati, la risoluzione della misura di massa e

δM

M=

M2 −m21 −m2

2

M2

(δp

p

)2

+

(δθ

2 tan θ/2

)2

1/2

Misura di vita media

Molti nuclei e molte particelle sono instabili e decadono con vita media τ definitadalla legge di decadimento N(t) = Noe

−t/τ . Come vedremo piu avanti, le misure divita media si estendono in un intervallo di 40 ordini di grandezza e vi sono diversimetodi di misura.

Se τ e molto grande rispetto alla durata della misura ∆t (∆t/τ ¿ 1), la vitamedia si determina contando il numero di decadimenti Nd nell’intervallo di tempo∆t se si conosce la popolazione del campione

Nd = N(t)−N(t + ∆t) ≈ N(t)∆t

ττ =

N

Nd

∆t

Questo e il metodo di misura per deterninare la vita media della maggior partedei nuclei radioattivi. La risoluzione e determinata dall’errore statistico,

√Nd e,

soprattutto, dalla stima della popolazione del campione.Se τ e confrontabile con la durata della misura ed e possibile conoscere l’istante

in cui la particella e prodotta, la vita media si determina misurando la distribuzionedei tempi di decadimento

dN

dt=

No

τe−t/τ

Questa misura e possibile se la risoluzione temporale δt e molto minore di τ . Date lecaratteristiche dei rivelatori che abbiamo esaminato, la risoluzione ottenibile in unamisura di tempo non e migliore di circa 10−9 s, questo fissa il limite di sensibilita diquesto metodo di misura. Va tenuto conto pero che la vita media τ di una particellache ha velocita β ≈ 1 nel laboratorio e misurata come γτ da un orologio fisso nellaboratorio e questo effetto tende a ridurre il limite dovuto alla risoluzione δt.

La vita media di una particella in moto nel laboratorio si puo determinare mis-urando la distanza tra il punto di produzione e il punto di decadimento se si conoscela velocita. Se la particella ha velocita βc la vita media nel laboratorio e γτ e lafunzione di distribuzione della distanza percorsa nel laboratorio e

dN

dx=

dN

dt

dt

dx=

No

γτe−x/βcγτ 1

βc=

No

λe−x/λ

dove λ = βγcτ = (p/m)cτ e il valor medio del percorso della particella prima didecadere. Con un rivelatore che ha una risoluzione spaziale δx ≈ 30 µm si possonomisurare vite medie τ ≈ 10−13/βγ s.

108

Per particelle instabili con vita media molto piu piccola, questa si puo deter-minare con misure della larghezza di decadimento Γ = h/τ che e legata all’intensitadella interazione reponsabile del decadimento. Il valore di Γ si puo determinare damisure della massa invariante dei prodotti di decadimento della particella oppure damisure di sezione d’urto in cui e prodotta la particella.

1.6 Leggi di conservazione e simmetrie

Un sistema di particelle e definito dai suoi possibili stati |ψn〉 e l’evoluzione temporalee definita dall’operatore hamiltoniano H secondo l’equazione di Schrodinger. Spessola forma della hamiltoniana non e nota a priori, ma si possono ricavare informazionistudiando l’evoluzione del sistema e, in particolare, individuando le grandezze fisicheche sono conservate. Se una grandezza fisica e conservata, esiste una proprieta disimmetria della hamiltoniana. Viceversa, ad una proprieta di simmetria della hamil-toniana corrisponde una legge di invarianza nell’evoluzione del sistema. Questo eil teorema di Noether. Ad esempio, l’osservazione sperimentale della conservazionedell’impulso in un sistema isolato di particelle definisce la forma della hamiltoni-ana classica della particella libera che e invariante per trasformazioni di Galileo (odi Lorentz). Viceversa l’ipotesi del principio di relativita, la simmetria rispetto atutti i sistemi di riferimento inerziali, implica la conservazione dell’impulso (o del4-impulso) in un sistema isolato.

Un insieme di particelle non interagenti e descritto dagli stati stazionari dellahamiltoniana di particella libera, Ho = Σi Hoi. Se questo sistema interagisce perun intervallo di tempo limitato con un altro sistema descritto dalla hamiltonianaH ′

o = Σj H ′oj, l’interazione e descritta dagli elementi di matrice della hamiltoniana

di interazione, HI , tra lo stato iniziale e finale che assumiamo siano sovrapposizionidi autostati della hamiltoniana Ho + H ′

o. Se nel processo di interazione osserviamola conservazione di alcune grandezze fisiche, possiamo definire alcune proprieta disimmetria dell’operatore HI . Viceversa, se ipotizziamo alcune proprieta di simmetriadell’operatore HI , possiamo prevedere la conservazione di alcune grandezze fisiche.

Gli stati di un sistema di particelle sono definiti da numeri quantici che cor-rispondono agli autovalori delle grandezze fisiche quantizzate. Alcune, come la caricaelettrica, il momento angolare, l’energia, . . . , hanno un analogo classico, altre nonhanno un analogo classico e verranno definite sulla base delle leggi di conservazioneosservate nelle interazioni di sistemi di particelle.

1.6.1 Statistica di un sistema di particelle

Le particelle caratterizzate dagli stessi numeri quantici sono indistinguibili. Unsistema di due particelle identiche esiste in due stati, |1, 2〉 e |2, 1〉. Per l’identitadelle due particelle, le densita di probabilita dei due stati sono uguali. L’operatoredi scambio, P↔ agisce sugli stati

P↔|1, 2〉 = α|2, 1〉 P↔|2, 1〉 = α|1, 2〉

109

con |α| = 1 in entrambe i casi perche le particelle sono identiche, e inoltre

(P↔)2|1, 2〉 = |1, 2〉Quindi P↔ ha autovalori ±1 e commuta con la hamiltoniana del sistema di dueparticelle identiche. Quindi lo stato di due particelle identiche e simmetrico oppureantisimmetrico rispetto allo scambio 1 ↔ 2

|2, 1〉 = ± |1, 2〉• le particelle che sono in stati simmetrici rispetto allo scambio 1 ↔ 2 seguono

la statistica di Bose-Einstein e sono chiamati bosoni ;

• le particelle che sono in stati antisimmetrici rispetto allo scambio 1 ↔ 2seguono la statistica di Fermi-Dirac e sono chiamati fermioni ;

Un importante teorema di Pauli (1940) stabilisce la relazione tra la statistica deisistemi di particelle identiche e lo spin delle particelle

• i bosoni hanno spin intero: 0, 1h, 2h, . . .;

• i fermioni hanno spin semi-intero: h/2, 3h/2, . . .;

Quindi, se due particelle identiche sono nello stesso stato (hanno gli stessi numeriquantici) sono necessariamente bosoni. Invece, due fermioni identici non possonoesistere nello stesso stato (non possono avere gli stessi numeri quantici). Questo e ilprincipio di esclusione di Wolfgang Pauli 34. Ne risulta che i fermioni sono identi-ficabili dallo stato e che quindi si puo definire il numero di fermioni di un sistema.L’equazione di Dirac, che descrive il moto di fermioni di spin 1/2 (appendice 4.18),prevede che per ogni fermione di massa m, carica elettrica q, momento magnetico µ,. . ., esista un anti-fermione con massa uguale, carica elettrica −q, momento mag-netico −µ, . . .. Poiche il numero di fermioni e osservabile, possiamo definire unnumero quantico fermionico che si conserva in ogni interazione. Il numero fermion-ico e definito per convenzione positivo per i fermioni (elettrone, protone, neutrone,. . . ) e negativo per gli antifermioni (antielettrone, antiprotone, antineutrone, . . . ).Il numero fermionico di un sistema di fermioni (e anti-fermioni) e la somma algebricadei numeri fermionici.

1.6.2 Grandezze fisiche conservate

Consideriamo la grandezza osservabile, F , rappresentata dall’operatore hermitianoF . Il risultato di una misura dell’osservabile quando il sistema e nello stato |ψ〉corrisponde al valore aspettato 〈F 〉 = 〈ψ|F |ψ〉. Se il sistema e descritto dallahamiltoniana H, la variazione nel tempo di 〈ψ|F |ψ〉∂

∂t〈ψ|F |ψ〉 = − 1

ih〈ψ|HF |ψ〉+ 〈ψ|∂F

∂t|ψ〉+

1

ih〈ψ|FH|ψ〉 = 〈ψ| ∂F

∂t+

1

ih[F, H] |ψ〉


110

e nulla se l’operatore F non dipende dal tempo, come assumeremo nel seguito, e secommuta con la hamiltoniana, [F, H] = 0. Quindi se F e invariante, gli operatori Fe H hanno un sistema di autostati comuni

H|ψn〉 = En|ψn〉 F |ψn〉 = fn|ψn〉

Se la hamiltoniana non e nota, ma si e verificato sperimentalmente che alcunegrandezze Fk sono conservate nell’interazione, si puo ipotizzare una forma dellahamiltoniana come combinazione degli operatori Fk. Se pero non si hanno suffici-enti informazioni sperimentali, si possono cercare delle grandezze invarianti facendoipotesi sulle proprieta di simmetria della hamiltoniana di interazione.

1.6.3 Trasformazioni unitarie

Per studiare le proprieta di simmetria di un sistema che ha autostati della hamilto-niana |ψn〉, consideriamo un operatore U indipendente dal tempo che trasformi unautostato in un altro autostato

U |ψ〉 = |ψ′〉

La trasformazione U deve conservare la densita di probabilita

〈ψ′|ψ′〉 = 〈ψ| U+U |ψ〉

Quindi l’operatore U e unitario, U+U = I, U−1 = U+, e definisce una trasfor-mazione unitaria. Poiche gli stati |ψ〉 e |ψ′〉 sono autostati della hamiltoniana H, latrasformazione unitaria U commuta con la hamiltoniana

ih∂

∂t|ψ′〉 = H|ψ′〉 = HU |ψ〉 ih

∂

∂t|ψ′〉 = ih

∂

∂tU |ψ〉 = UH|ψ〉

In generale la trasformazione non rappresenta una grandezza fisica osservabile, quindil’operatore U non e necessariamente hermitiano.

• Se l’operatore U e hermitiano, rappresenta un’osservabile che si conservanell’interazione. Poiche una trasformazione unitaria hermitiana applicata duevolte a uno stato (U2 = U+U = I) riproduce lo stato iniziale, l’osservabile Uha autovalori ±1

U |ψ〉 = u|ψ〉 U2|ψ〉 = u2|ψ〉 = |ψ〉 u = ±1

e rappresenta una trasformazione discreta. L’operatore di scambio P↔ e unesempio di trasformazione discreta.

• Se l’operatore U non e hermitiano, possiamo esprimere la trasformazione intermini di operatori hermitiani nella forma

U = eiαG

111

dove α e una generica costante o una funzione reale. Infatti la condizione diunitarieta comporta

U+U = e−iα∗G+

eiαG = eiα(G−G+) = I ∀ α ⇒ G+ = G

L’operatore G, detto generatore della trasformazione, rappresenta un’osservabileche si conserva nell’interazione. Poiche il valore del parametro α non e fissatoa priori, una trasformazione unitaria non hermitiana rappresenta una trasfor-mazione continua.

Trattiamo nel seguito alcune trasformazioni unitarie legate a leggi di invarianzadella hamiltoniana. Altre saranno trattate piu avanti quando avremo approfonditola conoscenza sulle proprieta dei nuclei e delle particelle.

Trasformazioni continue

Una trasformazione continua si puo considerare come limite per n → ∞ di unasuccessione di trasformazioni infinitesime

δU = 1 + i δα G δα = limn→∞

α

n

U = (1 + i δα1 G) · (1 + i δα2 G) . . . = limn→∞

(1 + i

α

nG

)n

= eiαG

Per individuare i generatori di una trasformazione finita e conveniente in alcuni casiconsiderare una trasformazione infinitesima.

Traslazione

Una traslazione infinitesima in una coordinata spaziale trasforma lo stato |ψ〉 nelpunto x nello stato nel punto x + δx

U |ψ(x)〉 = |ψ(x + δx)〉 = |ψ(x)〉+ δx∂

∂x|ψ(x)〉 =

(1 + δx

∂

∂x

)|ψ(x)〉

Il generatore della traslazione e l’operatore impulso, px = −ih∂/∂x. Una traslazionefinita nello spazio e definita dall’operatore

U(∆~r) = e(i/h)∆~r·~p

Quindi le componenti dell’impulso, pk, generano la simmetria per traslazione deglistati, ovvero la simmetria della hamiltoniana rispetto a traslazioni delle coordinatespaziali corrisponde alla conservazione dell’impulso.

112

Rotazione

Una rotazione infinitesima in un piano trasforma lo stato |ψ(φ)〉, nello stato |ψ(φ +δφ)〉. Per una rotazione infinitesima attorno all’asse z le coordinate nel piano x− ysi trasformano

(x′

y′

)=

(1 −δφδφ 1

) (xy

)=

(x− δφ yδφ x + y

)

U |ψ(φ)〉 = |ψ(φ + δφ)〉 = |ψ(φ)〉+ δφ

(x

∂

∂y− y

∂

∂x

)|ψ(φ)〉 =

(1 +

iδφ

hLz

)|ψ(φ)〉

Il generatore della rotazione attorno all’asse z e l’operatore momento angolare, Lz =−ih(x∂/∂y−y∂/∂x). Una rotazione finita attorno all’asse n e definita dall’operatore

U(∆α) = e(i/h)∆αn·~L

Le componenti del momento angolare, Lk, generano la simmetria per rotazione deglistati, ovvero la simmetria della hamiltoniana rispetto a rotazioni attorno ad un assen corrisponde alla conservazione del modulo ~L2 e della componente Ln del momentoangolare.

Rotazioni nello spazio vettoriale a due dimensioni

Per un sistema che puo esistere solo in due stati, questi sono combinazioni linearidegli autostati delle matrici di Pauli

|ψ〉 = a

(10

)+ b

(01

)|a|2 + |b|2 = 1

Le matrici di Pauli

σx =

(0 11 0

)σy =

(0 −ii 0

)σz =

(1 00 −1

)σ2

k = I

sono gli operatori che descrivono gli stati dei fermioni di spin s = h/2 e costituisconouna base completa nello spazio vettoriale a due dimensioni: sono i generatori dellasimmetria unitaria in due dimensioni SU(2) (appendice 4.12). Una rotazione finitaattorno all’asse k e definita dall’operatore

U(∆α) = ei∆α sk = e(i/h)∆α σk/2

Le matrici di Pauli, σk, generano la simmetria SU(2) per rotazioni nello spazio adue dimensioni, ovvero la simmetria della hamiltoniana rispetto a trasformazioni diSU(2) corrisponde alla conservazione del modulo |~s| e della componente sz dello spin(di un sistema che puo esistere in due stati).

113

Trasformazioni di gauge

L’evoluzione temporale dello stato di una particella libera e definita dalla soluzionedell’equazione del moto

ψ(~r, t) = e(i/h)(~p·~r−Et)

Se la particella ha carica elettrica q, la hamiltoniana di interazione con il campoelettromagnetico (appendice 4.13) modifica l’evoluzione dello stato per un fattore difase

ψI(~r, t) = e(i/h)[(~p−q ~A)·~r−(E−qV )t] = e(i/h)(~p·~r−Et) e(−iq/h)( ~A·~r−V t)

Le componenti del potenziale elettromagnetico sono definite a meno di una trasfor-mazione di gauge (appendice 4.7)

~A′ = ~A + ~∇α V ′ = V − ∂α

∂t

dove α(~r, t) e una qualunque funzione scalare reale. Quindi la fase dello statopotrebbe essere modificata localmente per un fattore arbitrario e questo non perme-tterebbe di osservare alcun fenomeno di coerenza.

La carica elettrica q e un’osservabile. Consideriamo la trasformazione unitariagenerata dall’operatore carica elettrica

U(~r, t) = e(i/h)α(~r,t)q

Applicando questa trasformazione, lo stato iniziale viene modificato

UψI(~r, t) = e(i/h)αq ψI(~r, t) = e(−iq/h)( ~A·~r−V t−α) ψ(~r, t)

per un fattore di fase che elimina la dipendenza dalla funzione arbitraria α(~r, t).Infatti la variazione della fase

~∇( ~A · ~r − V t− α) = ~A− ~∇α − ∂

∂t( ~A · ~r − V t− α) = V +

∂α

∂t

e solo legata alla scelta del potenziale. Quindi la trasformazione di gauge del poten-ziale elettromagnetico assicura la simmetria degli stati di interazione per una trasfor-mazione di fase che corrisponde alla conservazione della carica elettrica, e viceversa:un numero quantico q conservato assicura la simmetria della hamiltoniana per unatrasformazione di gauge unitaria U = eiα(~r,t)q.

Se α e costante, la trasformazione si dice globale in quanto e la stessa in tuttii punti dello spazio-tempo. Se invece, come nell’esempio dell’interazione col campoelettromagnetico, α e una funzione del punto nello spazio-tempo, la trasformazione sidice locale. Il principio di relativita richiede che la trasformazione di gauge sia localepoiche non e possibile trasmettere informazione tra due punti dello spazio-tempo avelocita infinita.

114

1.6.4 Leggi di conservazione additive

Le trasformazioni unitarie continue hanno la forma U = eiαG dove G e un operatorehermitiano che rappresenta un’osservabile. Se il sistema e composto da piu particelle,la trasformazione applicata allo stato |1, 2, . . . , n〉 ha autovalori G1, G2, . . . , Gn

U |1, 2, . . . , n〉 = eiαG|1, 2, . . . , n〉 = eiα(G1+G2+...+Gn)|1, 2, . . . , n〉

Quindi per una trasformazione unitaria continua generata dall’operatore G che com-muta con la hamiltoniana, la somma degli autovalori si conserva

G1 + G2 + . . . + Gn = costante

e la legge di conservazione e additiva, tenendo conto che per somma va intesal’operazione di addizione caratteristica dell’operatore G. Per un operatore scalare,come la carica elettrica, e la somma algebrica, per un operatore vettoriale, comel’impulso, e la somma vettoriale, per l’operatore momento angolare e la legge dicomposizione dei momenti angolari, etc.

Esempio

Esaminiamo come esempio il processo di bremsstrahlung

e− N → e− N γ

Lo stato iniziale e costituito da un elettrone e un nucleo, lo stato finale dall’elettrone,dal nucleo e da un fotone. Non concosciamo ancora la struttura dei nuclei, quindisupponiamo sia il nucleo dell’atomo di idrogeno, il protone, che e un fermione dispin 1/2;

• conservazione del 4-impulso Pe + Pp = P ′e + P ′

p + P ′γ

• conservazione del momento angolare ~se + ~sp + ~Lep = ~s′e + ~s′p + ~L′γ + ~L′epdove ~si sono gli spin e ~L sono i momenti angolari orbitali;

• la carica elettrica nello stato iniziale e qe + qp = 0 e si conserva nello statofinale (il fotone ha carica nulla);

• il numero fermionico nello stato iniziale e fe + fp = +1 + 1 = 2 e si conservanello stato finale (il fotone e un bosone).

Per il processo di produzione di coppie elettrone-positrone

γ N → e− e+ N

lo stato iniziale e costituito da un fotone e un protone, lo stato finale dal protone,un elettrone e un positrone che sono l’uno l’antiparticella dell’altro;

115

• si conserva il 4-impulso e il momento angolare;

• la carica elettrica nello stato iniziale e qp = +1 e si conserva nello stato finale(elettrone e positrone hanno carica opposta);

• il numero fermionico nello stato iniziale e fp = +1 e si conserva nello statofinale (elettrone e positrone hanno numero fermionico opposto).

1.6.5 Leggi di conservazione moltiplicative

Trasformazioni discrete

Le trasformazioni unitarie hermitiane possono rappresentare osservabili che com-mutano con la hamiltoniana. Le osservabili hanno autovalori ±1 e per questo letrasformazioni sono dette discrete. Se il sistema e composto da piu particelle, latrasformazione applicata allo stato |1, 2, . . . , n〉 ha autovalori U1, U2, . . . , Un

U |1, 2, . . . , n〉 = (U1 · U2 . . . Un)|1, 2, . . . , n〉

Quindi per una trasformazione unitaria continua generata dall’operatore U che com-muta con la hamiltoniana, il prodotto degli autovalori si conserva

U1 U2 . . . Un = costante

e la legge di conservazione e moltiplicativa.

1.6.6 Parita

La trasformazione di parita inverte le coordinate spaziali di uno stato

Pψ(~r, t) = ψ(−~r, t)

Un autostato dell’operatore P ha autovalori

Pψ(~r, t) = ±ψ(~r, t)

e possiamo definire il numero quantico parita di uno stato, positiva o negativa,e la parita intrinseca di una particella. La trasformazione ~r → −~r equivale alletrasformazioni θ → π − θ, φ → π + φ (va notato che questa trasformazione non sipuo ottenere con successive rotazioni attorno ai tre assi di un sistema di riferimento).La trasformazione di parita corrisponde ad una riflessione seguita da una rotazionedi π attorno all’asse normale al piano di riflessione.

Se uno stato e espresso in funzione di autostati del momento angolare, le pro-prieta delle armoniche sferiche, Ylm(θ, φ), sotto trasformazione di parita danno in-dicazioni sulla parita dello stato

P Ylm(θ, φ) = Ylm(π − θ, π + φ) = (−1)l Ylm(θ, φ)

116

Se uno stato e autostato del momento angolare con autovalore hl, la parita e (−1)l.Per capire quali sono le caratteristiche che la hamiltoniana deve avere perche sia

simmetrica rispetto alla trasformazione di parita e utile esaminare l’azione dell’operatoreparita su alcune osservabili;

• un vettore polare (raggio vettore, velocita, impulso, campo elettrico, dipoloelettrico, . . .) si inverte

P ~r = − ~r Pd~r

dt= − d~r

dt

• un vettore assiale (momento angolare, spin, campo magnetico, dipolo mag-netico, . . .) rimane invariato

P ~r ∧ ~p = + ~r ∧ ~p P ~s = + ~s

• uno scalare (energia, prodotto scalare di vettori polari, prodotto scalare divettori assiali, . . .) rimane invariato

P r = P (~r · ~r)1/2 = + r P ~d · ~E = + ~d · ~E

• uno pseudoscalare (prodotto scalare di un vettore polare e un vettore assiale,elicita, . . .) si inverte

P ~r · ~µ = − ~r · ~µ P ~s · ~p = − ~s · ~pLa parita commuta con la hamiltoniana di particella libera H = [m2 + p2]1/2, esi conserva in un sistema di particelle non interagenti. Commuta anche con lahamiltoniana di interazione elettromagnetica, H = [m2 + (p − qA)2]1/2 + qV , e siconserva nelle interazioni elettromagnetiche. Vedremo piu avanti un esempio diinterazione, l’interazione debole, in cui la parita non si conserva. La parita di unsistema di particelle e definita dalla parita intrinseca di ogni particella e dallo statodi momento angolare. Se la parita si conserva in una interazione, possiamo definirela parita delle particelle prodotte nello stato finale conoscendo la parita dello statoiniziale.

Definiamo la parita intrinseca delle particelle che conosciamo: elettrone, protone,neutrone e fotone. Poiche il numero fermionico si conserva, la parita dei fermioninon e in effetti un’osservabile ed e definita in modo convenzionale

P (e−) = P (p) = P (n) = +1

Secondo l’equazione di Dirac la parita dei corrispondenti antifermioni e definitanegativa (appendice 4.18)

P (e+) = P (p) = P (n) = −1

Il fotone e emesso e assorbito dall’operatore campo elettromagnetico (appendice 4.13)che e caratterizzato dal vettore di polarizzazione e dagli operatori scalari di creazionee distruzione dell’oscillatore armonico. Quindi il fotone e autostato di un operatorevettoriale e ha parita intrinseca negativa

P |γ〉 = − |γ〉

117

1.6.7 Coniugazione di carica

La trasformazione coniugazione di carica cambia lo stato di una particella nellacorrispondente antiparticella invertendo il segno della carica elettrica, del momentomagnetico e del numero fermionico. Se, ad esempio, |e〉 e lo stato di un elettronerappresentato da massa, impulso, spin, carica elettrica, momento magnetico, numerofermionico, . . .

|e〉 = |m, ~p, ~s, −e, −2(eh/2m)~s, +f, . . .〉lo stato coniugato di carica, il positrone, e definito dai numeri quantici

C|e〉 = |e〉 = |m, ~p, ~s, +e, +2(eh/2m)~s, −f, . . .〉Se consideriamo una particella di carica q e l’azione degli operatori carica elettricae coniugazione di carica

Q |q〉 = q |q〉 C |q〉 = | − q〉risulta che questi non commutano, infatti

C Q |q〉 = q C |q〉 = q | − q〉 Q C |q〉 = C | − q〉 = −q | − q〉e lo stesso avviene per il momento magnetico e il numero fermionico. Quindi solo glistati con carica, momento magnetico, numero fermionico (e altri numeri quantici chestudieremo piu avanti) nulli possono essere autostati della coniugazione di carica.Sono autostati il fotone e lo stato elettrone-positrone; non e autostato il neutroneperche ha momento magnetico e numero fermionico non nulli.

Il campo elettromagnetico e generato da cariche e da correnti elettriche e siinverte per azione della coniugazione di carica. L’energia elettromagnetica dipendedai quadrati q2 e ~A2 e dal prodotto q ~A ed e invariante per inversione della carica. Neconcludiamo che la hamiltoniana dell’interazione elettromagnetica e invariante perconiugazione di carica, ovvero C e una simmetria della hamiltoniana di interazione,e che l’operatore campo elettromagnetico, ~A, si inverte per coniugazione di carica.Quindi il fotone ha autovalore della coniugazione di carica negativo

C |γ〉 = − |γ〉

1.6.8 Inversione temporale

La trasformazione di inversione temporale inverte la direzione del tempo, t → −t,nell’evoluzione di uno stato, cioe inverte la direzione del moto. Sotto trasformazionedi inversione temporale

• l’impulso, il momento angolare, lo spin, la densita di corrente, il momentomagnetico, il campo magnetico, . . . si invertono, mentre

• le coordinate spaziali, la carica elettrica, il campo elettrico, l’energia, . . . sonoinvariati.

118

Le equazioni del moto classiche, in assenza di forze non conservative, sono invariantiper inversione temporale. Infatti le equazioni della meccanica e dell’elettromagnetismodipendono dalla derivata seconda rispetto al tempo. L’equazione di Schrodingerdipende dalla derivata prima rispetto al tempo e la trasformazione |ψ(~r, t)〉 →|ψ(~r,−t)〉 non conserva la forma dell’equazione del moto

ih∂

∂t|ψ(~r, t)〉 = H|ψ(~r, t)〉 ⇒ −ih

∂

∂t|ψ(~r,−t)〉 = H|ψ(~r,−t)〉

che si conserva invece per la trasformazione T = inversione del tempo × coniugazionecomplessa

|ψ′(~r, t)〉 = T |ψ(~r, t)〉 = |ψ(~r,−t)〉∗ T ih∂

∂t= ih

∂

∂t

Questa relazione non e un’equazione agli autovalori e quindi la trasformazione T nonrappresenta un’osservabile, ma ha importanti proprieta nell’evoluzione degli stati diun sistema.

Consideriamo alcune proprieta degli stati di un sistema per inversione temporale

• un autostato della hamiltoniana di particella libera rimane invariato

T e(i/h)(~p·~r−Et) = e(i/h)(~p·~r−Et)

• il prodotto scalare di due stati si trasforma

〈f ′|i′〉 = 〈f | T+T |i〉 = 〈f |i〉∗ = 〈i|f〉

questa relazione definisce una trasformazione anti-unitaria;

• se la hamiltoniana di interazione HI e invariante per inversione temporale,l’elemento di matrice della transizione |i′〉 → |f ′〉 e uguale a quello della tran-sizione inversa |f〉 → |i〉

〈f ′|HI |i′〉 = 〈f |T+HIT |i〉 = 〈f |HI |i〉∗ = 〈i|HI |f〉

Esempio

Se consideriamo come esempio i processi di bremsstrahlung e di produzione di coppieelettrone-positrone, troviamo alcune importanti relazioni

• la simmetria della interazione elettromagnetica per coniugazione di carica as-sicura l’uguaglianza degli elementi di matrice dei processi

e− p → e− p γ e+ p → e+ p γ

119

• la simmetria della interazione elettromagnetica per parita definisce una re-lazione tra i momenti angolari degli stati iniziale e finale; per e−p → e−pγ

P (e) P (p) (−1)L = P (e) P (p) P (γ) (−1)L′ (−1)` (−1)L = (−1)L′+`+1

dove L e l’autovalore del momento angolare relativo di elettrone e protone e è il momento angolare del fotone; e analogamente per il processo γp → e+e−p

P (γ) P (p) (−1)L = P (e+) P (e−) P (p) (−1)L′ (−1)` (−1)L = (−1)L′+`

• la simmetria della interazione elettromagnetica per inversione temporale e perconiugazione di carica assicura che, a parita di energia nel centro di massa,l’elemento di matrice del processo e−p → e−pγ e uguale a quello del processopγ → e− e+ p.

1.6.9 Momento di dipolo elettrico

La tabella riassume le proprieta di simmetria di alcune grandezze per le trasfor-mazioni discrete di parita, coniugazione di carica e inversione temporale.

grandezza C P Tcoordinate spaziali ~r +~r −~r +~r

impulso ~p +~p −~p −~pspin ~s +~s +~s −~s

elicita’ ~s · ~p +~s · ~p −~s · ~p +~s · ~pcarica elettrica q −q +q +q

densita’ di corrente ~j −~j −~j −~j

campo elettrico ~E − ~E − ~E + ~E

campo magnetico ~B − ~B + ~B − ~B

L’invarianza dell’interazione elettromagnetica per trasformazione di parita o diinversione temporale ha come conseguenza che uno stato con parita definita abbiamomento di dipolo elettrico statico nullo. Stati con momento di dipolo elettrico nonnullo sono necessariamente sovrapposizioni di stati con parita diversa. Uno statonon degenere ha parita definita mentre il momento di dipolo elettrico si inverte pertrasformazione di parita

P |ψ(~r)〉 = ±|ψ(−~r)〉 P q~r = −q~r

quindi il valore aspettato del momento di dipolo e l’integrale di una funzione dispari

〈ψ(~r)| q~r |ψ(~r)〉 =∫

ψ∗(~r) q~r ψ(~r) d~r = 0

L’argomento si puo generalizzare considerando l’interazione con un campo elettro-magnetico esterno. Se la particella ha spin nullo, ha una struttura simmetrica e

120

non puo avere un momento di dipolo. Se ha spin, questo definisce la direzione diquantizzazione di un vettore e l’interazione col campo esterno e del tipo

HI = −ρm s · ~B − ρe s · ~E

L’interazione magnetica e rappresentata dal prodotto scalare di due vettori assialiche si comportano allo stesso modo per tasformazioni di parita (+ +) e di inver-sione temporale (− −) ed e invariante. L’interazione elettrica cambia segno pertrasformazione di parita e di inversione temporale

P s · ~E = s · (− ~E) T s · ~E = (−s) · ~E

Quindi l’invarianza di HI richiede che ρe sia nullo. Una verifica stringente di questaprevisione si ottiene dai risultati sperimentali delle misure dei momenti di dipoloelettrico dei nuclei e delle particelle. Ad esempio, il neutrone ha carica elettrica nulla,ma ha un momento magnetico non nullo prodotto da una densita di magnetizzazioneestesa su una dimensione di ∼10−13 cm. Per avere momento di dipolo elettrico nullo,si deve annullare l’integrale lungo l’asse di quatizzazione della distribuzione dellecariche in moto che producono il momento magnetico. Il limite sperimentale sulvalore del momento di dipolo elettrico del neutrone e 〈e~r〉n < e× 10−25 cm.

1.6.10 Il positronio

Il positronio e lo stato legato elettrone-positrone analogo allo stato dell’atomo diidrogeno. Il positronio si forma per cattura di positroni emessi nei decadimenti β+

dei nuclei (capitolo ???) e la sezione d’urto e inversamente proporzionale alla velocitarelativa vee per cui vi e elevata probabilita che avvenga nello stato fondamentale 1S.I livelli di energia del positronio sono simili a quelli dell’atomo di idrogeno, ma ladistanza tra i livelli e minore di un fattore 2 perche la massa ridotta del sistemalegato e

mee =m2

2m=

m

2mep =

mM

m + M≈ m

L’energia dello stato fondamentale e il raggio dell’orbita di Bohr sono

E1S =α2mc2

4=

13.6

2eV r1S =

2ao

α2= 2× 0.53 10−8 cm

Il positronio e uno stato con carica e numero fermionico nulli e puo decadere in statidi due o piu fotoni

e+ e− → γ γ e+ e− → γ γ γ

Il primo processo, che e il piu probabile, e quello su cui si basa uno dei metodi piuaccurati di indagine tomografica, la Positron-Emission-Tomography : si somminis-tra una sostanza radioattiva β+ che ha la prorieta di fissarsi nelle zone del corpoda esaminare e si misura la densita dei punti sorgente di emissione di due fotonicollineari di energia Eγ = mc2.

121

Per esaminare le proprieta di simmetria del positronio, consideriamo l’elettronee il positrone come due particelle identiche in diversi stati di carica elettrica. Lostato di due fermioni identici dipende dalle coordinate, dagli spin e dagli stati dicarica

|e1 e2〉 = |~r1 ~r2〉 |~s1 ~s2〉 |q1 q2〉ed e antisimmetrico rispetto allo scambio 1 ↔ 2.

• Lo scambio delle coordinate spaziali ~r1 ↔ ~r2 corrisponde alla trasformazionedi parita

P (e+e−) = (−1)L

• Lo stato di spin e il risultato della combinazione di due spin 1/2 e si ottengono

quattro stati |~S, Sz〉, ~S = ~s1 + ~s2 = 1, con Sz = +1, 0,−1; oppure ~S = 0, conSz = 0

|1, +1〉 = |+ 1/2; +1/2〉|1, 0〉 = 1√

2|+ 1/2;−1/2〉 + 1√

2| − 1/2; +1/2〉

|1,−1〉 = | − 1/2;−1/2〉

|0, 0〉 = 1√2|+ 1/2;−1/2〉 − 1√

2| − 1/2; +1/2〉

Lo stato di tripletto, S = 1, e simmetrico rispetto allo scambio ~s1 ↔ ~s2, mentrelo stato di singoletto, S = 0, e antisimmetrico. La simmetria e (−1)S+1.

• Lo scambio delle cariche corrisponde alla trasformazione coniugazione di caricae il positronio puo esistere in due autostati uno simmetrico, con C = +1, euno antisimmetrico, con C = −1, rispetto allo scambio q1 ↔ q2

La simmetria dello stato e

(−1)L (−1)S+1 C = −1

Il positronio nello stato fondamentale ha L = 0 e l’autovalore C si conserva neldecadimento per interazione elettromagnetica

e+e− → γγ C = C2γ = +1 ⇒ (−1)S+1 = −1 ⇒ S = 0

e+e− → γγγ C = C3γ = −1 ⇒ (−1)S+1 = +1 ⇒ S = 1

Quindi il positronio nello stato di singoletto 1S0 decade e+e− → γγ, mentre nellostato di tripletto 3S1 decade e+e− → γγγ.

I due stati hanno energia leggermente diversa per effetto dell’interazione tra imomenti magnetici che rimuove la degenerazione dello stato 1S. Poiche ~µ ‖ ~s lahamiltoniana di interazione si puo esprimere nella forma HI = κ ~s1·~s2. Gli autovalorirelativi ai due stati sono

~S2 = ~s21 + ~s2

2 + 2 ~s1 · ~s2 ~s1 · ~s2 =S(S + 1)− s(s + 1)− s(s + 1)

2=

S(S + 1)

2− 3

4

122

HI(S = 0) = −3κ

4HI(S = 1) = +

κ

4∆E = κ

Il valore sperimentale e E(3S1) − E(1S0) = 8.4 10−4 eV . A temperatura ambiente,kT À ∆E, i due stati sono popolati in rapporto 3 : 1 definito dalle molteplicita2S + 1.

1.6.11 Il teorema CPT

La hamiltoniana dell’interazione elettromagnetica (appendice 4.13) e derivata dalleequazioni dell’elettromagnetismo ed e invariante per le tre trasformazioni discreteC, P e T . Si e verificato sperimentalmente con buona accuratezza che anche lahamiltoniana dell’interazione nucleare e invariante per le trasformazioni C, P e T .La hamiltoniana dell’interazione debole, reponsabile del decadimento β dei nuclei,non e invariante ne per la trasformazione C ne per la trasformazione P .

Un importante teorema formulato indipendentemente da Schwinger, Luders ePauli (1952) stabilisce, sotto ipotesi molto generali, che la hamiltoniana di un sis-tema e invariante per l’azione di una trasformazione prodotto delle tre trasformazioniC, P e T in qualunque ordine di successione. Una conseguenza dell’invarianza dellahamiltoniana sotto l’azione della trasformazione CPT e che i valori della massa,momento magnetico e vita media di una particella e della corrispondente antiparti-cella sono uguali. Questa uguaglianza e verificata con grande precisione dai risultatisperimentali.

1.7 Processi elettromagnetici

Nel capitolo ??? abbiamo esaminato alcuni processi elettromagnetici elementari sullabase delle conoscenze di meccanica e elettromagnetismo classici. Ora esaminiamoalcuni processi elementari che interessano nuclei e particelle sulla base della hamil-toniana di interazione elettromagnetica e del calcolo perturbativo della probabilitadi transizione.

1.7.1 Emissione e assorbimento di fotoni

Consideriamo un sistema in un volume di normalizzazione V costituito di particelledi massa mi e carica elettrica qi descritto dalla hamiltoniana Ho. Gli autostati delsistema sono

ψn(~r, t) = un(~r) e−iEnt/h

e, in assenza di cariche elettriche esterne e in approssimazione non relativistica,l’interazione con il campo elettromagnetico e rappresentata dalla hamiltoniana

Hi = −∑

i

qi

mi

~A(~r, t) · ~pi

123

Il campo elettromagnetico e rappresentato in termini degli operatori di emissione eassorbimento di fotoni (appendice 4.13)

~A(~r, t) =

(h

2V εoω

)1/2 ∑

k

∑s

εs(~k)[as(~k)ei(~k·~r−ωt) + a+

s (~k)e−i(~k·~r−ωt)]

Per effetto dell’interazione, il sistema passa dallo stato inizale |i〉 con energia Ei allostato finale |f〉 con energia Ef e il campo elettromagnetico dallo stato |ni〉 allo stato

|nf〉 emettendo o assorbendo fotoni di impulso h~k e energia hω. La probabilita ditransizione per unita di tempo si calcola con la regola d’oro di Fermi (appendice 4.15)

dPi→f =2π

h|〈f |HI |i〉|2 dNf

Per una particella l’elemento di matrice della hamiltoniana di interazione e

〈f |HI |i〉 = − q

m

∫

Rψ∗f (~r) ~A · ~p ψi(~r) d~r

dove R e la regione di spazio in cui ψ(~r) 6= 0. Il campo elettromagnetico si puosviluppare in serie di multipoli (appendice 4.8)

ei~k·~r = 1 + i~k · ~r − (~k · ~r)2

2+ . . .

I contributi dei vari termini dello sviluppo al calcolo dell’elemento di matrice hannovalori ≈ (kR)n = (EγR/hc)n ¿ 1. Infatti per un sistema atomico EγR ≈ 1 eV ×10−8 cm e per un sistema nucleare EγR ≈ 1 MeV × 10−13 cm: in entrambe i casiEγR ¿ hc = 2 10−11 MeV cm. Ci si puo quindi limitare ai primi termini dellosviluppo in serie.

1.7.2 Transizione di dipolo elettrico

L’elemento di matrice al primo ordine nello sviluppo in multipoli e

− q

m

(h

2V εoω

)1/2 ∑

k

∑s

∫u∗f eiEf t/h 〈nf |εs · ~p [ase

−iωt + a+s eiωt]|ni〉 ui e−iEit/h d~r =

= − q

m

(h

2V εoω

)1/2 ∑

k

∑s

∫u∗f εs · ~p [ei(Ef−Ei−hω)t/h + ei(Ef−Ei+hω)t/h] ui d~r

Calcolando il valor medio nel tempo, il primo termine ha valore non nullo per Ef =Ei + hω e rappresenta l’assorbimento di un fotone di energia hω, mentre il secondotermine ha valore non nullo per Ef = Ei− hω e rappresenta l’emissione di un fotonedi energia hω. La trattazione e equivalente e quindi possiamo esaminare uno solodei due casi

〈f |HI |i〉 = − q

m

(h

2V εoω

)1/2 ∫ ∑s

(u∗f ~p ui) · εs d~r δ(Ef − Ei + hω)

124

Per calcolare l’integrale osserviamo che gli operatori ~p e ~r sono coniugati, ih~p =m [~r, Ho], e che ui(~r), uf (~r) sono autofunzioni della hamiltoniana Ho

〈uf | ~p |ui〉 =m

ih〈uf | ~rHo −Ho~r |ui〉 =

im

h(Ef − Ei) 〈uf | ~r |ui〉

quindi l’elemento di matrice al primo ordine

〈f |HI |i〉 = i

(hω

2V εo

)1/2 ∑s

εs · 〈uf | q~r |ui〉

e proporzionale a (hω)1/2 e dipende dal prodotto scalare del versore polarizzazionee dell’operatore dipolo elettrico

εs · q~r = qr sin θ cos φ

dove θ e l’angolo tra la direzione di emissione ~k e il dipolo q~r e φ e l’angolo dipolarizzazione nel piano normale a ~k (Fig.1.54). Il numero di stati finali del sistema

εεεε

k

dθθθθ

φφφφ

Figure 1.54: Emissione di radiazione di dipolo

costituito dalla particella di massa m À hω/c2 e il fotone emesso con impulso h~k e

dN = 2V

(2πh)3h3 k2 dk d cos θ dφ =

2V

(2π)3h

ω2

c3dE d cos θ dφ

(il fattore 2 tiene conto della somma∑

s sugli stati di polarizzazione finali). Quindila probabilita per unita di tempo di emissione di un fotone di energia hω, integratasugli stati e angoli di polarizzazione (

∫cos2 φ dφ = π) e

dPi→f =2π

h

hω

2V εo

|〈f |qr|i〉|2 2V

(2π)3h

ω2

c3π sin2 θ d cos θ =

ω3

hc3

|〈f |qr|i〉|24πε0

sin2 θ d cos θ

Integrando sull’angolo di emissione si ottiene la vita media dello stato |i〉 per tran-sizioni di dipolo elettrico

1

τ= P =

4

3

ω3

hc3

|〈f |qr|i〉|24πε0

125

L’energia emessa per unita di tempo sotto forma di fotoni di energia hω

W =hω

τ=

4

3

ω4

c3

|〈f |qr|i〉|24πε0

ha la stessa espressione ottenuta per un dipolo elettrico oscillante a frequenza ω: ilvalore quadratico medio del dipolo classico, 〈(q~r)2〉, viene sostituito in meccanicaquantistica dal quadrato dell’elemento di matrice della hamiltoniana di interazionetra gli stati inziale e finale.

1.7.3 Transizione al secondo ordine

L’elemento di matrice al secondo ordine nello sviluppo in multipoli e

− iq

m

(h

2V εoω

)1/2 ∑

k

∑s

∫u∗f εs · ~p [~k · ~r ei(Ef−Ei−hω)t/h − ~k · ~r ei(Ef−Ei+hω)t/h] ui d~r

Consideriamo solo il termine di emissione. L’integrale sulle funzioni d’onda∑s

〈uf | ~k · ~r εs · ~p |ui〉 =∑s

〈uf |∑

jl

kj xj pl εsl |ui〉

si puo scomporre in un termine antisimmetrico e un termine simmetrico

1

2

∑s

〈uf |∑

jl

kj εsl ( [xj pl − xl pj] + [xj pl + xl pj] ) |ui〉

Transizione di dipolo magnetico

Il primo termine contiene l’operatore momento angolare, ~L = ~r ∧ ~p, e l’elemento dimatrice si esprime

iq

2m

(h

2V εoω

)1/2 ∑s

〈uf |(~k ∧ εs) · ~L|ui〉 = i

(h

2V εoω

)1/2 ∑s

~k ∧ εs · 〈uf | q~L

2m|ui〉

dove compare l’elemento di matrice dell’operatore momento magnetico ~µ = q~L/2m

~k ∧ εs · 〈uf | ~µ |ui〉 = k 〈uf | µ |ui〉 sin θ sin φ

con le stesse definizioni di sopra degli angoli. La densita degli stati finali e la stessacalcolata sopra, quindi la probabilita di emissione per unita di tempo, integrata suglistati e sugli angoli di polarizzazione, e:

dPi→f =2π

h

h

2V εoω

ω2

c2|〈uf | µ |ui〉|2 sin2 θ

2V

(2π)3h

ω2

c3d cos θ =

=ω3

hc5

|〈uf | µ |ui〉|24πεo

sin2 θ d cos θ

La vita media per transizioni di dipolo magnetico e la potenza emessa sono

1

τ=

4

3

ω3

hc5


W =4

3

ω4

c5


126

Transizione di quadrupolo elettrico

Il secondo termine, utilizzando come sopra le leggi di commutazione [xj, pl] = ihδjl

diventa

〈f |HI |i〉 =iq

2m

(h

2V εoω

)1/2m(Ef − Ei)

ih〈uf |

∑s

∑

jl

εsj kl (3xjxl − r2δjl)|ui〉

e, introducendo l’operatore di quadrupolo elettrico Q

Qjl = q (3xjxl − r2δjl)

con le proiezioni Qsl =

∑j εsjQjl;

∑s

∑jl εsjklQjl =

∑s

∑l klQ

sl , si ottiene

〈f |HI |i〉 =1

2

(h

2V εoω

)1/2

ω k 〈uf | Q |ui〉 cos θ cos φ

dove θ e l’angolo tra la direzione del fotone emesso e l’asse che minimizza Qjl.Introducento gli altri fattori, si ha la probabilita per unita di tempo di transizionedi quadrupolo elettrico

dPi→f =1

4π

ω5

hc5

|〈uf | Q |ui〉|24πεo

cos2 θ cos2 φ d cos θ dφ

1

τ=

1

6

ω5

hc5


W =1

6

ω6

c5


Come nei due casi precedenti, l’espressione quantistica si ottiene dall’espressioneclassica sostituendo il valore quadratico medio con il quadrato dell’elemento di ma-trice. Sulle proprieta di simmetria degli elementi di matrice e sulle regole di selezionetorneremo piu avanti quando saranno trattati i decadimenti radiativi nei nuclei edelle particelle.

1.7.4 Diffusione di fotoni da una carica elettrica

Come secondo esempio di processo elementare trattiamo la diffusione di un fotone dauna carica libera, l’effetto Compton. Consideriamo un elettrone debolmente legato,Elegame ¿ hω, e un fotone di energia hω ¿ mec

2. In questo caso possiamo utilizzarel’approssimazione non relativistica della hamiltoniana di interazione trascurandoeffetti di spin dell’elettrone.

La transizione avviene dallo stato iniziale |i〉 = |ε, ~k, ~p〉 allo stato finale |f〉 =

|ε′, ~k′, ~p′〉. Nel riferimento in cui l’elettrone e inizialmente a riposo (p = 0) il fotone

di impulso ~k viene diffuso ad angolo polare θ con impulso ~k′

k′ =k

1 + (k/mec)(1− cos θ)

127

Il campo elettromagnetico assorbe il fotone |ε, ~k〉 e emette il fotone |ε′, ~k′〉. Il termine

della hamiltoniana di interazione e HI = e2 ~A · ~A′/2m perche il termine [e ~A · ~p/m]2

e trascurabile a bassa energia. Considerando solo il primo termine dello sviluppo

dell’esponenziale, ei~k·~r ≈ 1, la hamiltoniana di interazione e

HI =e2

2m

h

2V εo(ωω′)1/2

∑

ss′εs · εs′ (as′ e−iω′t + a+

s′ eiω′t) (as e−iωt + a+s eiωt)

Nell’elemento di matrice 〈f |HI |i〉 l’operatore a+s′as assorbe il fotone nello stato in-

iziale e emette il fotone nello stato finale. Il termine ei(ω−ω′)t e l’analogo per lefunzioni d’onda dell’elettrone danno la conservazione dell’energia

〈f |HI |i〉 =e2

2m

h

2V εo(ωω′)1/2Σss′ εs · εs′ δ(Ei − Ef )

L’energia nello stato finale e divisa tra il fotone e l’elettrone

E = k′c + mc2 +kk′

m(1− cos θ) dE =

[1 +

k

mc(1− cos θ)

]cdk′ =

kc

k′dk′

Otteniamo quindi il numero di stati finali

dN =2V

(2πh)3k′2 dk′ d cos θ dφ =

V

4π3h3

k′3

kcdE d cos θ dφ

e la probabilita di diffusione nell’unita di tempo

dPi→f =

(e2

4πεomc2

)2c

2V

(k′

k

)2

|ε · ε′|2 d cos θ dφ =r2e

2

c

V

(k′

k

)2

|ε · ε′|2 d cos θ dφ

Per calcolare |ε · ε′|2 consideriamo il vettore ~k parallelo all’asse z: la polarizzazione

iniziale εs e nel piano x− y. Il vettore ~k′ ha componenti (k′ sin θ cos φ, k′ sin θ sin φ,

k′ cos θ) e consideriamo due componenti di polarizzazione finale ε′ ⊥ ~k′

ε′1 = (cos θ cos φ, cos θ sin φ, − sin θ) ε′2 = (− sin φ, cos φ, 0)

Per ε1 = (1, 0, 0) e ε2 = (0, 1, 0) abbiamo

ε ‖ x ⇒ |ε · ε′|2 = cos2 θ cos2 φ + sin2 φ ε ‖ y ⇒ |ε · ε′|2 = cos2 θ sin2 φ + cos2 φ

Sommando sugli stati di polarizzazione otteniamo

Σ|ε · ε′|2 = 1 + cos2 θ dPi→f =r2e

2

c

V

(k′

k

)2

(1 + cos2 θ) d cos θ dφ

Dividendo per il flusso iniziale, Φi = c/V , si ottiene la sezione d’urto differenziale dieffetto Compton in approssimazione non relativistica (particella di spin 0)

dσ

dΩ=

V

c

dP

dΩ=

r2e

2

(k′

k

)2

(2− sin2 θ)

128

che e il limite di bassa energia della sezione d’urto di Klein-Nishina (appendice 4.21)

dσ

dΩ=

r2e

2

(k′

k

)2 (k′

k+

k

k′− sin2 θ

)

Al limite k ¿ mec, k′ ≈ k, si ottiene la sezione d’urto di Thomson.

1.7.5 Diffusione di Rutherford

Come terzo esempio di processo elementare consideriamo la diffusione di una par-ticella di carica elettrica ze, massa m, impulso p e spin 0 nel campo coulombianodi una particella di carica elettrica Ze, massa M e spin 0. Se p ¿ mc, in ap-prossimazione non relativistica, la hamiltoniana della particella e la hamiltoniana diinterazione coulombiana sono

Ho =p2

2mHI = U(~r) =

zZ

4πεo

e2

r

Le autofunzioni della hamiltoniana Ho, normalizzate in un volume V sono

un(~r) =1

V 1/2ei~kn·~r ~pn = h~kn

La transizione avviene dallo stato iniziale |i〉 = |~k〉 allo stato finale |f〉 = |~k′〉caratterizzato dall’angolo polare θ e azimutale φ. L’impulso trasferito e ∆~p = h~q =h(~k − ~k′). L’elemento di matrice

〈f |HI |i〉 =∫

u∗f (~r) U(~r) ui(~r) d~r =zZ

V 4πεo

∫e−i~k′·~r e2

rei~k·~r d~r

risulta indefinito in quanto e l’integrale di una funzione oscillante esteso all’infinito.Nella realta non esistono cariche elettriche libere e il potenziale della carica Zerisulta in qualche modo schermato a distanza r À Ratomo. Cerchiamo la soluzioneconsiderando un potenziale schermato del tipo

U(~r) =zZe2

4πεo

e−µr

r

che ci sara utile piu avanti. In questo caso l’integrale e

∫ ei~q·~r e−µr

rd~r =

∫eiqr cos α e−µr

rr2 dr d cos α dφ = 2π

∫ eiqr − e−iqr

iqre−µr r dr =

=2π

iq

∫(e−(µ−iq)r − e−(µ+iq)r) dr =

2π

iq

[1

µ− iq− 1

µ + iq

]=

4π

q2 + µ2

Il potenziale coulombiano si ottiene con il limite µ → 0 (µ ¿ q cioe ∆p À hµ ≈h/Ratomo). Quindi l’elemento di matrice

〈f |HI |i〉 =1

V

zZe2

4πεo

4π

q2

129

e proporzionale al prodotto delle cariche elettriche e alla trasformata di Fourier delpotenziale coulombiano che e il propagatore del campo di interazione. Nell’ipotesim ¿ M possiamo trascurare il rinculo della particella M e abbiamo |~k′| ≈ |~k|

q2 = |~k − ~k′|2 = ~k2 + ~k′2 − 2 ~k · ~k′ ≈ 2 k2(1− cos θ) =4p2

h2 sin2 θ/2

Calcolando il numero di stati finali

dNf =V

(2πh)3p′2 dp′ d cos θ dφ =

V

(2πh)3m p′ dEf d cos θ dφ

otteniamo la probabilita di transizione per unita di tempo

dPi→f =2π

h

(zZe2

V εo

)2 (h2

4p2 sin2 θ/2

)2V

(2πh)3m p d cos θ dφ =

=1

V

(zZe2

4πεo

)21

4p2v sin4 θ/2d cos θ dφ

che, dividendo per il flusso incidente, Φi = v/V , da la sezione d’urto differenziale

dσ

dΩ= r2

e (zZ)2 (mec2)2

4p2v2 sin4 θ/2

1.7.6 Fattore di forma elettrico

La sezione d’urto che abbiamo trovato descrive la diffusione da una carica pun-tiforme. Se la particella bersaglio ha una struttura con una densita di carica Zeρ(~r′)in una regione di spazio R (Fig.1.55), l’elemento di matrice viene modificato

r

s

r'

zeZe

ρρρρ(r')

Figure 1.55: Diffusione da una distribuzione di carica

〈f |HI |i〉 =zZe2

V 4πεo

∫ei~q·~r

∫

R

ρ(~r′)

|~r − ~r′| d~r′ d~r

Cambiando la variabile di integrazione: ~r = ~r′ + ~s,

〈f |HI |i〉 =zZe2

V 4πεo

∫ei~q·~s

∫

Rei~q·~r′ ρ(~r′)

sd~r′ d~s =

130

=zZe2

V 4πεo

∫ ei~q·~s

sd~s

∫

Rei~q·~r′ ρ(~r′) d~r′ =

zZe2

V 4πεo

4π

q2FE(~q)

La trasformata di Fourier della densita di carica e il

fattore di forma elettrico FE(~q) =∫

Rei~q·~r ρ(~r) d~r

con la normalizzazioneFE(q = 0) =

∫

Rρ(~r) d~r = 1

La sezione d’urto di diffusione dalla distribuzione di carica e uguale al prodottodella sezione d’urto di diffusione da una carica puntiforme Ze nel baricentro delladistribuzione di carica per il quadrato del modulo del fattore di forma elettrico

dσ

dΩ=

(dσ

dΩ

)

punto

|FE(~q)|2

Sviluppando l’esponenziale in serie di potenze dell’impulso trasferito

ei~q·~r =∑n

(i~q · ~r)n

n!=

∑n

in

n!

(∆~p · ~r

h

)n

si ottiene lo sviluppo del fattore di forma in funzione dei momenti della distribuzionedi carica

F (~q) = 1 + i∫

R~q · ~r ρ(~r) d~r − 1

2

∫

R(~q · ~r)2 ρ(~r) d~r + . . .

Il potere risolutivo per studiare la distribuzione di carica di un sistema nuclearedi dimensione R e tanto migliore quanto piu grande e l’impulso trasferito: ∆p ≈2 p sin(θ/2) À h/R.

Se la distribuzione di carica ha simmetria radiale, ρ(~r) = ρ(r), i momenti disparidella distribuzione di carica sono nulli. Il secondo termine corrisponde al secondomomento e definisce il raggio quadratico medio della distribuzione di carica

1

2

∫q2r2 cos2 θ ρ(r) r2drdΩ =

2π

3q2

∫

Rr4ρ(r)dr =

1

6q2

∫

Rr2ρ(~r)d~r =

1

6q2〈r2〉

In questo caso il fattore di forma e funzione del quadrato dell’impulso trasferito

F (~q) = F (q2) = 1− 1

6q2〈r2〉+

1

120q4〈r4〉+ . . .

e il raggio quadratico medio della distribuzione di carica si ottiene dalla derivata delfattore di forma per q2 = 0

〈r2〉 = −6

(∂F

∂q2

)

q2=0

131

Esempio 1: distribuzione di carica uniforme

Per una distribuzione di carica uniforme in una sfera di raggio R

ρ(r) = ρo =3

4πR3r ≤ R ρ(r) = 0 r > R

il fattore di forma e

ρo

∫eiqr cos θ r2drd cos θdφ = ρo 2π

∫ eiqr − e−iqr

iqrr2dr = ρo

4π

q

∫ R

0sin qr rdr

F (q2) =3

q3R3(sin qR− qR cos qR) = 1− q2R2

10+

q4R4

280+ . . .

Il raggio quadratico medio della distribuzione di carica e 〈r2〉 = 3R2/5. Questofattore di forma riproduce bene i risultati di misure di sezione d’urto di diffusionedi elettroni da nuclei con peso atomico A grande.

Esempio 2: distribuzione di carica esponenziale

Per una distribuzione di carica ρ(r) = ρoe−µr

∫ρoe

−µr r2drd cos θdφ = ρo 4π2

µ3= 1 ⇒ ρo =

µ3

8π

F (q) = ρo

∫eiqr cos θe−µr r2drd cos θdφ = ρo 2π

∫ e−(µ−iq)r − e−(µ+iq)r

iqrr2dr =

= ρo2π

iq

[1

(µ− iq)2− 1

(µ + iq)2

]= ρo

8πµ

(q2 + µ2)2

F (q2) =µ4

(q2 + µ2)2=

1

(1 + q2/µ2)2= 1− 2q2

µ2+

3q4

µ4+ . . .

Il raggio quadratico medio della distribuzione di carica e 〈r2〉 = 12/µ2. Questofattore di forma riproduce bene i risultati di misure di sezione d’urto di diffusionedi elettroni da protoni e neutroni.

Esempio 3: distribuzione di carica gaussiana

La trasformata di Fourier di una distribuzione di carica gaussiana

ρ(r) =1

(2πσ2)3/2e−r2/2σ2

con raggio quadratico medio 〈r2〉 = 3σ2, e una funzione gaussiana

F (q2) = e−q2σ2/2 = 1− q2σ2

2+

q4σ4

8+ . . .

Il raggio quadratico medio della distribuzione di carica e 〈r2〉 = 3σ2. Questo fattoredi forma riproduce bene i risultati di misure di sezione d’urto di diffusione di elettronida nuclei con peso atomico A piccolo (He, Li, Be, . . . ).

132

1.7.7 Diffusione di una carica da un dipolo magnetico

Se la particella bersaglio ha spin 6= 0, una particella di carica elettrica ze e soggettaal campo prodotto dal momento di dipolo magnetico ~µ della particella bersaglio.Poiche il campo magnetico generato da un dipolo ha una dipendenza dalla distanza∼ 1/r3, l’interazione e di intensita molto minore che nel caso del campo coulombianoche ha l’andamento ∼ 1/r2. L’intensita dell’interazione col momento magnetico eimportante solo a piccole distanze, cioe per grandi impulsi trasferiti. Ci sono parti-celle neutre dotate di momento di dipolo magnetico (questo e il caso del neutrone)che hanno solo interazioni magnetiche.

Il potenziale prodotto da un dipolo magnetico a distanza r e

~A(~r) =µo

4π

~µ ∧ ~r

r3

L’elemento di matrice di transizione tra lo stato |~p〉 e lo stato |~p′〉 e

〈~p′|HI |~p〉 = − ze

mV

µo

4π〈~p′| ~µ ∧ ~r

r3· ~p |~p〉

Osservando che (~µ ∧ ~r) · ~p = (~p ∧ ~µ) · ~r, l’integrale diventa

∫eiqr cos θ (~p ∧ ~µ) · ~r

r3r2drd cos θdφ = 〈(~p ∧ ~µ) · ~q〉 4πi

q2

Quindi, a parte un fattore angolare, l’elemento di matrice e

|〈~p′| HI |~p〉|2 =z2

m2V 2

(eµo

4π

)2 16π2 µ2p2

q2

La probabilita di transizione nell’unita di tempo per interazione tra la carica ze e ilmomento magnetico della particella bersaglio µ = eh/2M

dPi→f =2π

hz2

(e

4πεoc2

)2(

eh

2M

)21

m2V 2

16π2h2p2

4p2 sin2 θ/2

V

8π3h3 pm dΩ =

=v

Vz2r2

e

(mec2)2

4p2 sin4 θ/2

1

c2

(∆p)2

(2Mc)2dΩ

ci da, dividendo per il flusso iniziale, la sezione d’urto di diffusione

dσ

dΩ= z2r2

e

(mec2)2

4p2v2 sin4 θ/2· v2

c2

(∆p)2

(2Mc)2

proporzionale alla sezione d’urto di Rutherford e ad un fattore che dipende dallavelocita e dal quadrato del rapporto tra l’impulso trasferito e la massa della particellabersaglio e che quindi e molto piccolo se ∆p ¿ Mc e se la particella incidente nonha energia elevata.

133

1.7.8 Fattore di forma magnetico

Se la particella bersaglio ha una struttura con una densita di magnetizzazione ~M(~r′)in una regione di spazio R, l’integrale nell’elemento di matrice viene modificato

∫ei~q·~r

∫

R

~M(~r′) ∧ (~r − ~r′)

|~r − ~r′|3 d~r′ d~r =∫

ei~q·~s∫

Rei~q·~r′ ~M(~r′) ∧ ~s

s3d~r′ d~s =

∫

Rei~q·~r′ ~M(~r′) d~r′ ∧

∫ ei~q·~s ~s

s3d~s

L’integrale contiene la trasformata di Fourier della densita di magnetizzazione cioeil

fattore di forma magnetico ~FM(~q) =∫

Rei~q·~r ~M(~r) d~r

con la normalizzazione

~FM(q = 0) =∫

R

~M(~r) d~r = ~µ

dove ~µ e il momento magnetico della particella. La sezione d’urto di diffusionedalla distribuzione di magnetizzazione e uguale al prodotto della sezione d’urto didiffusione da una particella puntiforme con momento magnetico ~µ nel baricentrodella distribuzione per il quadrato del modulo del fattore di forma magnetico

dσ

dΩ=

(dσ

dΩ

)

punto

|~FM(~q)|2

Possiamo quindi ripetere le considerazioni fatte sopra e definire i momenti delladistribuzione di magnetizzazione, il raggio quadratico medio della distribuzione etc.

1.7.9 Forma relativistica della sezione d’urto di Rutherford

Se la velocita relativa delle particelle non e piccola rispetto alla velocita della luce,occorre usare le regole della cinematica relatistica (appendice 4.6). Questo permetteanche di introdurre la dipendenza delle sezioni d’urto dallo spin delle particelle che eun fenomeno tipicamente relativistico. Consideriamo la diffusione di una particelladi massa m e 4-impulso P da una particella di massa M e 4-impulso Po. Manteniamol’ipotesi m ¿ M , che e vera nella maggior parte degli esperimenti in cui si studiala struttura dei nuclei con fasci di elettroni, e facciamo l’ipotesi E À mc2, anchequesta verificata nella maggior parte dei casi di interesse. Nel riferimento in cui laparticella M e in quiete abbiamo (usiamo la convenzione c = 1 )

stato iniziale P = (~p,E) Po = (0,M)

stato finale P ′ = (~p′, E ′) P ′o = (~p′o, E

′o)

La conservazione di energia-impulso richiede

P + Po = P ′ + P ′o P − P ′ = q = P ′

o − Po

134

dove q e il 4-impulso trasferito q = (~q, ν) = (~p− ~p′, E − E ′)

q2 = (P −P ′)2 = P 2 +P ′2−2 EE ′+2 ~p ·~p′ ≈ 2m2−2EE ′(1−cos θ) ≈ −4pp′ sin2 θ/2

q2 e di tipo spazio (space-like). Analogamente per le variabili della particella bersaglio

q2 = (P ′o − Po)

2 = P ′2o + P 2

o − 2 EoE′o + 2 ~po · ~p′o = 2M2 − 2ME ′

o

Si ha diffusione elastica se l’energia trasferita e molto piu piccola dell’energia chetiene legata la particella bersaglio, ν ¿ Elegame

o ¿ M . In questo caso la particellabersaglio rimane uno stato legato con massa M che rincula con energia cinetica ν eenergia totale

E ′o = M − q2

2M= M + ν

Il processo di diffusione elastica e caratterizzato da

−q2 = 2Mν ~q 2 = ν2 − q2 = q2 q2

4M2− q2 ≈ −q2

La particella m e diffusa ad angolo polare θ con impulso

p′ ≈ p

1 + (p/M)(1− cos θ)=

p

1 + (2p/M) sin2 θ/2

dove abbiamo fatto l’ipotesi che l’energia della particella nello stato finale sia E ′ Àmc2 (e la relazione dell’effetto Compton). L’elemento di matrice e lo stesso calcolatoin precedenza per la diffusione Rutherford. Nel calcolo della densita degli stati finalidobbiamo tener conto dell’energia cinetica ceduta alla particella bersaglio

Ef = E ′+E ′o ≈ p′+M +

2pp′ sin2 θ/2

MdEf = (1+

2p sin2 θ/2

Mc)c dp′ =

cp

p′dp′

dove abbiamo re-introdotto i fattori c per tener conto delle dimensioni.La sezione d’urto si ottiene come nel caso precedente. Per una particella di carica

e e velocita v ≈ c risulta

dσ

dΩ= Z2 r2

e

(mec2)2

4p2c2 sin4 θ/2

p′

p= Z2 r2

e

(mec2)2

4p2c2 sin4 θ/2

1

1 + (2p/Mc) sin2 θ/2

Possiamo esprimere la sezione d’urto in forma invariante in funzione del 4-impulsotrasferito, dq2 = −2pp′ d(1− cos θ) = 2pp′ d cos θ = pp′ dΩ/π

dσ

dq2=

dσ

dΩ

dΩ

dq2= Z2 4r2

e (mec2)2

q4

p′3

p

π

pp′= Z2 4πr2

e (mec2)2

q4

(p′

p

)2

135

1.7.10 Sezione d’urto di Dirac

La sezione d’urto di Rutherford non tiene conto dello spin delle particelle: e validaper particelle di spin 0. L’equazione del moto di una particella relativistica di spin1/2, l’equazione di Dirac (appendice 4.18), prevede che l’elicita, h = ~s · ~p/|~s||~p|, siconservi ad alta energia. Gli stati di elicita di un fermione di spin 1/2 sono h = ±1e la probabilita che un fermione [antifermione] con velocita βc abbia elicita h = −1[h = +1] e uguale a (1 + β)/2 [(1 − β)/2]. Per particelle con E À mc2 possiamoconsiderare il limite β → 1. Se un elettrone con elicita nello stato iniziale h = −1viene diffuso ad angolo polare θ, la conservazione del momento angolare e dell’elicitaintroduce un nuovo fattore nella sezione d’urto differenziale.

Gli stati iniziale e finale sono autostati dell’operatore di spin, |~s|, e della compo-nente sz rappresentati dalle matrici di Pauli

σx =

(0 11 0

)σy =

(0 −ii 0

)σz =

(1 00 −1

)σ2 = σ2

x + σ2y + σ2

z

Lo stato iniziale e |1/2,−1/2〉. Lo stato finale sara una combinazione dei due stati|1/2, +1/2〉 e |1/2,−1/2〉 che rappresentiamo come autostati delle matrici di Pauli

|1/2, +1/2〉 =

(10

)|1/2,−1/2〉 =

(01

)

con autovalori ±1/2. Nella transizione dallo stato iniziale (assumiamo pi ‖ z) allostato finale interviene l’operatore di rotazione attorno ad un asse normale all’asse z(appendice 4.10)

Ry(θ) = eisyθ = eiσyθ/2 = cos θ/2 + i σy sin θ/2 =

=

(cos θ/2 0

0 cos θ/2

)+ i

(0 −i sin θ/2

i sin θ/2 0

)=

(cos θ/2 sin θ/2− sin θ/2 cos θ/2

)

Gli elementi di matrice della rotazione sono

〈1/2,−1/2| Ry(θ) |1/2,−1/2〉 =(

0 1) (

cos θ/2 sin θ/2− sin θ/2 cos θ/2

) (01

)= cos θ/2

〈1/2, +1/2| Ry(θ) |1/2,−1/2〉 =(

1 0) (


) (01

)= sin θ/2

Se la particella bersaglio ha spin 0 non puo modificare lo stato di momento angolaresz dell’elettrone e si ha solo il primo elemento di matrice. La sezione d’urto vienemodificata per il fattore |〈1/2,−1/2| Ry(θ) |1/2,−1/2〉|2 = cos2 θ/2 ed e chiamata

sezione d’urto di Mottdσ

dΩ=

(dσ

dΩ

)

Ruth

cos2 θ/2

Il fattore cos2 θ/2 sopprime la deflessione ad angoli grandi, θ ≈ π, che per la conser-vazione dell’elicita comporterebbe l’inversione dello spin.

136

• Nota: questa e l’espressione della sezione d’urto di Mott nel limite β → 1. Peruna particella di velocita βc si ha

(dσ

dΩ

)

Mott

=

(dσ

dΩ

)

Ruth

(1− β2 sin2 θ/2)

Se la particella bersaglio ha spin 1/2, si hanno due contributi: la diffusione perinterazione con la carica elettrica, in cui compare il fattore cos2 θ/2, e l’interazionecol momento magnetico della particella bersaglio, con inversione degli spin, chee rappresentata dal fattore sin2 θ/2. Per un fermione di spin 1/2 e massa M , confattore giromagnetico g = 2 e momento magnetico µ = 2(e/2M)(h/2), la probabilitadi interazione magnetica va sommata alla probabilita di interazione elettrica e siottiene, per β → 1, la

sezione d’urto di Diracdσ

dΩ=

(dσ

dΩ

)

Ruth

[cos2 θ/2 +

Q2

4M22 sin2 θ/2

]

Q2 = −q2 = 4pp′ sin2 θ/2 e il quadrato del 4-impulso trasferito e il fattore 2 tieneconto della molteplicita degli stati di spin 1/2.

1.7.11 Sezione d’urto di Rosenbluth

Se la particella bersaglio ha fattore giromagnetico g 6= 2, cioe ha momento magneticoanomalo caratterizzato da g = 2(1+κ), la sezione d’urto viene modifica nella sezioned’urto di Rosenbluth

dσ

dΩ=

(dσ

dΩ

)

Ruth

[(1 +

Q2

4M2κ2

)cos2 θ/2 +

Q2

4M2(1 + κ)2 2 sin2 θ/2

]

Se inoltre la particella bersaglio ha una struttura caratterizzata da una densita dicarica ρ(~r) e di magnetizzazione ~M(~r) (il momento magnetico anomalo e in effettiprodotto da una distribuzione non puntiforme) si introducono i fattori di formaelettrico FE(q2) e magnetico FM(q2) che modificano la sezione d’urto nella forma

dσ

dΩ=

(dσ

dΩ

)

Ruth

[(F 2

E +Q2

4M2κ2 F 2

M

)cos2 θ/2 +

Q2

4M2(FE + κ FM)2 2 sin2 θ/2

]

Per il protone e il neutrone la normalizzazione dei fattori di forma e

F pE(0) = F p

M(0) = 1 F nE(0) = 0 F n

M(0) = 1

In luogo di questi due fattori di forma si utilizzano di solito le combinazioni

GE(q2) = FE(q2)− Q2

4M2κ FM(q2) GM(q2) = FE(q2) + κ FM(q2)

con la normalizzazione

GpE(0) = 1 Gn

E(0) = 0 GpM(0) = 1 + κp = µp Gn

M(0) = 1 + κn = µn

137

e la sezione d’urto di Rosenbluth si esprime

dσ

dΩ=

(dσ

dΩ

)

Ruth

[G2

E + (Q2/4M2) G2M

1 + Q2/4M2cos2 θ/2 +

Q2

4M2G2

M 2 sin2 θ/2

]=

=

(dσ

dΩ

)

Mott

[G2

E + (Q2/4M2) G2M

1 + Q2/4M2+

Q2

4M2G2

M 2 tan2 θ/2

]

Dall’analisi della forma della sezione d’urto possiamo osservare che

• per Q2 ¿ (2Mc2)2 domina il contributo dell’interazione con la carica elettricadel bersaglio, dσ/dΩ ≈ G2

E;

• per Q2 À (2Mc2)2 domina il contributo dell’interazione con il momento mag-netico del bersaglio, dσ/dΩ ≈ G2

M ;

• misurando il modulo dell’impulso dell’elettrone nello stato finale, p′, e l’angolodi diffusione, θ, si possono misurare sia G2

E che G2M studiando la dipendenza

della sezione d’urto da Q2 e tan2 θ/2 (Fig.1.56);

• l’estrapolazione dei dati sperimentali a Q2 → 0 determina la carica Ze e ilmomento magnetico µ della particella bersaglio.

0 . 0 0

0 . 0 1

0 . 0 2

0 . 0 3

0 . 0 4

0 . 0 0 . 2 0 . 4 0 . 6 0 . 8 1 . 0 1 . 2

q2 = 3 GeV2

t g2 /2θθθθ

sezi

on

e

d'u

rto

e

lett

ron

e-p

roto

ne

Figure 1.56: Sezione d’urto elettrone-nucleone in funzione di tan2 θ/2

Per avere informazioni dettagliate sulle proprieta di particelle con una struttura didimensione spaziale R occorrono due condizioni

• che la particella del fascio abbia caratteristiche ben note e, possibilmente, abbiauna struttura elementare; questa condizione e ben assicurata dagli elettroni;

• che la lunghezza d’onda associata all’impulso trasferito sia molto minore delledimensioni della particella bersaglio h/∆p = h/(4pp′ sin2 θ/2)1/2 ¿ R, cioeche l’impulso del fascio sia sufficientemente elevato.

138

1 0- 4

1 0- 3

1 0- 2

1 0- 1

1 00

0 5 1 0 1 5 2 0 2 5 3 0

Gm

/µµµµp

(1 + q2/0 .71)- 2

q2 (GeV2 )

fatt

ore

di

form

a m

agn

etic

o d

el p

roto

ne

Figure 1.57: Fattore di forma magnetico del protone in funzione di q2

Le misure iniziate da Hofstadter 35 nel 1958 con fasci di elettroni e bersagli diprotoni, neutroni e nuclei leggeri (Fig.1.57) hanno fornito importanti risultati sulleproprieta di queste particelle (in realta non esistono neutroni liberi, le misure sonofatte con bersagli di idrogeno e deuterio e le informazioni sul neutrone sono estratteper confronto)

• i fattori di forma GpE(q2), Gp

M(q2)/µp, GnM(q2)/µn hanno la stessa dipendenza

da q2 che viene parametrizzata nella forma

G(q2) =1

(1 + q2/q2o)

2

da cui si deriva q2o = 0.71 GeV 2;

• questa e la trasformata di Fourier di una distribuzione di carica e di magne-tizzazione esponenziale

ρ(r) ≈ M(r) ≈ e−qor

• il raggio quadratico medio delle distribuzioni rappresenta l’estensione spazialedel protone e del neutrone, il valore e

√〈 r2〉 =

√12

hc

qo

≈ 0.8 10−13 cm

• i momenti magnetici, espressi in magnetoni nucleari, sono

µp = +2.792 µN µn = −1.913 µN µN =eh

2mp

in ottimo accordo con i risultati delle misure effettuate con il metodo dellarisonanza magnetica nucleare (capitolo ???).


139

1.8 Diffusione da potenziale

Nel capitolo ??? abbiamo introdotto la sezione d’urto e derivato alcuni esempisulla base delle conoscenze di fisica classica e nel capitolo ??? abbiamo calcolato lasezione d’urto di alcuni processi elementari sulla base dei metodi perturbativi dellameccanica quantistica. Gli esempi che abbiamo trattato riguardano processi di in-terazione elettromagnetica. I risultati sperimentali sono in accordo con le previsionidel modello teorico. I principali motivi del successo del modello sono

• il potenziale e derivato dalle leggi ben verificate dell’elettromagnetismo clas-sico;

• il modello e basato su solide leggi di simmetria: l’invarianza per trasformazionidi Lorentz, di gauge, di coniugazione di carica, . . .;

• lo sviluppo in serie del calcolo perturbativo converge rapidamente perche lacostante adimensionale caratteristica dell’interazione elettromagnetica e pic-cola

α =e2

4πεohc≈ 1

137¿ 1

La trattazione delle interazioni nucleari e notevolmente piu complessa perche

• non c’e un analogo classico su cui basare ipotesi;

• la hamiltoniana di interazione non e nota;

• l’interazione e molto piu intensa dell’interazione elettromagnetica e i metodiperturbativi non danno risultati affidabili.

Poiche gran parte dell’informazione sperimentale e basata sullo studio di reazioninucleari e di diffusione di particelle da nuclei e opportuno impostare in modo piugenerale lo studio di questi processi.

1.8.1 Diffusione da potenziale radiale

Consideriamo la diffusione di una particella di massa m1 dalla particella bersagliodi massa m2 descritta in meccanica non relativistica dalla equazione del moto

ih∂

∂tψ(~r1, ~r2, t) =

[− h2

2m1

∇21 −

h2

2m2

∇22 + U(~r1, ~r2)

]ψ(~r1, ~r2, t)

La soluzione si puo fattorizzare nelle coordinate del moto relativo tra le particelle enelle coordinate del baricentro

~r = ~r1 − ~r2~R =

m1~r1 + m2~r2

m1 + m2

140

L’equazione del moto si modifica nella forma

ih∂

∂tψ(~r, ~R, t) =

[− h2

2M∇2

R −h2

2m∇2

r + U(~r)

]ψ(~r, ~R, t)

con M = m1 + m2 e m = (m1m2)/(m1 + m2) . La soluzione

ψ(~r, ~R, t) = u(~r) v(~R) e−i(Er+ER)t/h

soddisfa le equazioni

− h2

2M∇2

R v(~R) = ER v(~R)

[− h2

2m∇2

r + U(~r)

]u(~r) = Er u(~r)

• la prima equazione descrive il moto del centro di massa che si muove di motorettilineo uniforme;

• la seconda equazione, che e quella che ci interessa, descrive l’interazione delledue particelle nel sistema del centro di massa.

Quindi tutte le considerazioni che seguono si riferiscono al sistema del centro dimassa. Facciamo le seguenti ipotesi aggiuntive

• il potenziale U(~r) si annulla per r →∞ con un andamento piu rapido di 1/r;

• se R e la dimensione del sistema in studio, le osservazioni sono fatte a distanzar ÀR;

• il potenziale e a simmetria sferica, U(~r) = U(r).

U(r) → 0 al tempo t = −∞ e a distanza r ÀR. L’equazione diventa

∇2u(~r) + k2u(~r) = 0 E =h2k2

2m

Lo stato iniziale e lo stato di particelle libere con impulso ~p = h~k (nel sistema delcentro di massa) che assumiamo parallelo all’asse z

ui(~r) =1

V 1/2eikz

Al tempo t = +∞ e a distanza r ÀR ipotizziamo una soluzione del tipo

uf (~r) =1

V 1/2

[eikz + f(θ, φ)

eikr

r

]

sovrapposizione dell’onda piana ui(~r) e di un’onda sferica che ha origine nel centrodi massa del sistema e ha ampiezza f(θ, φ) detta ampiezza di diffusione (Fig.1.58).Per ottenere la sezione d’urto calcoliamo il flusso incidente e il flusso diffuso dal

141

λλλλ

θθθθstato in.

e ikz

e -ikr

re +ikr

r

stato fin.

Figure 1.58: Diffusione da potenziale

potenziale ad un angolo fissato θ, φ

Φi =h

2im(u∗i∇ui − ui∇u∗i ) =

hk

V m

Φd =h

2imV|f(θ, φ)|2

[e−ikr

r

∂

∂r

eikr

r− eikr

r

∂

∂r

e−ikr

r

]=

1

r2

hk

V m|f(θ, φ)|2

Il numero di particelle diffuse nell’unita di tempo con angolo di diffusione Ω end(Ω) = Φdr

2 e quindi la sezione d’urto differenziale e pari al modulo quadrodell’ampiezza di diffusione

dσ

dΩ=

nd(Ω)

Φi

= |f(θ, φ)|2

1.8.2 Approssimazione di Born

Se il potenziale U(r) e noto, la soluzione dell’equazione non omogenea (normalizzatain un volume V = 1) e del tipo

u(~r) = eikz +2m

h2

∫ eik|~r−~r′|

4π|~r − ~r′| U(r′)ψ(r′)d~r′

che, per r →∞,

|~r − ~r′| ¿ reik|~r−~r′|

|~r − ~r′| ≈eikr

re−i~k′·~r′ ~k′ = kr

possiamo approssimare

u(~r) = eikz +m

2πh2

∫ eikr

re−i~k′·~r′ U(r′) ψ(r′) d~r′ = eikz +

+m

2πh2

eikr

r

∫e−i~k′·~r′ U(r′)

[ei~k·~r′ +

m

2πh2

eikr′

r′

∫e−i~k′· ~r′′ U(r′′)

(ei~k· ~r′′ + . . .

)d~r′′

]d~r′

142

Con queste ipotesi la soluzione e rappresentata dallo sviluppo in serie

u(~r) = eikz +m

2πh2

eikr

r

∫ei(~k−~k′)·~r′ U(r′) d~r′ +

+(

m

2πh2

)2 eikr

r

∫ eikr′

r′e−i~k′·~r′ U(r′)

∫ei(~k−~k′)· ~r′′ U(r′′) d~r′′ d~r′ + . . .

Il primo termine della serie e l’ampiezza di diffusione in approssimazione di Born

f(θ, φ) =m

2πh2

∫ei~q·~r U(r) d~r ~q = ~k − ~k′

Se sostituiamo in questa relazione la hamiltoniana del potenziale coulombiano

U(r) =zZe2

4πεor⇒ f(θ, φ) =

zZremec2

2pv sin2 θ/2

troviamo la sezione d’urto di Rutherford.

1.8.3 Sviluppo in onde parziali

Se il potenziale U(r) non e noto, possiamo comunque cercare le caratteristichedell’ampiezza di diffusione sulla base delle ipotesi che il potenziale sia a simmetriasferica e che si annulli per r →∞. Nel sistema del centro di massa possiamo svilup-pare la soluzione dell’equazione del moto, l’onda piana incidente e l’onda diffusa, inautofunzioni del momento angolare facendo una ipotesi aggiuntiva che

• lo stato iniziale e finale abbiano simmetria azimutale, cioe non dipendanodall’angolo φ

Con queste ipotesi, lo stato iniziale e finale si possono sviluppare in autofunzioni delmomento angolare ~l, lz, con lz = 0

Yl0(θ) =

(2l + 1

4π

)1/2

Pl(cos θ)

dove Pl(cos θ) sono i polinomi di Legendre. Per lo stato iniziale

ui(r, θ) = eikr cos θ =∑

l

il (2l + 1) jl(kr) Pl(cos θ) l = 0, 1, 2 . . .

le funzioni radiali che esprimono la dipendenza dalla distanza r sono le funzionisferiche di Bessel che hanno come andamento asintotico, la forma di onde sferiche

limkrÀl

jl(kr) =sin(kr − lπ/2)

kr

Quindi lo stato iniziale e rappresentato dalla sovrapposizione di due onde sfericheuna convergente verso il centro di massa e l’altra divergente dal centro di massa

limr→∞ui(r, θ) =

i

2k

∑

l

(2l + 1)

[(−1)l e−ikr

r− eikr

r

]Pl(cos θ)

143

Analogamente rappresentiamo lo stato finale come sovrapposizione di onde sferiche

uf (r, θ) = ui(r, θ) + f(θ)eikr

r=

i

2k

∑

l

(2l + 1)

[(−1)l e−ikr

r− al

eikr

r

]Pl(cos θ)

dove le ampiezze al rappresentano l’azione del potenziale sulla componente l dell’ondasferica divergente. L’azione del potenziale risulta in uno sfasamento e un assorbi-mento dello stato iniziale

al = ηl e2iδl con ηl δl reali 0 ≤ ηl ≤ 1

La diffusione dal potenziale e rappresentata dallo stato

ud(r, θ) = uf (r, θ)− ui(r, θ) =i

2k

eikr

r

∑

l

(2l + 1)(1− al)Pl(cos θ)

con ampiezza di diffusione

f(θ) =i

2k

∑

l

(2l + 1)(1− al)Pl(cos θ)

Troviamo quindi la sezione d’urto differenziale

dσ

dΩ= |f(θ)|2 =

1

4k2

∑

l

∑

l′(2l + 1)(2l′ + 1)(1− a∗l )(1− al′) PlPl′

e, usando la proprieta di ortonormalita dei polinomi di Legendre,

∫Pl(cos θ)P ′

l (cos θ) d cos θdφ =4π

2l + 1δll′

troviamo la sezione d’urto di diffusione

∫ dσ

dΩd cos θdφ =

1

4k2

∑

l

∑

l′(2l + 1)(2l′ + 1)(1− a∗l )(1− al′)

4π

2l + 1δll′

σd =πh2

p2cm

∑

l

(2l + 1)|1− al|2

1.8.4 Sezione d’urto elastica e di reazione

La diffusione elastica e caratterizzata da ηl = 1

1− al = 1− e2iδl = eiδl (e−iδl − eiδl) = −2i eiδl sin δl

In questo caso l’azione del potenziale non cambia l’ampiezza ma cambia solo la fasedell’onda diffusa. La sezione d’urto elastica

σel =4πh2

p2cm

∑

l

(2l + 1) sin2 δl

144

e la somma, pesata per il fattore di molteplicita 2l+1, dei contributi dei diversi valoridel momento angolare relativo delle particelle m1,m2. Quando la fase della singolacomponente e δl = π/2, l’ampiezza di diffusione fl(θ) e puramente immaginaria e lasezione d’urto σl ha il valore massimo. Questa e chiamata condizione di risonanzaper l’onda parziale l.

Se ηl < 1 la diffusione e inelastica perche parte del flusso incidente e assorbitodal bersaglio. Il flusso assorbito dell’onda parziale l e pari a Φi (1−|al|2) e la sezioned’urto di assorbimento o sezione d’urto di reazione

σabs =πh2

p2cm

∑

l

(2l + 1)(1− |ηl|2)

rappresenta i processi in cui una o entrambe le particelle cambiano natura nellostato finale.

Si puo avere diffusione elastica senza altri processi: se ηl = 1 si ha σabs =0. Ma non si puo avere diffusione inelastica senza avere anche diffusione elastica:come in ottica, un bersaglio che assorbe l’onda incidente produce anche diffrazione.L’ampiezza di diffusione dell’onda parziale l puo essere puramente immaginaria, ma,se ha una parte reale, ha anche una parte immaginaria.

La sezione d’urto totale e data dal contributo di diffusione elastica e di assorbi-mento

σtot = σel + σabs =πh2

p2cm

∑

l

(2l + 1)[(1− 2<al + |al|2) + (1− |al|2)

]

σtot =2πh2

p2cm

∑

l

(2l + 1)(1−<al)

Da queste considerazioni ricaviamo due importanti conclusioni

• La sezione d’urto di un processo, nello stato di momento angolare l, non puosuperare il valore che corrisponde al massimo della probabilita di diffusione

σl ≤ 4πh2

p2cm

(2l + 1)

detto anche limite di unitarieta.

• L’ampiezza di diffusione ha una parte immaginaria, legata alla diffusione elas-tica, e una parte reale

f(θ) =h

2pcm

∑

l

(2l + 1)[i(1−<al) + =al] Pl(cos θ)

La parte immaginaria dell’ampiezza di diffusione in avanti, cioe per θ → 0,Pl(cos θ) → 1,

limθ→0

=f(θ) =h

2pcm

∑

l

(2l + 1)(1−<al)

145

e proporzionale alla sezione d’urto totale

σtot =4πh

pcm

=f(θ = 0)

Questa relazione, dedotta da Bohr e Peierls, e chiamata teorema ottico.

1.8.5 Diffusione da un disco

Consideriamo la diffusione di un’onda piana da un disco di raggio R normale alladirezione di propagazione z e facciamo l’ipotesi che R rappresenti l’estensione di unnucleo, R ≈ 10−13 cm. L’asse z passante per il centro del disco e un asse di simmetriadel processo di diffusione. Osserviamo lo stato finale rappresentato dall’onda diffusaa distanza r À R e angolo polare θ. Il momento angolare e

l =|~r ∧ ~p|

h= rk sin θ = kb

dove b e il parametro d’urto.

• A bassa energia, se pcm ¿ h/R = 200 MeV/c, il contributo dominante edovuto alla diffusione nello stato di momento angolare l = 0 (onda S ). Torner-emo su questo piu avanti.

• A energia elevata, pcm À 200 MeV/c, vi e invece il contributo di molti statidi momento angolare, l = 0, 1, 2, . . . , lmax = kR. Nel seguito consideriamoil caso di alta energia che, come abbiamo visto, e interessante per studiare lastruttura di una particella di dimensione R.

Se il disco e completamete assorbente, disco nero, si ha ηl = 0 per ogni stato dimomento angolare e la sezione d’urto di diffusione elastica e la sezione d’urto diassorbimento sono uguali

σel = σabs =π

k2

∑

l

(2l + 1)

Il contributo di ogni onda parziale e uguale all’area della corona circolare con raggiopari al parametro d’urto, b = l/k, (Fig.1.59)

∆σl = π(b + ∆b)2 − πb2 =π

k2[(l + 1)2 − l2] =

π

k2(2l + 1)

e la sezione d’urto si ottiene sommando su tutti i possibili valori di l

σel + σabs =2π

k2

lmax∑

l=0

(2l + 1) =2π

k2(lmax + 1)2 = 2π(R + λ)2 λ =

1

k

• se R ¿ λ, σtot = 2πλ2, la sezione d’urto totale e definita dalla lunghezzad’onda di De Broglie nel riferimento del centro di massa;

146

λλλλ

b

∆σ = 2πb∆b = πλ (2l+1)2

l h = b p

Figure 1.59: Diffusione da un disco assorbente

• se R À λ, σtot = 2πR2, la sezione d’urto totale e pari al doppio dell’area deldisco.

Quindi, nel caso di diffusione da un disco nero a energia elevata, la sezione d’urtodi assorbimento e pari all’area del disco, mentre la sezione d’urto totale e pari aldoppio dell’area del disco. Questo e dovuto all’interfenza tra l’onda piana incidentee l’onda diffusa che deve essere tale da annullare l’ampiezza di diffusione in avantinella zona d’ombra del disco.

In ottica, quando la lunghezza d’onda e molto minore delle dimensioni di unostacolo, λ = h/p ¿ R, a distanza r À R si osserva la diffrazione di Fraunhofer cheha le seguenti caratteristiche

• l’intensita della luce diffusa e concentrata ad angoli piccoli, θ < λ/R;

• si osservano minimi e massimi dell’intensita;

• l’ampiezza dell’onda diffusa e proporzionale alla trasformata di Fourier delladensita superficiale dell’ostacolo.

Nel caso della diffusione per interazione nucleare, lo stato iniziale e lo stato finalea distanza r À R sono approssimati con stati di particella libera, analoghi ai raggidi luce in ottica, ed e quindi interessante esaminare le previsioni di un modellobasato sull’analogia tra la diffusione della luce da un disco assorbente e l’interazionenucleare tra particelle.

Se l À 1 possiamo sostituire la somma sugli stati discreti con un integrale sulparametro d’urto e i polinomi di Legendre con le funzioni di Bessel

lmax∑

l=0

→∫ kR

odkb Pl(cos θ) → Jo(lθ)

Se siamo interessati alla diffusione ad angoli piccoli, l’ampiezza di diffusione in fun-zione della componente trasversa dell’impulso nel centro di massa, q = k sin θ ≈kθ = lθ/b, e

f(~q) =i

2k

∑

l

(2l + 1) (1− al)Pl(cos θ) → i

2k

∫(2kb + 1)[1− a(b)]Jo(qb) dkb

147

Usando la rappresentazione della funzione di Bessel Jo(x), con x = qb = kθr,

Jo(x) =1

2π

∫ 2π

oeix cos φ dφ

l’ampiezza di diffusione diventa un integrale sul vettore parametro d’urto, d~b =bdbdφ,

f(~q) =ik

2π

∫ei~q·~b [1− a(~b)] d~b

dove [1−a(~b)] e l’ampiezza dell’onda diffusa ad angolo polare θ dai punti del disco conparametro d’urto nell’intervallo b÷ b+db. L’ampiezza di diffusione e la trasformatadi Fourier in due dimensioni della funzione di profilo del disco, Γ(~b) = 1− a(~b).

Se il disco e completamente assorbente, Γ(~b) = costante = 1, si ha

f(~q) = ik∫ kθR

o

1

2π

∫ 2π

oeix cos φ dφ

xdx

(kθ)2=

ik

k2θ2

∫ kθR

oxJo(x)dx

e, tenendo conto della proprieta delle funzioni di Bessel,∫

x′nJn−1(x′)dx′ = xnJn(x),

troviamo

f(~q) = ikR2 J1(kθR)

kθR

Quindi la diffusione da un disco completamente assorbente e caratterizzata da

• l’ampiezza di diffusione e puramente immaginaria;

• la sezione d’urto di diffusione elastica

dσ

dΩ= |f(~q)|2 = k2R4

[J1(kθR)

kθR

]2

e una funzione oscillante con il primo minimo per θ = 3.84/kR;

• la sezione d’urto di diffusione elastica e pari alla sezione geometrica del disco

σel =∫ dσ

dΩdΩ = πR2

• il limite per q → 0 dell’ampiezza di diffusione e

limx→0

J1(x) =x

2limq→0

f(~q) =ikR2

2

• la sezione d’urto totale e pari al doppio della sezione geometrica del disco

σtot =4π

k=f(~q = 0) =

4π

k

kR2

2= 2πR2

148

1.8.6 Sezione d’urto protone-protone

Le previsoni del modello ottico riproducono qualitativamente i risultati della diffu-sione a energia elevata di protoni e neutroni da nuclei con peso atomico A grande.Nel caso della diffusione protone-protone (neutrone-protone o antiprotone-protone)la previsione σel/σtot = 1/2 non e confermata dai risultati sperimentali. Questo none sorprendente perche nel capitolo ??? abbiamo notato che i risultati di esperimentidi diffusione di elettroni da protoni e neutroni indicano che la distribuzione di caricaelettrica e di magnetizzazione non e uniforme. Supponiamo che la funzione di profilosia una distribuzione gaussiana

Γ(~b) = e−b2/R2∫

Γ(~b)d~b = πR2

In questo caso l’ampiezza di diffusione e

f(~q) =ik

2π

∫ei~q·~b e−b2/R2

d~b =ik

2R2 e−q2R2/4

e la sezione d’urto di diffusione elastica e

dσ

dΩ= |f(~q)|2 =

k2R4

4e−q2R2/2

Questa si puo esprimere in funzione del quadrato del 4-impulso trasferito

t = −4(pcmc)2 sin2 θ/2 ≈ −(hc)2k2θ2 dΩ ≈ 2πθdθ =π

(hc)2k2dt

dσ

dt=

dσ

dΩ

dΩ

dt=

p2cmR4

4h2 e(R/hc)2t/2

Da queste relazioni otteniamo la sezione d’urto di diffusione elastica e la sezioned’urto totale

σel =∫ dσ

dtdt =

πR2

2σtot =

4π

pcm

pcmR2

2= 2πR2

Quindi per valutare il parametro R della funzione di profilo, cioe il raggio medio delprotone in interazioni nucleari ad alta energia, possiamo fare due misure indipendenti

• misurare l’andamento della sezione d’urto elastica in funzione del 4-impulsotrasferito, dσ/dt (Fig.1.60). I risultati mostrano che, per piccoli valori dell’angolodi diffusione, t → 0, la sezione d’urto ha un andamento esponenziale e che ilparametro (R/hc)2/2 e approssimativamente indipendente dall’energia

(R/hc)2

2≈ 10 GeV −2 ⇒ R ≈ 0.9 10−13 cm

149

6

8

1 0

1 2

1 4

1 6

1 1 0 1 0 0

protone-antiprotone

protone-protone

energia totale (GeV)

b

(GeV

2)

d /dt = ebtσσσσ

Figure 1.60: Dipendenza da t della sezione d’urto elastica in funzione dell’energianel centro di massa.

• misurare la sezione d’urto totale, σtot (Fig.1.61). I risultati mostrano che,per pcm À Mpc, la sezione d’urto totale e approssimativamente indipendentedall’energia

σtot = 2πR2 ≈ 40 mb ⇒ R ≈ 0.8 10−13 cm

• inoltre il confronto tra i risultati dell’estrapolazione per t → 0 della misuradella sezione d’urto di diffusione elastica e i risultati della misura della sezioned’urto totale confermano la validita del teorema ottico.

3 0

4 0

5 0

6 0

7 0

1 1 0 1 0 0

antiprotone-protoneprotone-protone

energia totale (GeV)

σσσσ TO

T

(mba

rb)

Figure 1.61: Sezione d’urto totale in funzione dell’energia nel centro di massa.

Da questi risultati possiamo concludere che la distribuzione di materia nucleare nelprotone, misurata in esperimenti di diffusione protone-protone, neutrone-protone e

150

antiprotone-protone, e consistente con la distribuzione di carica elettrica e di mag-netizzazione misurata in esperimenti di diffusione elettrone-protone.

1.8.7 Diffusione elastica risonante

La diffusione elastica di due particelle puo avvenire con la formazione di uno statorisonante

m1 + m2 → M → m1 + m2

La massa dello stato intermedio M e pari all’energia totale nel centro di massa. Sele particelle m1, m2 hanno spin 0, lo spin dello stato M e pari al valore del momentoangolare l.

Nel caso di diffusione elastica, ηl = 1, al = e2iδl , l’ampiezza di diffusione

f(θ) =1

k

∑

l

(2l + 1)eiδl sin δlPl(cos θ)

e la somma pesata per il fattore di molteplicita, 2l + 1, e per il coefficiente cheesprime la distribuzione angolare, Pl(cos θ), delle ampiezze delle onde parziali

fl = eiδl sin δl =sin δl

cos δl − i sin δl

=1

cot δl − i

che hanno il valore massimo quando lo sfasamento e δl = π/2. Se Er e il valoredell’energia nel centro di massa per cui si ha formazione dello stato intermedio,Er = Mc2, per E ≈ Er si ha

cot δl(E) = cot δl(Er) +

[d

dEcot δl(E)

]

Er

(E − Er) + . . .

Il primo termine dello sviluppo e nullo perche δl(Er) = π/2. Se definiamo la larghezzadello stato Γ

2

Γ=

[d

dEcot δl(E)

]

Er

otteniamo la dipendenza dall’energia dell’ampiezza di diffusione dell’onda parziale l

fl(E) ≈ Γ/2

E − Er − iΓ/2

La sezione d’urto elastica per E ≈ Er e

σl(E) ≈ 4πh2

p2cm

(2l + 1)(Γ/2)2

(E − Er)2 + (Γ/2)2

in cui compare la funzione lorentziana dell’oscillatore armonico che ha frequenzapropria Er, coefficiente di smorzamento Γ/2 ed e eccitato alla frequenza E.

151

La formula che esprime la sezione d’urto di formazione di uno stato risonante dimassa M e spin l e detta formula di Breit e Wigner. La sezione d’urto ha il massimoper E = Er

σmax = σl(Er) =4πh2

p2cm

(2l + 1)

e per valori dell’energia E = Er ± Γ/2 la sezione d’urto ha valore σl(Er ± Γ/2) =σl(Er)/2. La differenza tra questi due valori e la larghezza dello stato ∆E = Γ. Lavita media dello stato risonante e (appendice 4.14)

τ = h/Γ

Le considerazioni fatte sono valide per interazione di particelle di spin 0. Se leparticelle hanno spin 6= 0, la sezione d’urto di Breit e Wigner va modificata per tenerconto del peso statistico degli stati di spin. Se ~s1, ~s2, sono gli spin delle particellem1 e m2 e queste sono in uno stato di momento angolare relativo ~l, la sezione d’urtodi formazione dello stato risonante di massa M e spin J ( ~J = ~s1 + ~s2 + ~l) nelladiffusione elastica m1 + m2 → M → m1 + m2 e

σJ(E) =4πh2

p2cm

2J + 1

(2s1 + 1)(2s2 + 1)

(Γ/2)2

(E −M)2 + (Γ/2)2

Per E = Mc2 l’impulso nel centro di massa e (appendice 4.6)

pcm =[(M2 −m2

1 −m22)

2 − 4m21m

22]

1/2

2M

152

Chapter 2

Fisica nucleare

2.1 Proprieta dei nuclei

L’interpretazione degli spettri di emissione degli atomi e dell’esperimento di Ruther-ford sono alla base del modello atomico di Bohr-Sommerfeld

• l’atomo e costituito di un nucleo di carica +Ze;

• Z elettroni di carica −e sono legati al nucleo dal potenziale coulombianoZe2/4πεor;

• la massa del nucleo e molto maggiore della massa dell’elettrone;

• la carica elettrica del nucleo e concentrata in una regione di spazio di dimen-sioni molto piu piccole delle dimensioni dell’atomo.

Le grandezze che caratterizzano i nuclei atomici e che danno informazioni sulla lorostruttura sono

• la massa, il raggio, lo spin;

• la carica elettrica, il momento di dipolo magnetico, il momento di quadrupoloelettrico, . . .

I nuclei sono degli stati legati con una struttura non elementare e l’interazionenucleare tra i costituenti ha caratteristiche (intensita, raggio d’azione, . . . ) moltodiverse dall’interazione elettromagnetica.

I nuclei sono indicati con il simbolo dell’elemento, X, il numero atomico, Z, e ilpeso atomico, A,

AZX

Il numero atomico indica la carica elettrica del nucleo, il peso atomico indica ilnumero di nucleoni (protoni e neutroni) costituenti il nucleo. Nel piano delle variabiliZ −A i nuclei stabili sono concentrati in una stretta banda, detta banda di stabilita(Fig.2.1), che indica una forte correlazione tra la carica elettrica e il numero di

153

0

2 0

4 0

6 0

8 0

1 0 0

0 4 0 8 0 1 2 0 1 6 0 2 0 0 2 4 0A = mass number

Z =

ato

mic

num

ber

0

2 0

4 0

6 0

8 0

1 0 0

0 2 0 4 0 6 0 8 0 1 0 0 1 2 0 1 4 0N = number of neutrons

Z =

nu

mb

er o

f p

roto

ns

Figure 2.1: Banda di stabilita dei nuclei

costituenti. I nuclei con lo stesso valore di Z e diverso valore di A hanno le stesseproprieta atomiche e sono chiamati isotopi (perche occupano la stessa posizionenella tavola di Mendeleev). Nuclei con lo stesso valore di A e diverso valore di Zsono chiamati isobari (perche hanno massa approssimativamente uguale).

2.1.1 Carica elettrica dei nuclei

La carica elettrica dei nuclei e stata misurata studiando gli spettri di emissionedei raggi X degli elettroni negli orbitali K che non risentono dell’effetto di schermoda parte degli orbitali piu esterni. Nel 1913 Moseley stabilı una relazione tra lafrequenza dei raggi X e il numero atomico degli elementi e mise in ordine nellatavola di Mendeleev tutti gli elementi allora noti

legge di Moseley hν =3

4Ry (Z − 1)2

(Ry = mec2α2/2 = 13.6 eV e l’energia di Rydberg) dimostrando che la carica

nucleare e un multiplo intero della carica elementare e.

2.1.2 Massa dei nuclei

La massa dei nuclei e determinata misurando la traiettoria di ioni in campi elettricie magnetici. Il metodo di misura e essenzialmente quello usato nell’esperimento di

154

Thomson (capitolo ???). Lo spettrometro di massa messo a punto da Aston 1 nel 1920e stato poi perfezionato fino a raggiungere precisione di misura di≈ 10−6. Il principiodi funzionamento e mostrato nella Fig.2.2. Gli ioni emessi dalla sorgente vengonoaccelerati da un campo elettrico e immessi nella zona tra due collimatori dove visono un campo elettrico e un campo magnetico ortogonali tra loro e ortogonali allalinea di volo in modo da selezionare gli ioni con carica q e velocita v

q E = q v B

Dopo il secondo collimatore vi e solo il campo magnetico e la traiettoria e un arcodi circonferenza di raggio

R =v

q BM

Per ridurre gli errori sistematici, le misure si fanno di solito per confronto tra nuclei

S

∆V

E B

B

rivelatore

Figure 2.2: Principio di funzionamento dello spettrometro di massa

che hanno differenza di massa molto piccola. Lo spettrometro di massa e anche usatoper separare gli isotopi di uno stesso elemento e misurarne l’abbondanza relativa. IlCarbonio, ad esempio, esiste in natura sotto forma di due isotopi con abbondanzarelativa

126 C 0.9889 13

6 C 0.0111

il peso atomico del carbonio naturale e il valor medio, 〈A〉 = 12.01In fisica nucleare si usa come unita di misura la Atomic Mass Unit, u, definita

massa dell’atomo dell’isotopo 126 C ≡ 12 u

In queste unita, la massa dell’atomo di idrogeno e

M(11H) = 1.007825 u = 938.783 MeV/c2

Il fattore di conversione tra le unita di misura e

u = 931.494 MeV/c2

La tabella mostra il valore della massa atomica, in unita atomiche, e della massanucleare, in MeV/c2, per alcuni nuclei leggeri


155

simbolo massa atomica (u) massa atomica (MeV/c2)112

[ 126 C ] 1 931.494

elettrone e 0.511protone p 938.272neutrone n 939.566idrogeno 1

1H 1.007825 938.373deuterio 2

1H 2.014102 1875.613trizio 3

1H 3.016049 2808.921elio 4

2He 4.002603 3727.379

2.1.3 Energia di legame dei nuclei

L’energia di legame (Binding Energy) e la differenza tra la massa del nucleo e lasomma delle masse dei costituenti che chiameremo nucleoni (moltiplicata per c2)

Mnucleoc2 =

A∑

k=1

mkc2 −BE

Lo stato legato con massa piu piccola e il nucleo di deuterio che e un isotopodell’idrogeno composto da un protone e un neutrone (Z = 1, A = 2)

in unita atomiche BE = mp + mn + me −M(21H) = 0.002389 u

in unita nucleari BE = mp + mn −M(21H) = 2.225 MeV

Nel caso dell’atomo di deuterio l’energia di legame atomica e, a parte un piccolo fat-tore dovuto alla diversa massa ridotta, pari a quella dell’atomo di idrogeno, 13.6 eV ,ed e molto piu piccola dell’energia di legame del nucleo. In generale il rapporto tral’energia di legame dei nucleoni nei nuclei e ≈ 106 volte maggiore dell’energia dilegame degli elettroni negli atomi. Il nucleo dell’atomo di elio, 4

2He, la particella α,e in una configurazione particolarmente stabile con energia di legame

in unita atomiche BE = 2mp + 2mn + 2me −M(42He) = 0.030379 u

in unita nucleari BE = 2mp + 2mn −M(42He) = 28.298 MeV

L’energia di legame dei nuclei con A piccolo non e una funzione regolare, ma perA ≥ 12 (Carbonio) l’energia di legame e con buona approssimazione proporzionaleal numero di nucleoni. Quindi l’energia di legame media di un nucleone nel nucleoe approssimativamente costante (Fig.2.3).

BE

A≈ costante ≈ 8 MeV

nucleone

156

0

5 0 0

1 0 0 0

1 5 0 0

2 0 0 0

0 4 0 8 0 1 2 0 1 6 0 2 0 0 2 4 0

ener

gia

di

lega

me

(M

eV)

peso atomico (A)

7 . 0

7 . 5

8 . 0

8 . 5

9 . 0

0 4 0 8 0 1 2 0 1 6 0 2 0 0 2 4 0

ener

gia

di

lega

me

per

nu

cleo

ne

(M

eV)

peso atomico (A)

Figure 2.3: Energia di legame dei nuclei stabili in funzione di A

2.1.4 Raggio dei nuclei

Parlare di raggio dei nuclei e improprio: occorre fornire una definizione operativa sucosa si misura e il metodo di misura. Informazioni sull’estensione spaziale dei nucleie sul raggio d’azione dell’interazione nucleare si ottengono con metodi diversi:

• con esperimenti di diffusione (di particelle α, neutroni, protoni, elettroni, . . .);

• con misure di spettroscopia dei livelli atomici;

• dall’analisi dell’energia di legame dei nuclei;

• dallo studio dei decadimenti nucleari, . . . .

La prima evidenza dell’estensione finita dei nuclei e stata ottenuta da Rutherforde Chadwick studiando la diffusione di particelle α. La minima distanza di avvici-namento di una particella con carica elettrica ze e energia cinetica K ad un nucleodi carica Ze (capitolo ??) dipende dall’angolo di diffusione θ ed e inversamenteproporzionale a Z e a K. Rutherford e Chadwick misero in evidenza una marcatadeviazione dalla sezione d’urto di diffusione coulombiana prevista per una caricapuntiforme quando l’impulso trasferito e elevato, cioe quando la minima distanza diavvicinamento e confrontabile con il raggio d’azione delle forze nucleari, Rnucl,

K sinθ/2 > Z mec2 re

Rnucl

157

Poiche l’energia delle particelle α prodotte nei decadimenti nucleari (capitolo ???) econtenuta in un piccolo intervallo, Kα = 4÷8 MeV , questo effetto era misurabile solocon nuclei con Z piccolo. Da queste prime misure si ottenne che Rnucl e proporzionalealla radice cubica del peso atomico A

Rnucl = Ro A1/3 Ro ≈ 1.2 10−13 cm

Negli anni successivi, usando acceleratori di particelle, fu possibile raggiungere im-pulsi trasferiti piu elevati, ∆p > h/R, e studiare con molto maggior dettaglio lastruttura dei nuclei. Le informazioni che si ottengono dipendono dal tipo di par-ticella usata come sonda. Particelle α e protoni sono soggetti sia all’interazionecoulombiana che all’interazione nucleare. I neutroni sono soggetti alla sola inter-azione nucleare (l’interazione di dipolo magnetico e trascurabile a bassa energia).Gli elettroni non hanno interazioni nucleari e danno informazioni dettagliate sulladistribuzione di carica e di magnetizzazione dei nuclei.

I risultati di esperimenti di diffusione di neutroni sono interpretati sulla basedello sviluppo dell’ampiezza di diffusione in onde parziali (capitolo ???). Perche lasezione d’urto sia sensibile all’estensione del nucleo bersaglio, l’impulso nel centrodi massa neutrone-nucleo deve essere pcm > h/R ≈ 100 MeV/c che corrispondea energia cinetica nel laboratorio Kn > 10 MeV . La sezione d’urto di diffusioneelastica e una funzione oscillante 2 che dipende dal raggio del nucleo, R,

dσ

dΩ= k2R4

(J1(kRsinθ)

kRsinθ

)2

pcm = hk

e quindi la posizione dei minimi e massimi dipende da R. La sezione d’urto direazione e la sezione d’urto totale dipendono dal quadrato del raggio del nucleo

σabs ' πR2 σtot ' 2πR2

Le misure della sezione d’urto differenziale e della sezione d’urto di reazione dineutroni non dipendono dalle proprieta elettromagnetiche del nucleo e fornisconorisultati sul raggio quadratico medio della distribuzione di materia nucleare nel nu-cleo.

Con esperimenti di diffusione di elettroni di alta energia, Ee = 100÷ 1000 MeV ,si misurano i fattori di forma elettromagnetici dei nuclei (capitolo ???) e da questi si

estrae la densita di carica elettrica ρ(r) e di magnetizzazione ~M(r). La sezione d’urtodi diffusione elastica in funzione dell’impulso trasferito e rapidamente decrescentee mostra le oscillazioni tipiche prodotte da una distribuzione di carica uniformein una sfera di raggio R. Una parametrizzazione piu accurata si ottiene con unadistribuzione del tipo

ρ(r) =ρo

1 + e(r−R)/t

2 J1(x) e la funzione di Bessel di prima specie

158

detta distribuzione di Woods-Saxon, dove R e il valore del raggio per cui ρ(r) = ρo/2e t misura lo spessore (thickness) della regione esterna del nucleo in cui la densitadi carica diminuisce rapidamente da ρ ≈ ρmax a zero.

Un altro metodo indipendente per determinare il raggio quadratico medio delladistribuzione di carica elettrica si basa sulla misura dell’energia elettrostatica deinuclei isobari (capitolo ???).

Un terzo metodo si basa sulla misura dello spettro di raggi X degli elettroniatomici. Gli orbitali atomici piu interni sono infatti infuenzati dalle dimensionifinite del nucleo. L’interpretazione dei risultati dipende dalla parametrizzazionedegli stati elettronici che, in un sistema atomico a molti elettroni, e nota solo in modoapprossimato. Un metodo di analisi spettroscopica piu sicuro si puo applicare agliatomi µ−mesici. Il mesone µ (capitolo ???) e una particella che ha caratteristichesimili a quelle dell’elettrone e massa molto maggiore, mµ = 105.66 MeV/c2 =207 me. Esiste in due stati di carica, µ+ e µ− e decade con vita media τµ = 2.2 10−6 s.I mesoni µ− possono essere catturati dai nuclei atomici e l’atomo decade con tempiτd ¿ τµ nello stato fondamentale in cui il raggio dell’orbita di Bohr e molto minoreche nel caso degli elettroni aµ ≈ aBohr/207 = 2.6 10−11 cm. Quindi i livelli dienergia degli atomi µ−mesici sono fortemente influenzati dall’estensione della caricanucleare e il confronto tra gli spettri di raggi X emessi da questi atomi e quellinormali fornisce informazioni sul raggio dei nuclei.

Tutti i metodi di misura danno risultati coerenti con piccole variazione deiparametri:

• la distribuzione di materia nucleare e approssimativamente uguale alla dis-tribuzione di carica elettrica;

• le distribuzioni hanno, con buona approssimazione, simmetria sferica;

• le distribuzioni sono approssimativamente uniformi in una sfera di raggio R;

• il raggio quadratico medio delle distribuzioni e proporzionale a A1/3 (Fig.2.4)

R = Ro A1/3 Ro = (1.2÷ 1.3) 10−13 cm

e il valore del parametro Ro dipende solo leggermente dal metodo di misura;

• il volume del nucleo e proporzionale al numero di nucleoni, (4π/3)R3 ∝ A.

2.1.5 Statistica e spin dei nuclei

Lo stato di momento angolare, lo spin dei nuclei, e la somma vettoriale dei momentiangolari dei singoli nucleoni, che sono fermioni di spin 1/2, e dei momenti angolariorbitali

~I =A∑

k=1

~sk + ~Lk

159

0

1

2

3

4

5

6

7

8

0 1 2 3 4 5 6 7

e - nucleus scattering

muonic-atom X rays

1.25 10- 1 3 cm A1 / 3

< R

>

(10-1

3 cm

)

A1 / 3

1 2C

5 6F e

2 0 8P b

Figure 2.4: Raggio medio dei nuclei in funzione di A

Si possono avere informazioni sullo spin dalle proprieta di simmetria legate alla sta-tistica degli stati. Altre informazioni si ottengono dalla conservazione del momentoangolare nelle reazioni nucleari o nei decadimenti dei nuclei, dalla struttura iperfinedegli spettri atomici e dalla misura dei momenti magnetici nucleari.

Un interessante esempio di determinazione dello spin del nucleo basata dalle pro-prieta di simmetria degli stati e lo studio della spettroscopia di molecole biatomicheomonucleari, cioe composte da due nuclei uguali, come N2, O2, F2, . . .. Lo statodella molecola si puo fattorizzare

|ψmolecola〉 = |ψel〉 |ψrot〉 |ψvibr〉 |ψnucl〉

Gli stati degli elettroni e gli stati vibrazionali sono simmetrici rispetto allo scambio1 ↔ 2 dei nuclei. La simmetria dello stato |ψrot〉 e (−1)L dove L e il momentoangolare orbitale del sistema. La simmetria dello stato |ψnucl〉 e diversa se lo spinnucleare, I, e intero (bosone) o semi-intero (fermione). Il numero degli stati di spine

Nspin = (2I + 1) (2I + 1)

• se I = 0, vi e un solo stato simmetrico;

• se I = 1/2, vi sono 4 stati |I, Iz〉, uno stato antisimmetrico (singoletto) e 3stati simmetrici (tripletto)

singoletto |0, 0〉 = 1√2(| ⇑,⇓〉 − | ⇓,⇑〉)

|1,−1〉 = | ⇓,⇓〉tripletto |1, 0〉 = 1√

2(| ⇑,⇓〉+ | ⇓,⇑〉)

|1, +1〉 = | ⇑,⇑〉

Ad esempio la molecola di idrogeno si chiama orto-idrogeno nello stato sim-metrico e para-idrogeno nello stato antisimmmetrico;

160

• in generale vi sono

2I + 1 stati con Iz uguale simmetrici2I(2I + 1) stati con Iz diverso di cui I(2I + 1) simmetrici

e I(2I + 1) antisimmetrici

cioe (I + 1)(2I + 1) stati simmetrici e I(2I + 1) stati antisimmetrici. I pesistatistici degli stati antisimmetrici e simmetrici sono in rapporto

stati antisimmetrici

stati simmetrici=

I

I + 1

L’interazione tra i nuclei della molecola e di tipo coulombiano, dipende solo dalladistanza relativa ed e simmetrica rispetto allo scambio 1 ↔ 2: la simmetria dellostato non cambia in una transizione radiativa. Le molecole biatomiche omonuclearinon hanno momento di dipolo elettrico e quindi l’emissione e assorbimento di ra-diazione avviene al secondo ordine dello sviluppo in multipoli con variazione dellostato di momento angolare totale ∆J = ±2. Le righe di assorbimento si studianocon la spettroscopia Raman 3.

• se I e semi-intero i nuclei sono fermioni, la simmetria di spin nucleare e dimomento angolare totale implica

stato |ψnucl〉 simmetrico ⇔ J disparistato |ψnucl〉 antisimmetrico ⇔ J pari

con un rapporto di intensita delle righe di spettroscopia Raman

I = 1/2 I = 3/2J pari

J dispari= I

I+113

35

• se I e intero i nuclei sono bosoni e la simmetria di spin nucleare e di momentoangolare totale implica

stato |ψnucl〉 antisimmetrico ⇔ J disparistato |ψnucl〉 simmetrico ⇔ J pari

con un rapporto di intensita delle righe di spettroscopia Raman

I = 0 I = 1J dispari

J pari= I

I+10 1

2

La Fig.2.5 mostra l’intensita relativa delle righe degli spettri delle molecole di Azoto,Ossigeno e Fluoro. Sulla base di questi argomenti, Rasetti determino nel 1930 cheil nucleo di Azoto 14

7 N e un bosone e poi fu dimostrato che ha spin 1. A quel


161

5 4 3 2 1 0 1 2 3 4 55 4 3 2 1 0 1 2 3 4 55 4 3 2 1 0 1 2 3 4 5

F2O2N2

J =

I = 1 I = 0 I = 1/2

Figure 2.5: Intensita degli spettri Raman di molecole biatomiche

tempo non si conosceva l’esistenza del neutrone e un’ipotesi plausibile era che ilnucleo fosse costituito da A protoni e Z elettroni. Questo modello prevede che ilnucleo di Azoto sia costituito da un numero dispari di fermioni e che debba quindiavere spin semi-intero in contrasto con l’osservazione. Il modello aveva un secondoproblema: se una particella e confinata in una regione di spazio R ≈ 10−13 cm,ha impulso pc ≥ hc/R ≈ 200 MeV , e se la particella e un elettrone, ha energiacinetica ≥ 200 MeV . Questo valore e molto maggiore dell’energia di legame medianucleare e quindi un elettrone non puo essere confinato in un nucleo. Un altroproblema e il piccolo valore del momento magnetico dei nuclei: per una particelladi carica q e massa m, questo e proporzionale a q/2m e, se i nuclei contenesseroelettroni, il momento magnetico sarebbe molto maggiore di quanto osservato. Questeinconsistenze furono risolte con la scoperta del neutrone.

Se il nucleo e costituito di protoni e neutroni con∑

protoni +∑

neutroni = A,i nuclei con A dispari hanno spin semi-intero e sono fermioni, mentre i nuclei con Apari hanno spin intero e sono bosoni. I risultati delle misure di spin nucleare hannomostrato che questo e sempre vero.

2.1.6 Parita dei nuclei

L’operatore parita e una trasformazione discreta e l’autovalore di un sistema di piuparticelle e il prodotto degli autovalori delle singole particelle e della parita dovuta almodo relativo. La parita dei nuclei e definita dalla parita intrinseca dei costituentie dal loro stato di momento angolare. Il protone e il neutrone sono fermioni el’assegnazione della parita intrinseca e definita positiva per convenzione (come perl’elettrone)

P (p) = P (n) = +1

quindi la parita di un nucleo e definita dagli stati di momento angolare orbitale deinucleoni, Lk, che saranno esaminati piu avanti sulla base del modello a strati delnucleo (capitolo ???)

P (nucleo) =A∏

k=1

(−1)Lk

Lo stato di un nucleo e indicato di solito dal momento angolare totale, spin delnucleo, e dalla parita con il simbolo

IP ≡ spinParita′

162

Nel seguito faremo l’ipotesi che la parita si conservi nelle interazioni nucleari, cioe chela hamiltoniana di interazione nucleare sia invariante per trasformazione di parita.Questa ipotesi e stata sempre confermata dai risultati sperimentali. La violazionedella simmetria per parita osservata nei decadimenti β dei nuclei non e dovutaall’interazione nucleare ma all’interazione debole.

2.1.7 La scoperta del neutrone

Dopo la scoperta di Rutherford 4 e di Frederick Soddy 5 della trasformazione artifi-ciale dei nuclei esposti a particelle α, seguirono numerosi esperimenti per studiarequesto fenomeno. Nel 1928 Bothe e Becker osservarono che nella reazione di parti-celle α, emesse dal Polonio con energia di ≈ 5.4 MeV , con nuclei di Berillio venivanoprodotti Carbonio e una radiazione non ionizzante, cioe neutra, molto penetrante

α + Be → C + radiazione neutra penetrante

Nel 1930 Irene Curie e Frederic Joliot 6 osservarono che questa radiazione neutra,nell’attraversare un assorbitore di materiale idrogenato emetteva protoni con energiacinetica fino a circa 5.3 MeV e interpretarono la radiazione neutra come fotoni cheemettono protoni per effetto Compton

42He + 9

4Be → 136 C + γ γ + p → γ + p

Nel 1931 Chadwick 7 studio l’effetto della radiazione neutra su Idrogeno e altri nuclei(Elio, Azoto, Ossigeno, . . . ) determinando la velocita di rinculo dei nuclei da misuredi percorso in una camera a ionizzazione. Chadwick osservo che

• per emettere un protone con energia cinetica fino a Kp = 5.3 MeV , pp =100 MeV/c, per effetto Compton, i fotoni emessi nella reazione devono avereenergia fino a Eγ = 50 MeV ;

• questo valore di energia e troppo elevato e non e compatibile con la conser-vazione dell’energia nella reazione

Eγ ' Mα + M(94Be)−M(13

6 C) = 3727.4 + 8392.8− 12109.6 ≈ 11 MeV

• la conservazione dell’energia e dell’impulso e invece assicurata se nella reazioneviene prodotta una particella neutra con massa approssimativamente ugualealla massa del protone

42He + 9

4Be → 126 C + n

in questo caso infatti: Kn ' Mα+M(94Be)−M(12

6 C)−Mn = 3727.4+8392.8−11174.9−Mn = 945.3−Mn e il neutrone ha energia cinetica massima ' 6 MeVse Mn ' Mp.

4 premio Nobel per la chimica nel 19085 premio Nobel per la chimica nel 19216 premi Nobel per la chimica nel 19357 premio Nobel per la fisica nel 1935

163

Chadwick determino la massa del neutrone con una precisione del 10%. Misure piuprecise vennero fatte studiando altri processi di produzione di neutroni in reazionedi particelle α con nuclei.

Il nucleo di deuterio, l’isotopo 21H dell’Idrogeno, e stato scoperto pochi mesi dopo

il neutrone da Harold Urey 8 ed e stato interpretato come uno stato legato protone-neutrone. Nel 1934 Chadwick e Goldhaber ossevarono che la fotodisintegrazione deldeutone

γ + 21H → p + n

non avviene con fotoni di energia Eγ = 1.8 MeV , ma e prodotta da fotoni conEγ = 2.6 MeV e determinarono la massa del neutrone

939.1 MeV/c2 ≤ mn ≤ 939.9 MeV/c2

I valori attuali della massa e dell’energia di legame del deutone sono

mp = 938.27231± 0.00028 MeV/c2

mn = 939.56563± 0.00028 MeV/c2

md = 1875.61339± 0.00057 MeV/c2

BEd = 2.224589± 0.00002 MeV

2.1.8 Proprieta elettromagnetiche dei nuclei

Le proprieta elettromagnetiche dei nuclei sono descritte dalla densita di carica,ρ(~r, t), e dalla densita di corrente, ~j(~r, t), nella regione di spazio di dimensione Rnucl.I nuclei sono soggetti all’azione dei campi elettrici e magnetici prodotti dalle carichee correnti degli elettroni atomici e di campi esterni prodotti in modo artificiale. Ladensita di carica e di corrente nucleare hanno come asse di simmetria la direzionedello spin del nucleo, ~I. Il campo elettromagnetico prodotto dagli elettroni atomicihanno come asse di simmetria la direzione del momento angolare totale atomico esono rappresentati dal 4-potenziale A ≡ ( ~A, V/c).

La densita di energia dell’interazione elettromagnetica del nucleo nel campo es-terno e data dal prodotto scalare

U = Jnucl · Aext = ρV −~j · ~A

Per gli stati stazionari dei nuclei la 4-densita di corrente J(~r, t) e indipendente daltempo. La densita di corrente, ~j(~r), ha divergenza nulla e quindi si puo rappresentare

come il rotore di un vettore ~M(~r) ≡ densita di magnetizzazione

∂ρ

∂t= 0 ⇒ ~∇ ·~j = 0 ⇒ ~j = ~∇∧ ~M

Le frequenze tipiche del moto degli elettroni atomici, hωatom ≈ eV , sono moltominori di quelle che caratterizzano il moto dei nucleoni, hωnucl ≈ MeV , e quindi

8 premio Nobel per la chimica nel 1934

164

possiamo approssimare il potenziale elettromagnetico esterno come indipendente daltempo.

L’energia di interazione e l’integrale E =∫

U(~r)d~r esteso alla regione di spazioR in cui ρ(~r) 6= 0 e ~j(~r) 6= 0. Il primo termine e l’energia elettrica

EE =∫

RρV d~r

L’energia magnetica e

EM = −∫

R(~∇∧ ~M) · ~A d~r = −

∫

R

~∇ · ( ~M ∧ ~A) d~r −∫

R

~M · (~∇∧ ~A) d~r

il primo termine e il flusso del vettore ~M ∧ ~A attraverso una superficie S esterna alnucleo dove ~M = 0 e quindi e nullo (

∫R

~∇ · ( ~M ∧ ~A) d~r =∫S( ~M ∧ ~A) · n dS = 0). Il

secondo termine e l’integrale del prodotto della densita di magnetizzazione del nucleo× il campo magnetico esterno. Quindi l’energia di interazione elettromagnetica e

E =∫

Rρ(~r) V (~r) d~r −

∫

R

~M(~r) · ~B(~r) d~r

Poiche le dimensioni R del nucleo sono molto minori di quelle del sistema atomico,i campi elettromagnetici hanno piccole variazioni nella regione di integrazione epossiamo sviluppare in serie l’integrando attorno al punto r = 0

E =∫R ρ(~r)

(V (0) +

∑i

[∂V∂xi

]0xi + 1

2

∑ij

[∂2V

∂xi∂xj

]0xixj + . . .

)d~r

− ∫R

~M(~r) ·(

~B(0) +∑

i

[∂ ~B∂xi

]0xi + 1

2

∑ij

[∂2 ~B

∂xi∂xj

]0xixj + . . .

)d~r =

= V (0)∫

Rρ(~r)d~r +

∑

i

[∂V

∂xi

]

0

∫

Rρ(~r)xid~r +

1

2

∑

ij

[∂2V

∂xi∂xj

]

0

∫

Rρ(~r)xixjd~r + . . .

− ~B(0) ·∫

R

~M(~r)d~r−∑

i

∂ ~B

∂xi

0

·∫

R

~M(~r)xid~r− 1

2

∑

ij

∂2 ~B

∂xi∂xj

0

·∫

R

~M(~r)xixjd~r+ . . .

Lo stato stazionario di un nucleo, |ψN〉, e descritto in termini delle coordinate e degliimpulsi dei singoli nucleoni. Gli integrali sono sulle coordinate spaziali ~r1, ~r2, . . . , ~rA

|ψN〉 = |~r1, ~r2, . . . , ~rA〉Nel primo termine l’integrale e la carica totale del nucleo

∫

Rρ(~r) d~r =

Z∑

k=1

〈~r1, . . . , ~rA|qk|~r1, . . . , ~rA〉 =Z∑

k=1

qk

∫|ψN |2d~r1 . . . d~rA =

Z∑

k=1

qk = Ze

Il secondo termine contiene il momento di dipolo elettrico del nucleo

~d =∫

Rρ(~r) ~r d~r =

Z∑

k=1

〈~r1, . . . , ~rA|qk ~rk|~r1, . . . , ~rA〉

165

Gli stati stazionari dei nuclei hanno parita definita con autovalore ±1

P |~r1, . . . , ~rA〉 = | − ~r1, . . . ,−~rA〉 = ±|~r1, . . . , ~rA〉

e l’operatore ~d = q~r si inverte per trasformazione di parita. Quindi il momento didipolo elettrico dei nuclei e nullo per la simmetria per parita degli autostati nucleari

~d =Z∑

k=1

qk

∫~rk |ψN |2 d~r1 . . . d~rA = 0

Per gli stessi argomenti, sono nulli tutti i momenti elettrici di 2`−polo con ` disparie tutti i momenti magnetici di 2` − polo con ` pari. Quindi l’energia di interazionediventa

E = EE0 + EE

2 + . . . + EM1 + EM

3 + . . .

• il primo termine e l’energia elettrostatica del nucleo nel campo esterno

EE0 = ZeV (0)

• il secondo termine e l’energia di dipolo magnetico

EM1 = − ~µ · ~B(0) ~µ = 〈ψN | ~M |ψN〉

• il terzo termine e l’energia di quadrupolo elettrico

EE2 =

1

2

∑

ij

Qij

[∂2V

∂xi∂xj

]

0

Qij =Z∑

k=1

〈ψN |qk xixj|ψN〉

2.1.9 Interazione di dipolo magnetico

Il protone e il neutrone hanno spin h/2 e momento magnetico

~µ = g µN ~s µN =eh

2mp

= 3.15 10−8 eV/T

µN e il magnetone nucleare e g e il fattore giromagnetico. Il momento magneticonucleare e prodotto dai momenti magnetici dei singoli nucleoni e dal moto orbitaledei protoni ed e parallelo all’asse dello spin nucleare. Il fattore giromagnetico delnucleo, gI , puo essere positivo o negativo

~µN = gI µN~I

Misure del momento magnetico dei nuclei si effettuano con diversi metodi basatisull’interazione del momento di dipolo con il campo magnetico atomico o con campimagnetici artificiali.

166

Struttura iperfina degli spettri atomici

L’energia di interazione con il campo magnetico atomico

Eµ = − ~µ · ~B(0)

produce la struttura iperfina dei livelli atomici. Il campo magnetico atomico eparallelo al momento angolare totale dell’atomo, ~J , e i vettori momento angolaredell’atomo e del nucleo si sommano a formare il momento angolare totale del sistema

~F = ~I + ~J F = |I − J |, . . . , I + J − 1, I + J

La molteplicita dei livelli e il piu piccolo tra i valori 2I+1 e 2J+1. Se indichiamo con~B(0) = fJ

~J il campo magnetico nell’origine, l’energia di interazione e proporzionale

al prodotto scalare dei vettori momento angolare ~I · ~J

~F 2 = ~I2+ ~J2+2 ~I· ~J ~I· ~J =~F 2 − ~I2 − ~J2

2=

F (F + 1)− I(I + 1)− J(J + 1)

2

e l’energia di interazione si esprime

EIJ = − gIfJµNF (F + 1)− I(I + 1)− J(J + 1)

2

Se I ≤ J la molteplicita delle righe di struttura iperfina, 2I + 1, misura lo spin delnucleo. Se invece I > J , la struttura iperfina e formata da 2J + 1 livelli e, se J enoto, il valore di I si ottiene con la regola degli intervalli misurando le differenze dienergia ∆EIJ . In generale i livelli della struttura iperfine sono equispaziati

∆EIJ = gIfJµN (〈~I · ~J〉F+1 − 〈~I · ~J〉F ) = gIfJµN F

con ∆EIJ ≈ 10−6 eV corrispondente a frequenze (0.1÷ 1) GHz.Alcune irregolarita nella distribuzione dei livelli sono dovute all’energia di inter-

azione di quadrupolo elettrico del nucleo che e tipicamente≈ 10−8 eV corrispondentea frequenze (1÷ 10) MHz.

Per determinare il momento di dipolo magnetico del nucleo occorre conoscere ilcampo magnetico ~B(0). Il calcolo del valore di ~B(0) e piuttosto complesso e si hannobuone approssimazioni nel caso di configurazioni semplici come quelle degli atomialcalini. Nello stato fondamentale S1/2 il momento angolare orbitale atomico e nulloe l’autofunzione ha valore 6= 0 nell’origine. Il campo magnetico e dovuto al momentomagnetico dell’elettrone, ~µe = 2µB~s, che produce una densita di magnetizzazione asimmetria sferica ~M(r) = |ψe(r)|2~µe. Il campo magnetico nell’origine vale

~B(0) =2µo

3|ψe(0)|2 ~µe

Ad esempio, nel caso dell’atomo di idrogeno nello stato n = 1, ` = 0

ψe(r) =1√4π

(Z

ao

)3/2

2e−Zr/ao Z = 1

167

si ha (con µo = 4π 10−7 Hm−1, ao = 0.53 10−10 m, µB = 9.3 10−24 J/T )

B(0) =2µo

3

µB

πa3o

≈ 17 T

Un metodo piu accurato per misurare i momenti magnetici nucleari e l’analisi dellastruttura iperfina prodotta con un campo magnetico esterno. L’energia di inter-azione ha tre contributi

• l’interazione del momento magnetico nucleare nel campo atomico;

• l’interazione del momento magnetico nucleare nel campo esterno;

• l’interazione dei momenti magnetici degli elettroni nel campo esterno;

E = −gIfJµN~I · ~J − ~µI · ~Bext + ~µJ · ~Bext

Nel caso di campo esterno debole, Bext ¿ 10−6 eV/µB ≈ 0.02 T , si ha effetto Zeemanin cui F e un buon numero quantico e ciascun livello della struttura iperfina si dividein 2F + 1 livelli equispaziati

E = −gIfJµN~I · ~J + gF µBFzBext

gF = gJF (F + 1) + J(J + 1)− I(I + 1)

2F (F + 1)+ gI

µN

µB

F (F + 1)− J(J + 1) + I(I + 1)

2F (F + 1)

dove il secondo termine ∼ µN/µB e trascurabile.Piu interessante e il caso di campo esterno forte (Bext À 0.02 T ) in cui i momenti

magnetici interagiscono in modo indipendente col campo esterno (effetto Paschen-Back)

E = −gIfJµN~I · ~J − gIµNIzBext + gJµBJzBext

In questo caso i 2J + 1 livelli elettronici si separano sensibilmente e ciascuno sisuddivide in 2I + 1 livelli equispaziati in modo da poter determinare sia il momentoangolare I che il momento magnetico gIµN . Un esempio di questo metodo e lamisura del momento magnetico del protone.

Metodo della risonanza magnetica con fasci atomici

Questo metodo, introdotto col famoso esperimento di Stern e Gerlach nel 1921, eperfezionato da Rabi 9 nel 1934, utilizza fasci atomici o molecolari. Una sorgente, atemperatura T , emette atomi o molecole con velocita distribuite secondo la funzionedi distribuzione di Maxwell e il fascio e collimato con fenditure disposte opportuna-mente in due regioni in cui vi sono due campi magnetici non omogenei con gradientiuguali e opposti (Fig.2.6). La forza che agisce sul momento di dipolo magnetico


168

S

∂ Bz∂ z

∂ Bz∂ z

Bo

rivelatore

ωo

Figure 2.6: Metodo dei fasci molecolari sviluppato da Stern e Rabi

E = −gIµNIzB Fz = −∂E

∂z= gIµNIz

∂B

∂z

separa il fascio in 2I +1 componenti. Poiche l’effetto dovuto al momento magneticodegli elettroni e molto maggiore, conviene considerare il caso di atomi o molecolecon momento angolare totale J = 0 in cui la separazione del fascio e dovuta alsolo contributo del momento magnetico nucleare. Se il campo magnetico nelle dueregioni e indipendente dal tempo, non induce transizioni tra i livelli di energia e gliatomi emessi con velocita opportuna percorrono due traiettorie paraboliche e ven-gono raccolti dal rivelatore. Se in una regione intermedia vi e un campo magneticouniforme e costante ~Bo ‖ ~z i livelli di energia sono

EI = −gIµNIzBo

Se in questa regione e anche presente un campo magnetico oscillante a frequenza ωcon la componente Bxy(ω) normale alla direzione di Bo, questo induce transizionitra gli stati quando la frequenza corrisponde alla differenza di energia tra i livelli

hω∗ = ∆EI = gIµNBo ∆Iz ∆Iz = ±1,±2, . . .

la traiettoria cambia nel secondo magnete e il fascio non e piu focalizzato sul rive-latore. La condizione di assorbimento di risonanza si puo ottenere variando sia Bo

che ω. Il momento magnetico si determina dal rapporto gIµN = hω∗/Bo.

Metodo della risonanza magnetica nucleare

Questo metodo sfrutta l’assorbimento risonante di radiazione elettromagnetica incampioni di materiali polarizzati. La magnetizzazione di un campione contenente nnuclei per unita di volume a temperatura T e

〈M〉 = nµ〈cosθ〉 = nµ

∫eµBcosθ/kT cosθ d cos θ∫

eµBcosθ/kT d cos θ= nµ L(µB/kT ) ≈ nµ

µB

3kT

L(z) = ez+e−z

ez−e−z − 1z

e la funzione di Langevin, L(z) ≈ z/3 per z ¿ 1. A temperaturaambiente con B = 1 T si ha 〈cosθ〉 ' 10−6, quindi l’effetto e molto piccolo.

La trattazione quantistica della risonanza della magnetizzazione nucleare in uncampione di materiale e stata fatta da Bloch che ha mostrato che

169

• il moto statistico dei singoli atomi con energia ≈ kT non diluisce l’effetto;

• i meccanismi di scambio di energia tra i momenti magnetici nucleari e gliatomi del materiale ha tempi di rilassamento molto maggiori dell’inverso dellafrequenza di risonanza in modo da preservare l’eccesso di popolazione statisticaindotto dal campo magnetico esterno.

In queste condizioni l’assorbimento risonante di radiazione elettromagnetica e os-servabile. Se indichiamo con ~I il momento angolare nucleare per unita di volume[J s m−3]

~M = γ ~I γ = gIe

2mp

e

2mp

= 0.48 rad s−1 T−1

l’equazione del moto in un campo magnetico costante e

d ~M

dt= γ

d~Idt

= γ ~M ∧ ~B −~M

τ

dove τ e il tempo di rilassamento. Il metodo della risonanza magnetica nucleare estato sviluppato da Purcell e da Bloch 10 nel 1946 (Fig.2.7). Si utilizza un campo

BoBo

Mω

B(ω RF)ωo

segnale indotto

Figure 2.7: Metodo della risonanza magnetica nucleare sviluppato da Bloch e Purcell

magnetico costante elevato, Bz, per polarizzare il campione e un campo alternatocon componenti a frequenza angolare ω nel piano normale Bxy(ω). Se e soddisfattala condizione τ À 1/γBz, il vettore magnetizzazione del campione segue nel pianox−y il campo oscillante e alla frequenza di risonanza, ω∗ = γBz, assorbe energia dalcampo Bxy(ω) cambiando la componente lungo l’asse z. La condizione di risonanzae rivelata dalla corrente generata per induzione in una bobina avvolta attorno alcampione.

2.1.10 Interazione di quadrupolo elettrico

Se consideriamo un sistema atomico con distribuzione di carica a simmetria assialeattorno alla direzione del mometo angolare ~J ‖ z, con densita di carica nell’originein media nulla 〈ρel(0)〉 = 0, l’equazione del potenziale nella regione occupata dalnucleo, ∇2V = 0, implica una relazione di simmetria nel piano x− y

∑

i

∂2V

∂x2i

= 0∂2V

∂x2=

∂2V

∂y2= −1

2

∂2V

∂z2


170

e l’energia di interazione di quadrupolo elettrico si esprime

EQ =e

2

∑

ij

〈ψN |xixj|ψN〉(

∂2V

∂xi∂xj

)

0

=e

4〈ψN | (−x2 − y2 + 2z2) |ψN〉

(∂2V

∂z2

)

0

EQ =e

4Q

(∂2V

∂z2

)

0

Q = 〈ψN | 3z2 − r2 |ψN〉

dove x, y, z sono le coordinate nel sistema di riferimento dell’atomo. Se il nucleo hamomento angolare I = 0, ha cioe simmetria sferica, il momento di quadrupolo Q enullo. Se I 6= 0, l’asse z′ ‖ ~I e un asse di simmetria cilindrica del nucleo. Nucleicon momento di quadrupolo Q > 0 hanno distribuzione di carica allungata (prolata)

nella direzione di ~I; nuclei con Q < 0 hanno distribuzione di carica schiacciata(oblata) (Fig.2.8). Il momento di quadrupolo nel riferimento del nucleo si ottiene

Q < 0 Q = 0 Q > 0

Q = 3 z - r2 2

Figure 2.8: Momento di quadrupolo elettrico

con una rotazione nel piano z − z′

z′ = z cos θ + x sin θ x′ = −z sin θ + x cos θ y′ = y

Il valor medio 〈ψN | 3z′2 − r′2 |ψN〉 nel riferimento del nucleo e

〈 3z′2 − r′2 〉 = 〈 3(z2 cos2 θ + 2xz sin θ cos θ + x2 sin2 θ)− r2 〉 =

= 〈 3z2 cos2 θ + 3x2 sin2 θ − x2 − y2 − z2 〉 = 〈 (3 cos2 θ − 1) (z2 − x2) 〉 =

=(3 cos2 θ − 1)

2〈 2z2 − x2 − y2 〉 = P2(cos θ) 〈 3z2 − r2 〉

Quindi il momento di quadrupolo elettrico nucleare e

QN = 〈ψN | 3z′2 − r′2 |ψN〉 = P2(cos θ) 〈ψN | 3z2 − r2 |ψN〉Il polinomio di Legendre P2(cos θ) dipende dalla proiezione dello spin nucleare

cos2 θ =I2z

I(I + 1)P2(cos θ) =

3I2z − I(I + 1)

2I(I + 1)

e quindi

• un nucleo con spin I = 1/2, Iz = ±1/2, ha momento di quadrupolo nullo

3I2z − I(I + 1) = 0

171

• i nuclei con I ≥ 1 hanno 2I + 1 stati di energia nel campo elettrico atomico,gli stati con lo stesso valore |Iz| sono degeneri con molteplicita m = 2

• ad esempio, un nucleo con I = 1 ha due stati di energia

Iz = 0 P2(cos θ) = −1/2 m = 1Iz = ±1 P2(cos θ) = +1/4 m = 2

• anche un nucleo con I = 3/2 ha due stati di energia

Iz = ±1/2 P2(cos θ) = −2/5 m = 2Iz = ±3/2 P2(cos θ) = +2/5 m = 2

L’energia di interazione di quadrupolo elettrico si misura analizzando i livelli dellastruttura iperfine. Il momento di quadrupolo elettrico si puo determinare se siconosce il potenziale atomico e si sa calcolare il fattore (∂2V/∂z2)0.

L’unita di misura del momento di quadrupolo elettrico e e× b (b = 10−24 cm2).Poiche i nuclei hanno estensione spaziale Rnucl ≈ 10−13 cm, i valori tipici del mo-mento di quadrupolo elettrico sono Q ≈ e× 10−2 b.

2.1.11 Momento magnetico del nucleone

Il fattore giromagnetico dell’elettrone, misurato per primo da Kush 11, e noto congrande precisione. L’equazione di Dirac prevede g = 2 per un fermione di spin 1/2.L’elettrodinamica quantistica prevede una piccola differenza dal valore g = 2 dovutaal contributo delle correzioni radiative (appendice 4.20). La anomalia (a = g−2

2), e

calcolata come sviluppo in serie di potenze della costante di struttura fine

ae =ge − 2

2= 0.5

α

π− 0.32848

(α

π

)2

+ 1.19(

α

π

)3

+ . . .

Gli esperimenti misurano direttamente il fattore ae, il risultato e

ae =ge − 2

2= (1 159 652.4± 0.2) 10−9

Il protone e il neutrone sono particelle con struttura e il fattore giromagnetico enotevolmente diverso dal valore previsto per un fermione di spin 1/2 puntiforme.Il modello delle interazioni nucleari, la cromodinamica quantistica, non e in gradodi fare previsioni a bassa energia, ma gli esperimenti hanno raggiunto una notevoleprecisione nella misura dei momenti magnetici dei nucleoni.

Il momento magnetico del protone e stato determinato misurando la frequenzadelle transizioni tra i livelli della struttura iperfine dell’atomo di idrogeno in campomagnetico elevato (effetto Paschen-Back). In assenza di campo magnetico lo statofondamentale, 1S1/2, e diviso in due livelli

EIJ = −gpfJµN~I · ~J I = J = 1/2 F = 0, 1


172

stato di singoletto F = 0 ~I · ~J = −3/4

stato di tripletto F = 1 ~I · ~J = +1/4

La differenza di energia e ∆E = gpfJµN . Un campo magnetico esterno, ~B, rimuovela degenerazione e si hanno quattro livelli (Fig.2.9).

+∆∆∆∆E/4

-3∆∆∆∆E/4

E

B

E4E3

E2

E1

Figure 2.9: Livelli della truttura iperfina dell’atomo di idrogeno in funzione delcampo magnetico

EIJ = −gpfJµN~I · ~J − gpµN

~I · ~B + geµB~J · ~B

con valori di energia

Iz Jz EIJ

+1/2 −1/2 E1 = (−3/4) ∆E −R µe B − µe B−1/2 −1/2 E2 = (+1/4) ∆E + R µe B − µe B+1/2 +1/2 E3 = (+1/4) ∆E −R µe B + µe B−1/2 +1/2 E4 = (+1/4) ∆E + R µe B + µe B

dove R = µp/µe ¿ 1. Le frequenze delle transizioni tra i livelli dipendono sia daµp che da µe e l’ottima precisione con cui e noto µe permette una misura precisa diµp senza dover fare affidamento su una determinazione molto accurata del campomagnetico esterno. La misura delle frequenze fornisce

E4 − E3 = 2RµeBE3 − E2 = 2(1−R)µeBE2 − E1 = ∆E + 2RµeB

da cui si ottengono i valori di ∆E, R = µp/µe, e del campo magnetico B. Laprecisione del valore del momento magnetico, µp, dipende solo dalla precisione dimisura delle frequenze e del valore del momento magnetico dell’elettrone µe

µp = +2.7928456± 0.0000011 µN

Il momento magnetico del neutrone e stato determinato misurando, nelle stessecondizioni sperimentali, la frequenza di assorbimento di risonanza di neutroni e

173

protoni polarizzati. I neutroni sono prodotti da un reattore nucleare e vengonopolarizzati attraversando uno spessore di ferro magnetizzato. L’esperimento misurail rapporto µn/µp: le precisioni con cui sono noti i momenti magnetici di neutronee protone sono confrontabili. Il momento magnetico del neutrone e negativo, cioediretto in verso opposto allo spin

µn = −1.91304184± 0.00000088 µN

Il momento magnetico del deutone e stato misurato con il metodo della risonanzamagnetica con un fascio di molecole di deuterio D2. La simmetria degli stati dellamolecola biatomica e la molteplicita dei livelli in un campo magnetico esterno in-dicano che il deutone ha spin I = 1. La misura del momento magnetico fornisce ilvalore

µd = +0.8574376± 0.0000004 µN

che e approssimativamente uguale alla somma dei momenti magnetici di protone eneutrone.

Il momento di quadrupolo elettrico del deutone e stato determinato dal confrontodegli spettri di struttura iperfina della molecola di deuterio, D2, e di idrogeno, H2,tenendo conto che il protone non ha momento di quadrupolo elettrico

Qd = +0.00288± 0.00002 b

Nella tabella che segue sono riportati i momenti di dipolo magnetico e di quadrupoloelettrico di alcuni nuclei leggeri.

Z A nucleo IP µ [µN ] Q/e [barn]0 1 n 1/2+ − 1.9131 1 p 1/2+ + 2.7931 2 2H 1+ + 0.857 + 0.002881 3 3H 1/2+ + 2.9792 3 3He 1/2+ − 2.1273 6 6Li 1+ + 0.822 + 0.000643 7 7Li 3/2− + 3.256 − 0.03664 9 9Be 3/2− − 1.177 + 0.025 10 10B 3+ + 1.800 + 0.0855 11 11B 3/2− + 2.688 + 0.0366 13 13C 1/2− + 0.7027 14 14N 1+ + 0.404 + 0.027 15 15N 1/2− − 0.2838 17 17O 5/2+ − 1.893 − 0.026

174

2.2 Modelli del nucleo

2.2.1 Modello a gas di Fermi

Il modello di Fermi e un modello statistico a particelle indipendenti basato sulleseguenti ipotesi

• il nucleo e costituito di fermioni di spin 1/2: Z protoni e A− Z neutroni;

• il singolo nucleone e soggetto all’azione di tutti gli altri rappresentata da unabuca di potenziale U(r) a simmetria sferica che si estende in una regione didimensione R = RoA

1/3;

• il gas di nucleoni e degenere, cioe l’energia cinetica e molto maggiore dell’energiadell’ambiente kT di modo che i nucleoni sono nello stato di energia piu bassaaccessibile per il principio di esclusione di Pauli.

Sulla base di queste semplici ipotesi, il modello di Fermi fornisce indicazioni sulladensita degli stati (Fig.2.10) e sull’energia cinetica dei nucleoni per i nuclei con Asufficientemente grande da poter utilizzare criteri statistici (A ≥ 12). Il numero di

BE/A

EF

U

R

n pE

dn/dE

Figure 2.10: Livelli di energia nel modello a gas di Fermi

stati di un fermione di spin 1/2 e d6n = 2 d~r d~p/(2πh)3. Integrando in un volumeV = (4π/3)R3

oA e sulle direzioni di ~p si ha

dn =∫

V

∫

Ωd6n = 2

4πV

8π3h3 p2dp =4

3π

(Ro

h

)3

Ap2dp

La densita degli stati e dn/dp ∝ p2, dn/dE ∝ E1/2. Il valore massimo dell’impulso,l’impulso di Fermi, e definito dal numero di nucleoni

∫dnp =

4

9π

(Ro

h

)3

Ap3p = Z

∫dnn =

4

9π

(Ro

h

)3

Ap3n = A− Z

ppc =(

9π

8

)1/3 hc

Ro

(2Z

A

)1/3

pnc =(

9π

8

)1/3 hc

Ro

(2(A− Z)

A

)1/3

dove [2Z/A]1/3 e [2(A − Z)/A]1/3 sono ≈ 1 e lentamente variabili (Fig.2.1). Sefissiamo Ro = 1.25 fm, per i nuclei leggeri con Z = A/2 si ha pp = pn ≈ 240 MeV/c.

175

L’energia cinetica corrispondente e chiamata energia di Fermi, EF ≈ 30 MeV .Qui e nel seguito usiamo l’approssimazione non relativistica che e sufficientementeaccurata. Per i nuclei pesanti l’energia di Fermi dei neutroni e leggermente maggioredi quella dei protoni; ad esempio, per l’uranio (Z = 92, A = 238) si ha EFp =28 MeV , EFn = 32 MeV . La profondita della buca di potenziale e pari alla sommadell’energia di Fermi e dell’energia di legame per nucleone

U = EF + BE/A BE/A ≈ 8 MeV/nucleone U = (35÷ 40) MeV

Per i protoni, la buca di potenziale e deformata dall’energia elettrostatica che pro-duce una barriera di potenziale di altezza

U(R) =Ze2

4πεoR=

αhc Z

RoA1/3≈ 1.2 MeV ZA−1/3

e che ha andamento ∼ 1/r per r > R.L’energia cinetica media per nucleone e

〈Ec〉 =

∫(p2/2m) dn∫

dn=

1

A

4

3π

(Ro

h

)3

A∫ p4

2mdp =

=4

3π

(Ro

h

)3(

p5p

10mp

+p5

n

10mn

)=

=4

3π

(Ro

hc

)3 1

10mc2

(9π

8

)5/3(

hc

Ro

)5

(2Z

A

)5/3

+

(2(A− Z)

A

)5/3

approssimando mp = mn. I nuclei leggeri hanno 2Z ≈ A mentre i nuclei pesantihanno un leggero eccesso di neutroni. Ponendo 2Z/A = 1− x, 2(A− Z)/A = 1 + xe sviluppando in serie nella variabile x

(1−x)5/3+(1+x)5/3 = 1−5x

3+

5x2

9+. . .+1+

5x

3+

5x2

9+. . . = 2

[1 +

5

9

(A− 2Z

A

)2

+ . . .

]

〈Ec〉 =(

9π

8

)2/3(

hc

Ro

)23

10 mc2

[1 +

5

9

(A− 2Z

A

)2]

Per effetto del principio di Pauli l’energia cinetica media e minima per i nuclei conugual numero di protoni e neutroni

A = 2Z 〈Ec〉 ≈ 20 MeV 〈p〉 ≈ 200 MeV/c

e aumenta leggermente per i nuclei con A grande: per 23892 U il fattore correttivo e

solo il 3%.

176

2.2.2 Modello a goccia di liquido

Il modello a goccia e un modello collettivo del nucleo che rappresenta con pochiparametri l’energia di legame in analogia con l’energia di una goccia di liquido. Ilmodello si basa sulle seguenti ipotesi

• l’energia di interazione tra due nucleoni e indipendente dal tipo e numero dinucleoni;

• l’interazione e attrattiva e a breve raggio d’azione, Rint (come nel caso dellegocce di liquido in cui le molecole hanno interazioni dipolo-dipolo);

• l’interazione e repulsiva a distanze r ¿ Rint;

• l’energia di legame del nucleo e proporzionale al numero di nucleoni.

Queste ipotesi implicano che le forze nucleari sono saturate, cioe che ciascun nucleonee fortemente legato solo a pochi nucleoni. Infatti se indichiamo con 〈U〉 l’energia diinterazione tra due nucleoni, l’energia di legame del nucleo non e data dalla sommasu tutte le coppie di nucleoni, 〈U×〉 A(A− 1)/2 ∝ A2, ma e la somma sulle coppiedi nucleoni vicini contenuti entro un volume di interazione Vint minore del volumedel nucleo Vnucl

BE =∑

r<Rint

U =A(A− 1)

2

Vint

Vnucl

〈U〉 ∝ A

e questa relazione e soddisfatta se Vint e costante e se Vnucleo ∝ A.Il modello a goccia parte dall’ipotesi che l’energia di legame del nucleo sia essen-

zialmente energia potenziale di volume

BE = b0 A + . . .

L’energia di legame e diminuita per un effetto di superficie poiche i nucleoni sullasuperficie del nucleo hanno un minor numero di nuclei vicini e sono meno legati. Lasupeficie del volume nucleare e proporzionale a A2/3, quindi

BE = b0 A− b1 A2/3 + . . .

La repulsione coulombiana tra i protoni contribuisce a ridurre l’energia di legame.Le misure dei fattori di forma elettromagnetici mostrano che i nuclei hanno dis-tribuzione di carica approssimativamente uniforme. L’energia elettrostatica di unasfera con densita di carica uniforme, ρ = 3Ze/4πR3 per r ≤ R, e

∫ R

0V (r)ρ(r)4πr2dr =

∫ R

0

Ze

4πεor

(r

R

)3 3Ze

4πR34πr2dr =

3

5

(Ze)2

4πεoR

Quindi

BE = b0 A− b1 A2/3 − b2Z2

A1/3+ . . .

177

L’energia di legame e ulteriormente ridotta del contributo dell’energia cineticadei nucleoni. Possiamo utilizzare la stima basata sul modello a gas di Fermi che tieneconto degli effetti della statistica dei fermioni e del principio di esclusione di Pauliche favorisce le configurazioni nucleari con numero uguale di protoni e neutroni.L’energia cinetica totale e

Ec = A〈Ec〉 ≈ 20 MeV

(A +

5

9

(A− 2Z)2

A

)

Il primo termine, proporzionale a A, si aggiunge al termine di energia di volume equindi dobbiamo aggiungere il secondo termine

BE = b0 A− b1 A2/3 − b2Z2

A1/3− b3

(A− 2Z)2

A+ . . .

Se consideriamo i nuclei isobari (A = costante), notiamo che la dipendenzadell’energia di legame da Z e una parabola

BE = (b0 − b3)A− b1A2/3 + 4b3Z − (b2 A−1/3 + 4b3A

−1)Z2

e questo e ben verificato dai dati sperimentali, ma vi e una differenza sistematica trale configurazioni con numero di protoni e neutroni pari o dispari. Quindi si introducenella formula un termine correttivo, b4/A

1/2, per tener conto di questo effetto

A Z N = A− Zpari pari pari b4 = +12 MeV piu′ stabili

dispari b4 = 0 intermedipari dispari dispari b4 = −12 MeV meno stabili

BE = b0 A− b1 A2/3 − b2Z2

A1/3− b3

(A− 2Z)2

A± b4

A1/2

Il risultato e la formula delle masse di Bethe e Weizsacker (Fig.2.11) che esprimela massa del nucleo in funzione di A e Z e alcuni parametri

M(A,Z) = Zmp + (A− Z)mn −BE =

= Zmp + (A− Z)mn − b0A + b1A2/3 + b2

Z2

A1/3+ b3

(A− 2Z)2

A∓ b4

A1/2

Il valore dei parametri bk si ottiene dai dati sperimentali

bo b1 b2 b3 b4

15.6 17.2 0.70 23.3 ±12 oppure 0 MeV

La formula di Bethe-Weizsacker e utile per definire alcuni criteri di stabilita dei nu-clei. Ad esempio, la relazione tra A e Z per i nuclei stabili si ottiene richiedendo chel’energia, M(A,Z)c2, sia minima. Introducendo la differenza di massa tra neutronee protone, ∆m = mn −mp = 1.293 MeV/c2,

M = (mn − b0 + b3)A + b1A2/3 + b4A

−1/2 − (∆m + 4b3)Z + (b2A−1/3 + 4b3A

−1)Z2

178

0

5

1 0

1 5

2 0

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 0 2 5 0

volume energy

surface energy

electrostatic energy

pairing energy

A

bin

din

g en

ergy

per

nu

cleo

n

(MeV

)

Figure 2.11: Contributi all’energia di legame in funzione di A

∂M

∂Z= −(∆m + 4b3) + 2 (b2A

−1/3 + 4b3A−1) Z = 0

Z =A

2

1 + ∆m/4b3

1 + (b2/4b3)A2/3≈ A

2

1.014

1 + 0.0076 A2/3

2.2.3 I nuclei speculari

Sono chiamati speculari le coppie di nuclei con lo stesso valore di A in cui il numerodi protoni, Z, e il numero di neutroni, N = A−Z, sono scambiati. I nuclei specularisono caratterizzati da

A = dispari Z =A∓ 1

2N =

A± 1

2

Le energie di legame dei nuclei isobari speculari differiscono solo per il termine dienergia coulombiana. Infatti il termine b4 e nullo per i nuclei con A = dispari, iltermine di Pauli e lo stesso per i nuclei speculari e gli altri termini dipendono solo daA. Quindi il confronto tra le energie di legame dei nuclei isobari speculari fornisceimportanti informazioni

• per verificare che l’energia di interazione nucleare e indipendente dalla caricaelettrica;

• per determinare i parametri della distribuzione di carica del nucleo.

L’energia di interazione coulombiana dei protoni nel nucleo e

U =3

5

αhcZ2

R= κ

Z2

Rκ ' 0.86 MeV fm

La differenza di energia di legame dei nuclei speculari e (Fig.2.12)

∆BE =

[(A + 1)2

4− (A− 1)2

4

]κ

R= A

κ

R=

κ

Ro

A2/3

179

2

3

4

5

6

7

8

9

1 0

4 6 8 1 0 1 2 1 4 1 6

bin

din

g en

ergy

dif

fere

nce

(M

eV)

A2 / 3

slope = 0.709

Figure 2.12: Differenza di energia di legame di coppie di nuclei speculari

La tabella mostra l’energia di legame di alcuni nuclei speculari

A Z N nucleo BE (MeV ) ∆BE (MeV )3 1 2 3H 8.482 0.7643 2 1 3He 7.71813 6 7 13C 97.109 3.00313 7 6 13N 94.10621 10 11 21Ne 167.406 4.31921 11 10 21Na 163.08737 18 19 37Ar 315.510 6.92337 19 18 37K 308.587

L’analisi di questi dati mostra che

• i nuclei con N − Z = +1 hanno energia di legame sistematicamente maggioredei nuclei con N − Z = −1;

• la differenza di energia di legame, ∆BE, dipende linearmente da A2/3;

• la dipendenza da A del raggio nucleare e: R ≈ 1.25A1/3 fm, in accordo con lealtre misure riportate nel capitolo ???.

2.2.4 Il modello a strati

Il modello a strati del nucleo e un modello a particelle indipendenti costruito inanalogia con quello atomico. Il modello atomico di Bohr-Sommerfeld-Dirac fondatosu

• potenziale coulombiano a simmetria radiale (Rnucleo ¿ Ratomo);

• centro del potenziale ben definito (Mnucleo À melettroni);

180

• leggi di quantizzazione del momento angolare;

• principio di Pauli;

riproduce con successo la fenomenologia degli atomi: i livelli energetici, la tavolaperiodica degli elementi, la valenza, . . . Gli autostati sono definiti dai numeri quantici|n, `, m, s〉

n = 1, 2, 3, . . . ` = 0, . . . , n− 1 m = −`, . . . , `− 1, ` s = ±1/2

e il numero di stati, definisce le proprieta atomiche. Il numero di stati, cioe dielettroni, per strato e

Zn =n−1∑

`=0

2(2` + 1) = 2n2

In particolare gli elementi nobili (Elio, Neon, Argon, Kripton, . . . ), Z = 2, 10, 18, 36, . . .,sono caratterizzati da momento angolare totale J = 0, energia di legame elevata,bassa reattivita.

Nel caso dei nuclei si osservano delle configurazioni particolarmente stabili quandoil numero di protoni, Z, oppure il numero di neutroni, N = A− Z, e uguale a

2 8 20 28 50 82 126

detti numeri magici. I nuclei con numeri magici hanno particolari caratteristiche

• esistono molti nuclei isobari;

• hanno spin I = 0, momento di dipolo magnetico e di quadrupolo elettriconulli;

• hanno energia di legame grande;

• hanno una piccola sezione d’urto nucleare.

Le ultime due proprieta sono accentuate nei nuclei doppiamente magici quali

42He 16

8 O 4020Ca . . . 208

82 Pb

Si e quindi cercato di impostare un modello del nucleo basato sulla soluzione diun’equazione del moto e che fosse in grado di riprodurre i numeri magici. Lasoluzione presenta una serie di difficolta perche

• la forma del potenziale nucleare non e nota;

• se si assume un potenziale a simmetria radiale, il centro di simmetria non eben definito poiche tutti i nucleoni sono sorgente del campo nucleare;

• i nucleoni occupano in modo continuo il nucleo e non e ovvio estendere a questaconfigurazione il concetto di orbitale del modello atomico.

181

La terza difficolta e in parte ridotta dal principio di Pauli e dal successo del modelloa gas di Fermi nel definire l’energia cinetica dei nucleoni: se il gas di nucleonie fortemente degenere, ciascun nucleone e in uno stato quantico e non viene incollisione con un altro nucleone se non con un meccanismo di scambio. Questoinduce a impostare un’equazione del moto per il singolo nucleone cioe un modello aparticelle indipendenti.

Se si vuole risolvere un’equazione agli autovalori in modo analitico, la scelta delpotenziale si riduce a pochi esempi: il potenziale coulombiano, la buca di poten-ziale infinita, il potenziale armonico, . . . Il primo non e sicuramente adatto perchel’interazione nucleare e a breve raggio d’azione e perche non puo riprodurre la sat-urazione delle forze nucleari. Il secondo non e molto realistico perche non puoriprodurre l’energia cinetica e potenziale dei nucleoni. Il potenziale armonico puocostituire un buon punto di partenza per descrivere uno stato vicino all’equilibrio.

Gli autostati di una particella di massa m in un potenziale armonico a simmetriasferica, ψ(r, θ, φ) = Rnl(r)Ylm(θ, φ) si ottengono risolvendo l’equazione radiale conunl(r) = rRnl(r)

[− h2

2m

d2

dr2+ U(r) +

h2`(` + 1)

2mr2

]u(r) = E u(r)

Il potenziale armonico

U(r) =1

2kr2 =

1

2k(x2 + y2 + z2) ω2

o =k

m

ha autofunzioni che dipendono solo dal numero quantico radiale (appendice 4.11)

un(r) = vn(r) e−r2/2σ2

kσ2 = hωo

e autovalori

En =(n +

3

2

)hωo n = nx + ny + nz = 2(ν − 1) + `

Il numero quantico principale n assume i valori interi, e l’autovalore del momentoangolare, `, ha la stessa parita di n

n = 0, 1, 2, . . . ` = . . . , n− 2, n

e ciascun autostato ` ha grado di degenerazione 2(2` + 1)

m = −`, . . . , `− 1, ` s = ±1/2

Il numero di protoni o di neutroni per strato e

Z oppure N = (n + 1)(n + 2)

In analogia col modello atomico possiamo definire gli orbitali caratterizzati dal nu-mero quantico ν e dal momento angolare `h. Il primo autostato, n = 0, si puorealizzare in una sola combinazione: nx = ny = nz = 0. Il secondo autostato si puorealizzare con le tre combinazioni [1,0,0] + permutazioni. Il terzo autostato si puorealizzare con sei combinazioni [2,0,0] + permutazioni e [0,1,1] + permutazioni, ecosı via

182

n ν ` stato 2(2` + 1) Z (N) energia0 1 0 1s 2 2 3hωo/21 1 1 1p 6 8 5hωo/22 1 2 1d 10 18

2 0 2s 2 20 7hωo/23 1 3 1f 14 34

2 1 2p 6 40 9hωo/24 1 4 1g 18 58

2 2 2d 10 683 0 3s 2 70 11hωo/2

5 1 5 1h 22 922 3 2f 14 1063 1 3p 6 112 13hωo/2

6 . . . . . . . . . . . . . . . . . .

• il potenziale armonico e caratterizzato da 〈energia cinetica〉 = 〈energia potenziale〉(l’energia totale non dipende dallo stato di momento angolare)

hωo =〈p2〉2m

+k〈r2〉

2≈ 40A−1/3 MeV

• gli autostati dipendono solo dal numero quantico principale e hanno degener-azione (n + 1)(n + 2);

• i livelli di energia En sono equispaziati con ∆E = hωo;

• il potenziale armonico produce la sequenza di strati chiusi con

∑(n + 1)(n + 2) = 2 8 20 40 70 112 . . .

quindi e in grado i riprodurre solo i primi tre numeri magici.

Si puo risolvere numericamente l’equazione del moto con il potenziale Woods-Saxon (Fig.2.13)

UWS(r) = − Uo

1 + e(r−R)/t

che riproduce meglio del potenziale armonico la distribuzione radiale della densita dinucleoni. Questa forma del potenziale ha una diversa dipendenza dalla distanza r erimuove la degenerazione degli stati con diverso momento angolare orbitale. Gli staticon ` grande risultano maggiormente legati degli stati corrispondenti dell’oscillatorearmonico: a parita di numero quantico principale si ha

. . . E`+1 < E` < E`−1 . . .

183

Woods-Saxon harmonic oscillator

R

- U o

ener

gy

E = 0

Figure 2.13: Potenziale dell’oscillatore armonico e Woods-Saxon

La differenza di energia e pero piccola, ∆El ¿ hωo, e quindi il potenziale Woods-Saxon non cambia sostanzialmente la sequenza dei numeri di occupazione deglistrati.

Un importante progresso e stato fatto da Maria Meyer e Hans Jensen 12 conl’introduzione di un termine di interazione spin-orbita

U(r) = UWS(r) + ULS(r) ~ · ~sL’aggiunta di questo termine e suggerita dall’osservazione che l’interazione tra nucle-oni ha una forte dipendenza dallo stato di spin. A differenza dall’analoga interazioneatomica, il termine spin-orbita nei nuclei non ha origine dall’interazione del momentodi dipolo magnetico col campo prodotto dal moto delle cariche. Questa infatti pro-duce spostamento dei livelli, ∆E = −~µ · ~B, molto minori di quelli osservati. Pereffetto dell’interazione spin-orbita il mometo angolare orbitale e lo spin si combinanoa formare il momento angolare totale ~j = ~+ ~s e i livelli di energia si modificano

Enj = En` + 〈n, `,m, s| ULS(r) ~ · ~s |n, `,m, s〉

L’operatore ~l · ~s ha autovalori [j(j + 1)− `(` + 1)− s(s + 1)]/2 e quindi i livelli dienergia sono

j = ` + 1/2 Enj = En` + 〈ULS(r)〉 `/2j = `− 1/2 Enj = En` − 〈ULS(r)〉 (` + 1)/2

L’analisi dei livelli dei nuclei mostra che lo stato con j = ` + 1/2 e maggiormentelegato di quello con j = ` − 1/2 (nel caso atomico si ha l’opposto perche elettronee nucleo hanno carica elettrica opposta, mentre protone e neutrone hanno la stessacarica nucleare)

En(j = ` + 1/2) < En(j = `− 1/2) ∆En` = 〈ULS(r)〉 2` + 1

2

con 〈ULS(r)〉 ≈ −20A−2/3 MeV . Tenendo conto di questo valore, l’accoppiamentospin-orbita riproduce la struttura con strati completi corrispondenti ai numeri magici(Fig.2.14).


184

1s

1p

1d 2s

1f 2p

1g 2d 3s

1h 2f 3p

1i 2g 3d 4s

1s

1p

1d2s

1f2p

2d3s

1g

2f

3p

1h

1i

1s1/2

1p3/21p1/2

1d5/22s1/21d3/2

1f7/2

2p3/21f5/22p1/21g9/2

1g7/22d5/22d3/23s1/21h11/2

1h9/22f7/22f5/23p3/23p1/21i13/2

2

4 2

6 2 4

8

4 6 210 8 6 4 212

10 8 6 4 214

2

6 8

141620

28

323840505864687082

92100106110112126

2

8

20

40

70

112

harmonicpotential

Woods-Saxonpotential

spin-orbitcoupling

168

Σ 2 (2l + 1) 2j+1 Σ 2j+1

Figure 2.14: Livelli di energia nel modello a strati a particelle indipendenti

Il modello a strati a particelle indipendenti, Independent Particle Shell Model,puo fare previsioni sullo spin, parita, momento di dipolo magnetico e di quadrupoloelettrico dei nuclei. Data la semplicita del modello, queste previsioni non sono moltoaccurate, ma costituiscono una utile base per esaminare la fenomenologia dei nucleie impostare estensioni del modello per tener conto delle differenze osservate. Nelmodello IPSM il nucleo e rappresentato dagli stati occupati

(ν`j)p (ν`j)

n

dove p e n sono i numeri di protoni e di neutroni nello stato e hanno valore massimopari alla molteplicita 2j + 1. Le principali conclusioni sono

• il momento angolare totale di uno strato pieno e nullo;

• due protoni o due neutroni nello stesso stato tendono ad avere momento an-golare totale nullo;

• lo spin dei nuclei Z = pari, N = pari, e nullo;

185

• lo spin dei nuclei con A = dispari e uguale al momento angolare totale delnucleone non accoppiato;

• la parita del nucleo e uguale al prodotto delle parita dei singoli nucleoni (pos-itiva per convenzione) per la parita orbitale

P =A∏

k=1

(−1)`k

• la parita dei nuclei pari− pari e +1;

• la parita dei nuclei con A = dispari e la parita del nucleone non accoppiato;

• i nuclei dispari − dispari hanno un protone e un neutrone non accoppiati, ilmomento angolare totale ~j = ~jp +~jn ha autovalore |jp − jn| < j < jp + jn e ilmodello non fa previsioni definite;

• se protone e neutrone sono nello stesso stato ` la parita del nucleo e +1;

• se protone e neutrone hanno `p = `n ± 1 la parita del nucleo e −1.

2.2.5 Momenti magnetici dei nuclei

Il momento magnetico del nucleo e definito dalla direzione dello spin, ~µ = gµN~I, e

ha autovalore pari al valore massimo della proiezione lungo l’asse dello spin nucleare,µ = gµNImax

z = gµNI. Tenendo conto che lo spin e definito dal momento angolaredei nucleoni non accoppiati possiamo fare le ipotesi

• il momento magnetico dei nuclei pari− pari e nullo;

• il momento magnetico dei nuclei con A = dispari e definito dallo stato delnucleone non accoppiato.

Il momento magnetico di un nucleone e la somma vettoriale del momento magneticooriginato dal moto orbitale (se e un protone) e dallo spin

~µ = g µN~j = (g`

~+ gs ~s) µN

Se esprimiamo i prodotti scalari (~ ·~j) e (~s ·~j) con gli autovalori, il fattore giromag-netico del nucleo e

g = g`j(j + 1) + `(` + 1)− s(s + 1)

2j(j + 1)+ gs

j(j + 1)− `(` + 1) + s(s + 1)

2j(j + 1)=

=g` + gs

2+

g` − gs

2

`(` + 1)− 3/4

j(j + 1)

186

Quindi possiamo calcolare il momento magnetico, µ = gµNj, nello stato j = `± 1/2

j = ` + 1/2µ

µN

= g` j +gs − g`

2

j = `− 1/2µ

µN

=[(

j +3

2

)g` − gs

2

]j

j + 1

• se il nucleone non accoppiato e un protone, g` = +1, gs/2 = +2.79,

j = ` + 1/2µ

µN

= j + 2.29 j = `− 1/2µ

µN

= (j − 1.29)j

j + 1

• se il nucleone non accoppiato e un neutrone, g` = 0, gs/2 = −1.91,

j = ` + 1/2µ

µN

= −1.91 j = `− 1/2µ

µN

= +1.91j

j + 1

Questa previsione del modello, sviluppata da Schmidt nel 1937, identifica per pro-tone e neutrone due linee in funzione dello spin nucleare, I, dette linee di Schmidt, sucui si dovrebbero allineare i valori dei momenti magnetici dei nuclei con A = dispari.In effetti, come mostrato in Fig.2.15, i valori sperimentali dei momenti magneticisono, in valore assoluto, piu piccoli della previsione del modello e, pur con alcunefluttuazioni, sono raggruppati lungo linee che sono all’interno dei limiti definitidalle linee di Schmidt. Il fattore giromagnetico del protone e del neutrone gs 6= 2 e

1/2 3/2 5/2 7/2 9/2 1/2 3/2 5/2 7/2 9/2

-2

-1

0

1

2

3

4

5

6

odd proton odd neutron

-2

-1

0

1

2

3

4

5

6

nucl

eus

mag

neti

c m

omen

t

odd nucleon spinl + 1/2

l - 1/2

l + 1/2

l - 1/2

Figure 2.15: Linee di Schmidt e valori del momento magnetico di alcuni nuclei conA dispari in funzione dello spin.

generato dall’interazione nucleare ed e quindi plausibile supporre che, quando sono

187

in interazione con molti altri nucleoni, protone e neutrone non abbiamo necessaria-mente lo stesso fattore giromagnetico del nucleone libero. Se facciamo questa ipotesi,i valori sperimentali si accordano meglio con il modello se gs ≈ 0.6 glibero

s .I valori dei momenti magnetici dei nuclei con A piccolo sono in discreto accordo

con la previsione del modello a strati IPSM come mostrato nella tabella seguente.

nucleo protoni neutroni IP µ [µN ] valoresperimentale

2H 1s1/2 1s1/2 0+ 1+ +0.88 +0.857 (1)3H 1s1/2 (1s1/2)

2 1/2+ +2.79 +2.9793He (1s1/2)

2 1s1/2 1/2+ −1.91 −2.1274He (1s1/2)

2 (1s1/2)2 0+ 0

(2)6Li 1p3/2 1p3/2 0+ 1+ 2+ 3+ +0.88 +0.822 (3)7Li 1p3/2 (1p3/2)

2 3/2− +3.79 +3.2568Be (4)9Be (1p3/2)

2 (1p3/2)3 3/2− −1.91 −1.177

10B (1p3/2)3 (1p3/2)

3 0+ 1+ 2+ 3+ +1.88 +1.801 (5)11B (1p3/2)

3 (1p3/2)4 3/2− +3.79 +2.688

11C (1p3/2)4 (1p3/2)

3 3/2− −1.91 −1.03012C (1p3/2)

4 (1p3/2)4 0+ 0

13C 1p1/2 1/2− +0.64 +0.70213N 1p1/2 1/2− −0.26 −0.32214N 1p1/2 1p1/2 0+ 1+ +0.38 +0.404 (6)15N 1p1/2 (1p1/2)

2 1/2− −0.26 −0.28315O (1p1/2)

2 1p1/2 1/2− +0.64 +0.71916O (1p1/2)

2 (1p1/2)2 0+ 0

17O 1d5/2 5/2+ −1.91 −1.89317F 1d5/2 5/2+ +4.79 +4.722. . .

1) il valore sperimentale e I = 12) non esistono nuclei stabili con A = 53) il valore sperimentale e I = 14) in nucleo 8

4Be non e stabile5) il valore sperimentale e I = 36) il valore sperimentale e I = 1

2.3 Proprieta delle forze nucleari

2.3.1 L’isospin

I dati sperimentali sull’energia di legame dei nuclei dimostrano che, se si tiene contodell’energia elettrostatica dei protoni, l’interazione nucleone-nucleone e indipendente

188

dalla carica elettrica. Le stesse conclusioni si ottengono considerando i livelli di en-ergia dei nuclei isobari che, se si trascurano gli effetti dovuti all’interazione elettro-magnetica, risultano simili.

Se assumiamo che le interazioni nucleari p−p, p−n, n−n sono uguali, possiamoconsiderare il protone e il neutrone come un’unica particella, il nucleone, che esistein due stati di carica, autostati dell’operatore di iso-spin. La simmetria dell’isospin euna simmetria nello spazio vettoriale a due dimensioni e i generatori della simmetriasono le matrici di Pauli. In base a questo formalismo, suggerito da Heisemberg nel1932, il protone e il neutrone sono autostati degli operatori τ 2 e τ3 con autovaloriτ3(p) = +1/2, τ3(n) = −1/2

| p 〉 =

(10

)| n 〉 =

(01

)

L’indipendenza dell’interazione nucleare dalla carica elettrica si traduce in una leggedi conservazione ovvero in una proprieta di simmetria

• l’isopsin si conserva nelle interazioni nucleari;

• la hamiltoniana di interazione nucleare commuta con l’operatore di isospin ede invariante per le trasformazioni generate da ~τ , cioe le rotazioni nello spaziodell’isospin.

La carica elettrica del nucleone e legata alla terza componente dell’isospin dallarelazione

q =1

2+ τ3

la conservazione della carica elettrica equivale alla conservazione della terza com-ponente dell’isospin τ3; la conservazione dell’isospin ~τ (indipendenza dalla caricaelettrica) e una legge piu stringente che non la conservazione della carica elettrica.

Analogamente al caso dello spin, due nucleoni esistono in quattro stati di isospin|T, T3〉 con moteplicita 2T + 1

singoletto |0, 0〉 = [ |p n〉 − |n p〉 ]/√

2

|1, +1〉 = |p p〉tripletto |1, 0 〉 = [ |p n〉+ |n p〉 ]/

√2

|1,−1〉 = |n n〉Lo stato di singoletto e antisimmetrico e lo stato di tripletto e simmetrico. Il nucleonee un fermione di spin 1/2 e il principo di Pauli si puo generalizzare: lo stato di duenucleoni identici

|N1, N2〉 ≡ |~r1, ~r2, ~s1, ~s2, ~τ1, ~τ2〉e antisimmetrico rispetto allo scambio dei nucleoni, cioe delle coordinate spaziali,dello spin e dell’isospin. Se i nucleoni sono in stato di momento angolare orbitale L,la simmetria dello stato e

(−1)L (−1)S+1 (−1)T+1 = −1 ⇒ L + S + T = dispari

189

Se due nucleoni formano uno stato legato, e plausibile supporre che lo stato di energiapiu bassa corrisponda a L = 0 quindi S + T = dispari. Poiche non si osservanostati legati di tripletto p− p ne n− n, la simmetria dell’isospin richiede che lo statofondamentale p − n, cioe il deutone, sia lo stato di singoletto con isospin Td = 0.Quindi il principio di Pauli richiede che il deutone abbia spin 1, Id = 1, e questo equello che si osserva sperimentalmente.

Il deutone e stabile e non si osservano stati eccitati del deutone. La simmetriadell’isospin e in accordo con il fatto che esista un solo stato stabile, singoletto diisospin, con due nucleoni, A = 2

Td = 0 Id = 1 qd =A

2+ T3 = +1

Esistono due nuclei con A = 3 che costituiscono un doppietto di isospin, T = 1/2

31H T3 = −1/2 q = A/2 + T3 = +132He T3 = +1/2 q = A/2 + T3 = +2

Esiste un solo nucleo con A = 4, il nucleo 42He, che e un singoletto di isospin, T = 0 ed

e una configurazione particolarmente stabile con energia di legame BE = 28.3 MeV .Non esistono nuclei stabili con A = 5. Esistono tre nuclei con A = 6 che costituisconoun tripletto di isospin, T = 1

62He T3 = −1 q = A/2 + T3 = +263Li T3 = 0 q = A/2 + T3 = +364Be T3 = +1 q = A/2 + T3 = +4

2.3.2 Il deutone

Il deutone e lo stato nucleare legato piu semplice e costituisce per l’interazione nu-cleare l’analogo dell’atomo di idrogeno per l’interazione elettromagnetica. L’energiadi legame del deutone e pero cosı bassa da non formare stati eccitati. Quindil’informazione sull’interazione nucleone-nucleone e limitata allo studio delle pro-prieta del deutone e della diffusione n− p e p− p a bassa energia. Le caratteristichedel deutone sono

• spinparita′ = 1+

• energia di legame BE = 2.225 MeV

• momento di dipolo magnetico µ = +0.8574 µN

• momento di quadrupolo elettrico Q = +2.88 e×mb

La conservazione della parita nelle reazioni nucleari o elettromagnetiche in cui vi e unnucleo di deuterio nello stato iniziale o nello stato finale permette la determinazionedella parita del deutone: Pd = +1.

190

Nel paragrafo precedente abbiamo fatto l’ipotesi che il deutone sia in uno statodi momento angolare orbitale L = 0, cioe 3S1. Nello stato L = 0 e con gli spin diprotone e neutrone paralleli, I = 1, il momento magnetico risulta

~µd = gdµN~I = gpµN~sp + gnµN~sn µd =

gp + gn

2µN = +0.8798 µN

che e sicuramente diverso dal valore misurato poiche la precisione di misura deimomenti magnetici e < 10−6. Una possibile interpretazione di questa differenza eche l’interazione tra nucleoni cambi il valore dei momenti magnetici di protone eneutrone nello stato legato, oppure che lo stato fondamentale sia una combinazionedi stati con diverso valore del momento angolare orbitale. Poiche la parita deldeutone e positiva, il momento angolare orbitale puo solo essere pari L = 0, 2, . . .Inoltre, se il deutone fosse esclusivamente in onda S avrebbe momento di quadrupoloelettrico nullo. Infatti l’autofunzione Y00 e costante e non puo produrre un momentodi quadrupolo elettrico

Q = 〈3S1| 3z2 − r2 |3S1〉 = costante∫ +1

−1(3 cos2 θ − 1) d cos θ = 0

Queste due evidenze inducono a supporre che il deutone sia in uno stato dimomento angolare misto sovrapposizione dello stato 3S1 (L = 0) e 3D1 (L = 2)

|d〉 = AS|3S1〉+ AD|3D1〉

I momenti angolari ~L, ~sp, ~sn, si sommano a formare lo spin del deutone I = 1,quindi, anche nello stato di momento angolare orbitale L = 2 protone e neutronesono nello stato di tripletto con S = 1. Il fattore giromagnetico e

g = gLI(I + 1) + L(L + 1)− S(S + 1)

2I(I + 1)+ gS

I(I + 1)− L(L + 1) + S(S + 1)

2I(I + 1)

dove gL = 0.5, poiche solo il protone contribuisce al momento magnetico orbitale, egS = 0.8798. Quindi

g = gL3

2− gS

1

2= 0.3101

Con queste ipotesi, il momento magnetico del deutone e

〈d| ~µ |d〉 = A2S 〈3S1| ~µ |3S1〉+ A2

D 〈3D1| ~µ |3D1〉 = A2S 0.8798 + A2

D 0.3101

Con la condizione di normalizzazione A2S + A2

D = 1, si ottiene

A2S = 0.96 A2

D = 0.04

Questa stima si basa sull’ipotesi che i momenti magnetici di protone e neutronenon siano modificati dall’interazione nucleare che, come abbiamo visto, non e benverificata nel caso di nuclei pesanti. Il momento di quadrupolo elettrico

〈d| Q |d〉 = 2ASAD 〈3S1| Q |3D1〉+ A2D 〈3D1| Q |3D1〉

191

puo fornire altre informazioni sui coefficienti AS, AD, ma le funzioni d’onda radialidel deutone non sono note con sufficientemente accuratezza. Possiamo concludereche il deutone non e esclusivamenete in onda S e che il contributo di onda D epiccolo.

La funzione d’onda del deutone si ottiene risolvendo l’equazione del moto[− h2

2m∇2 + U(~r)

]ψ(~r) = E ψ(~r)

Se facciamo l’ipotesi che il potenziale U(~r) sia a simmetria sferica e che il deutonesia prevalentemente nello stato di momento angolare L = 0, la parte radiale dellafunzione d’onda ψ(r, θ, φ) = un(r)Y`,m(θ, φ)/r soddisfa l’equazione

[− h2

2m

d2

dr2+ U(r)

]u(r) = E u(r) m =

MpMn

Mp + Mn

=M

2

Per una buca di potenziale sferica di profondita Uo

U(r) = −Uo per r < R U(r) = 0 per r > R

se l’energia e E = −Eo = −2.225 MeV < Uo, la soluzione e

r < R u(r) = A sin kir + A′ cos kir ki =√

M(Uo − Eo)/h

r > R u(r) = Be−ker + B′e+ker ke =√

MEo/h

La soluzione ψ(r, θ, φ) deve soddisfare le seguenti condizioni

• deve avere valore finito per r → 0, limr→0 u(r) ∼ r, quindi A′ = 0;

• deve annullarsi per r →∞, quindi B′ = 0;

• la soluzione e la derivata devono essere continue per r = R.

La soluzione e la derivata

r < R u(r) = A sin kir u′(r) = Aki cos kirr > R u(r) = Be−ke(r−R) u′(r) = −keBe−ke(r−R)

e la condizione di continuita per r = R, A sin kiR = B, Aki cos kiR = −keB,definiscono le relazioni

ki cot kiR = −ke Aki = B(k2i + k2

e)1/2

con ke = 0.232 fm−1. La prima equazione si risolve numericamente (Fig.2.16) e,se supponiamo che il raggio della buca di potenziale sia R = 2 fm, otteniamoki ≈ 0.91 fm−1 e Uo ≈ 35 MeV . La condizione di normalizzazione

4πA2∫ R

0sin2 kir dr + 4πB2

∫ ∞

Re−2ke(r−R)dr = 1

definisce le ampiezze A ≈ B ≈ 0.17 fm−1/2, da cui si deduce che la probabilita chela distanza tra protone e neutrone sia maggiore di R e approssimativamente 2/3 ariprova del fatto che il deutone e uno stato debolmente legato.

192

0

1

2

3

4

5

0

2 0

4 0

6 0

8 0

1 0 0

1 . 7 5 1 . 8 0 1 . 8 5 1 . 9 0 1 . 9 5

k ( fm- 1)

R ( fm )

U ( MeV )

k R

k cot kR = - 0.232 fm- 1

0 . 0

0 . 5

1 . 0

1 . 5

0 . 0 2 . 0 4 . 0 6 . 0 8 . 0 1 0 . 0r ( fm )

deuteron radial wave function

R = 2 fm

Figure 2.16: Soluzione e funzione d’onda del nucleo di deuterio

2.3.3 Diffusione neutrone-protone a bassa energia

I parametri determinati dallo studio del sistema legato neutrone-protone possonoessere utilizzati per analizzare la diffusione elastica, cioe lo stato neutrone-protonenon legato. Poiche abbiamo fatto l’ipotesi che il deutone sia prevalentemente nellostato di momento angolare L = 0, consideriamo la diffusione in onda S, cioe illimite di bassa energia per cui l’impulso nel centro di massa soddisfa la condizionepR = L ¿ h

Kn =p2

n

2M=

2p2

M¿ 2h2

MR2≈ 20 MeV

dove pn e Kn sono l’impulso e l’energia cinetica del neutrone nel laboratorio. Laparte radiale della funzione d’onda diffusa per r > R si puo esprimere

u(r) =1

ksin(kr + δo) hk = p

dove compare solo lo sfasamento per ` = 0, δo, che definisce la sezione d’urto elastica

σoel =

4π

k2sin2 δo

Nel limite di bassa energia (k → 0) la funzione d’onda e la derivata si possonoapprossimare

u(r) =1

ksin δo + r cos δo + . . . u′(r) = cos δo − kr sin δo + . . .

193

e richiedendo la continuita per r = R con la soluzione trovata per r < R per lo statonon legato (E = 0) si ha la relazione

tan δo

k+ R =

tan kiR

ki

ki ≈√

MUo/h

Nel limite k → 0 deve risultare δo → 0 perche l’ampiezza di diffusione sia finita.Definiamo la

lunghezza di diffusione a = − limk→0

tan δo

k

che ha le seguenti caratteristiche

• definisce l’andamento dell’onda diffusa per r > R

limk→0

u(r) = (r − a) cos δo

• definisce l’andamento della sezione d’urto di diffusione elastica

σoel =

4π

k2 + k2 cot2 δo

limk→0

σoel = 4πa2

Con i valori definiti per il deutone, R = 2 fm, Uo = 35 MeV , troviamo

a = − 5.9 fm limk→0

σoel = 4.4 b

La parametrizzazione che abbiamo trovato prevede che la sezione d’urto di diffusioneelastica neutrone-protone sia costante per valori dell’impulso nel centro di massap < h/a. Questo e confermato dai dati sperimentali, ma il valore sperimentale dellasezione d’urto limk→0 σel = 20.4 b e molto maggiore di quello previsto. In effettii dati utilizzati si riferiscono allo stato legato con spin I = 1, lo stato di tripletto,mentre la diffusione elastica puo avvenire anche nello stato di singoletto con spinI = 0. Poiche il sistema neutrone-protone non forma uno stato legato di singoletto,e prevedibile che il potenziale sia minore che nello stato di tripletto, Uos < Uot, eche la lunghezza di diffusione di singoletto sia maggiore, as > at. Tenendo conto deipesi di molteplicita degli stati, la sezione d’urto si esprime

σel =1

4σs +

3

4σt = π

(1

k2 + a−2s

+3

k2 + a−2t

)

Nel limite di bassa energia, σexp = 20.4 b , σt = 4.4 b , troviamo

σs = 4πa2s = 4 [20.4− (3/4) σt] = 68 b as = ±23 fm

La sezione d’urto non definisce il segno della lunghezza di diffusione, questo si puodeterminare studiando l’interferenza della diffusione da molecole di para- e orto-idrogeno. La lunghezza di diffusione nello stato di singoletto e negativa as = −23 fme questo conferma che il sistema neutrone-protone non e legato nello stato di singo-letto.

Conclusioni simili si ottengono dallo studio della diffusione elastica protone-protone a bassa energia, ma vi sono alcune differenze

194

• per il principio di Pauli, la diffusione protone-protone in onda S puo avveniresolo nello stato di spin 0 (singoletto);

• oltre all’interazione nucleare si deve tener conto dell’interazione coulombianatra i protoni e questa limita la regione di bassa energia a valori Kp > 1 MeV ;

• occorre tener conto del fatto che i due protoni sono identici.

I risultati mostrano che la lunghezza di diffusione a = −17 fm e negativa e questoconferma che il sistema protone-protone non e legato.

I parametri della diffusione neutrone-neutrone non sono direttamente misurabiliin esperimenti di diffusione elastica poiche non esistono bersagli di neutroni liberi.Si possono sfruttare reazioni in cui vengono prodotti due neutroni nello stato finalein moto relativo nel potenziale di interazione come, ad esempio, n 2

1H → n n p.In queste reazioni e presente nello stato finale un terzo nucleo che interagisce con idue neutroni e occorre tener conto di questi effetti. Anche in questo caso i risultatimostrano che la lunghezza di diffusione a = −17 fm e negativa e questo confermache il sistema neutrone-neutrone non e legato.

2.3.4 Proprieta dell’interazione nucleone-nucleone

L’analisi dell’energia di legame dei nuclei, delle caratteristiche del deutone e delladiffusione elastica nucleone-nucleone a bassa energia forniscono informazioni sulleproprieta delle forze tra nucleoni

• l’interazione e attrattiva e a breve raggio d’azione, R = 1÷ 2 fm e puo esseredescritta da un potenziale centrale −Uc(r)

La forma del potenziale non e nota a priori, scelte diverse, quali la buca quadrata,il potenziale di Woods-Saxon o il potenziale dell’oscillatore armonico, portano aconclusioni simili se si usano valori simili dei parametri: raggio del potenziale R ≈2 fm, profondita del potenziale Uo ≈ 40 MeV .

• l’interazione e simmetrica rispetto alla carica elettrica

Lo studio dell’energia di legame e dei livelli di energia dei nuclei isobari specularimostrano che l’interazione protone-protone e neutrone-neutrone sono simili; allastessa conclusione si giunge confrontando la diffusione elastica neutrone-neutrone eprotone-protone a bassa energia.

• l’interazione e indipendente dalla carica elettrica

Lo studio dell’energia di legame dei nuclei, del deutone e della diffusione elas-tica neutrone-protone a bassa energia mostrano che l’interazione e indipendentedalla carica elettrica. Questa proprieta e tradotta nella conservazione dell’isospinnell’interazione nucleare.

• l’interazione e invariante per trasformazioni di parita e inversione temporale

195

I nuclei non hanno momento di dipolo elettrico, ne momento di quadrupolo mag-netico, . . .

• l’interazione dipende dallo spin

Lo stato nucleone-nucleone con spin I = 0 (singoletto) ha proprieta diverse da quelledello stato con spin I = 1 (tripletto); questo suggerisce una dipendenza dallo spindell’interazione e l’introduzione di un potenziale del tipo

US(r) = Us(r) ~s1 · ~s2 − Ut(r) ~s1 · ~s2

attrattivo nello stato di tripletto e repulsivo nello stato di singoletto.

• l’interazione ha anche un potenziale non centrale

Per render conto del momento di dipolo magnetico e del momento di quadrupoloelettrico del deutone si fa l’ipotesi che questo sia uno stato misto sovrapposizionedi stati di momento angolare L = pari. Ma un potenziale a simmetria radiale nonproduce autostati stazionari degeneri con diversi valori di L. Quindi l’interazionenucleone-nucleone ha anche un termine non radiale detto potenziale tensoriale UT (~r).Poiche l’unica direzione definita e lo spin, il potenziale tensoriale si puo costruire concombinazioni dipendenti dallo spin e dalla distanza, del tipo (~s · ~r) oppure (~s ∧ ~r),che siano invarianti per trasformazione di parita e di inversione temporale.

• l’interazione e repulsiva a piccole distanze

I nuclei hanno energia e volume proporzionale al numero di nucleoni: questo fapresupporre che oltre al potenziale attrattivo con raggio d’azione R vi sia un poten-ziale repulsivo a distanza r ¿ R. Questo e confermato dallo studio della diffusionenucleone-nucleone: a bassa energia lo sfasamento e positivo (potenziale attrattivo)mentre a energia intermedia (pcm > 400 MeV/c cioe r < 0.5 fm) lo sfasamentodiventa negativo (potenziale repulsivo). L’effetto e legato al principio di esclusionedi Pauli per cui due nucleoni con gli stessi numeri quantici non possono trovarsi nellastessa posizione. Un potenziale repulsivo si puo costruire con le stesse combinazionidegli operatori di spin che generano il potenziale tensoriale.

• tra i nucleoni agiscono forze di scambio

La sezione d’urto differenziale di diffusione elastica protone-protone mostra unasimmetria tra θ e π − θ poiche le particelle sono identiche. Lo stesso fenomenosi osserva nel caso della diffusione elastica neutrone-protone a energia intermediae questo effetto non si giustifica in base alla dinamica del processo. Infatti, sesupponiamo che l’angolo di deflessione sia legato all’impulso trasferito nella collisione

θ ≈ ∆p

p≈ energia potenziale

energia cinetica

la diffusione ad angoli grandi non dovrebbe verificarsi all’aumentare dell’energia ci-netica, contrariamente a quanto si osserva. Questo effetto puo essere spiegato sesono presenti forze di scambio che agiscono sulle coordinate e sullo spin dei nucle-oni. Sono state proposti diversi tipi di forze di scambio (Heisemberg, Majorana,Bartlett) che possono spiegare questo effetto e anche l’effetto di saturazione delleforze nucleari.

196

2.3.5 Il modello di Yukawa

Nel 1935 Hideki Yukawa 13 propose un modello basato su una teoria di campo perinterpretare la fenomenologia dell’interazione nucleare. L’ipotesi del modello e:

• i nucleoni sono le sorgenti del campo e l’interazione tra nucleoni avviene me-diante lo scambio di bosoni, i quanti del campo di interazione nucleare;

il campo di interazione deve avere le seguenti proprieta:

• l’interazione e a piccolo raggio d’azione;

• e indipendente dalla carica elettrica;

• dipende dallo stato di spin del sistema di nucleoni;

e, per semplificare la trattazione,

• il potenziale e a simmetria sferica.

L’equazione relativisticamente invariante che descrive un campo di bosoni di massam e l’equazione di Klein-Gordon (appendice 4.18)

(∇2 − 1

c2

∂

∂t

)φ(~r, t) =

(mc

h

)2

φ(~r, t)

che si riduce all’equazione di d’Alembert nel limite m → 0. Consideriamo lasoluzione in condizioni statiche. L’equazione

∇2φ(r) =1

r

d2

dr2rφ(r) = µ2 φ(r) µ =

mc

h

ha come soluzione

φ(r) = ηe−µr

r

dove η e una costante arbitraria. Nel caso dell’elettromagnetismo, µ = 0, η = q/4πεo,l’energia di interazione tra due cariche elettriche e U(r) = qq′/4πεor. Se queste sonopari alla carica elementare:

Uem(r) =e2

4πεor=

αhc

rα =

1

137

Nel caso dell’interazione nucleare, η e il valore della ”carica nucleare” sorgente delcampo e il potenziale (attrattivo) di interazione tra due nucleoni e

Un(r) = −ηη′e−µr

r

Possiamo fare le seguenti osservazioni


197

• il raggio d’azione dell’interazione determina il valore della massa del bosone

1/µ ≈ 1÷ 2 fm ⇒ mc2 ≈ 100÷ 200 MeV

• per l’equivalenza dell’interazione p − p, p − n, n − n, il bosone esiste in trestati di carica elettrica (− 0 +): e uno stato di isospin = 1;

• le costanti η e η′ non dipendono dal tipo di nucleone: η = η′.

Per valutare l’ordine di grandezza della costante di accoppiamento, consideriamola sezione d’urto di interazione nucleone-nucleone. Se M e la massa del nucle-one e h~q e l’impulso trasferito da un nucleone all’altro, l’ampiezza di diffusionenell’approssimazione di Born (capitolo ???) e

f(~q) =M/2

2πh2

∫ei~q·~r Un(r) d~r = − M

4πh2

∫ei~q·~r αnhc

e−µr

rd~r

dove abbiamo introdotto la costante adimensionale αn = η2/hc in analogia conl’interazione elettromagnetica. L’integrale, la trasformata di Fourier del potenzialedi interazione, e il propagatore del campo bosonico

∫ei~q·~r e−µr

rd~r =

4π

q2 + µ2

La sezione d’urto di diffusione nucleone-nucleone, σ =∫ |f(~q)|2dΩ, e approssimati-

vamente uguale a πR2 ≈ π/µ2

|f(~q)|2 = (αnhc)2 M2

[p2(1− cos θ) + (mc)2]2

σ =∫|f(~q)|2d cos θ dφ ' α2

nh2 (Mc)2

(mc)4

2π

1 + (2p/mc)2' π

h2

(mc)2

Il valore della costante di accoppiamento e αn ≈ m/M À α come ci si aspetta dalfatto che a distanza r ≈ 1/µ l’interazione nucleare tra protoni deve risultare moltomaggiore della repulsione coulombiana.

Il modello di Yukawa ha avuto una notevole influenza sugli sviluppi teorici esulla ricerca sperimentale. Alcune particelle di spin intero, dette mesoni, furonoscoperte alcuni anni dopo. Nel 1947 fu osservato il mesone π in due stati di carica,π±, con massa mπ ≈ 140 MeV/c2 e successivamente fu osservato anche il mesoneneutro, π0, con valore simile della massa. I mesoni π hanno spin 0. Piu tardi furonoscoperti i mesoni ρ− ρ0 ρ+ con massa mρ ≈ 770 MeV/c2 e spin 1. In entrambe i casicostituiscono un tripletto di isospin: T = 1. Per quanto oggi sappiamo che i mesoniosservati non sono i bosoni mediatori dell’interazione nucleare, ma sono particellecon struttura, le basi teoriche del modello di Yukawa sono tuttora valide.

198

2.4 Decadimenti dei nuclei

La scoperta della radioattivita naturale, fatta da Henri Bequerel 14 nel 1896, eall’origine dello studio della fisica nucleare. Ci vollero molti anni per capire lanatura dei decadimenti dei nuclei che avvengono in diversi modi

• decadimento α: emissione di nuclei di elio;

• decadimento β: emissione di elettroni (o positroni) e neutrini;

• decadimento γ: emissione di radiazione elettromagnetica;

• fissione: scissione in due o piu nuclei;

in cui un nucleo di massa M1 decade in un nucleo di massa M2 < M1 e la differenzadi massa si converte in massa e energia cinetica dei prodotti di decadimento.

2.4.1 Legge di decadimento

Gia nei primi anni di studio dei decadimenti delle sostanze radioattive si dimostroche l’attivita, definita come il numero di decadimenti nell’unita di tempo, decrescenel tempo con legge esponenziale e che il processo di decadimento e di natura ca-suale. Questa evidenza porto a concludere che il decadimento radioattivo non eoriginato dalla mutazione delle caratteritiche chimiche della sostanza, ma risultadalla successione di piu processi che coinvolgono i singoli atomi. Il fenomeno deldecadimento di una sostanza radioattiva si puo interpretare sulla base delle seguentiipotesi:

• la probabilita di decadimento nell’unita di tempo e una proprieta della sostanzae del processo di decadimento e non dipende dal tempo;

• in una sostanza contenente N nuclei, la probabilita di decadimento nell’unitadi tempo del singolo nucleo non dipende da N .

Quindi la probabilita di decadimento in un intervallo di tempo dt e

dP = λ dt

dove λ e la costante di decadimento caratteristica del processo e ha dimensioni [s−1].Se la sostanza contiene N nuclei e se il numero N e grande in modo da poterlotrattare come una variabile continua, la variazione (diminuzione) del numero dinuclei nell’intervallo di tempo dt e

−dN = λ N dt


199

Conoscendo il valore di N a un certo istante, N(t = 0) = No, si ottiene l’andamentonel tempo del numero di nuclei e dell’attivita della sostanza

N(t) = Noe−λt A(t) = λN(t) = λNoe

−λt

Il valore medio della distribuzione e la vita media del decadimento

τ =

∫∞o t N(t) dt∫∞o N(t) dt

=1

λ

In fisica delle particelle si quota la vita media mentre in fisica dei nuclei si quotadi solito il tempo di dimezzamento, t1/2, definito come l’intervallo di tempo in cui ilnumero di nuclei si dimezza

∫ t1/2

oλN(t)dt =

∫ ∞

t1/2

λN(t)dt =No

2⇒ t1/2 = τ ln 2 = 0.693 τ

L’unita di misura comunemente usata per l’attivita e il Curie 15, definito comel’attivita di un grammo di radio

1 Ci = 3.7 1010 disintegrazioni/secondo

• Il nucleo 22688 Ra decade emettendo particelle α di energia cinetica 4.9 MeV

con un tempo di dimezzamento t1/2 = 1602 anni. La vita media e τ =1602× π 107/0.693 = 7.3 1010 s. L’attivita di un grammo di 226

88 Ra e

A =N

τ=

6.02 1023

226 7.3 1010 s= 3.7 1010 s−1

Un’altra unita di misura e il Bequerel che corrisponde a una disintegrazione alsecondo, 1 Bq = 0.27 10−10 Ci.

2.4.2 Larghezza di decadimento

Il fenomeno casuale del decadimento non si puo interpretare in base alle leggi dellameccanica classica. In meccanica quantistica la probabilita di decadimento dallostato |i〉 allo stato |f〉 si puo calcolare con i metodi della teoria delle perturbazionicon le ipotesi

• gli stati |i〉 e |f〉 sono autostati della hamiltoniana Ho che descrive il sistemanucleare e si possono calcolare, ad esempio, a partire dal potenziale di inter-azione nel modello a strati;

• la transizione |i〉 → |f〉 avviene per effetto della hamiltoniana HI che descrivel’interazione;

• la perturbazione e piccola, |〈f |HI |i〉| ¿ |〈i|Ho|i〉|.15 da Maria Sklodowska Curie premio Nobel per la fisica nel 1903

200

Per effetto dell’interazione, gli autovalori dell’energia vengono modificati Ei → E ′i =

Ei +∆Ei− iΓi/2 e lo stato non conserva la densita di probabilita per l’introduzionedel termine immaginario nell’evoluzione temporale

|i〉 = |io〉 e−i(Ei+∆Ei−iΓi/2)t/h 〈i|i〉 = 〈io|io〉 e−Γit/h

Otteniamo la legge di decadimento esponenziale (appendice 4.14). Γi e chiamatalarghezza di decadimento e rappresenta l’indeterminazione dell’energia dello statonon stazionario: se il sistema ha un valor medio del tempo di sopravvivenza nellostato | i〉 pari a τ , la sua energia e nota con una incertezza Γ definita dalla relazionedi indeterminazione

Γ τ = h

La funzione di distribuzione dell’energia dello stato |i〉 attorno al valor medio Ei euna curva lorentziana con larghezza pari a Γ

f(E) =1

π

Γ/2

(E − Ei)2 + (Γ/2)2

La probabilita di decadimento nell’unita di tempo dallo stato |i〉 allo stato |f〉 sicalcola con i metodi della teoria delle perturbazioni (appendice 4.15). Al primoordine dello sviluppo perturbativo:

1

τ= λ =

2π

h|〈f |HI |i〉|2ρ(Ef )

Nei decadimenti dei nuclei la variazione di energia e ∆E ' 100 keV ÷ 10 MeV .I decadimenti radiativi con le vite medie piu brevi, τ ≥ 10−16 s, hanno larghezza didecadimento Γ ≤ 10 eV , quindi gli stati di energia non si sovrappongono e, a tuttigli effetti, il decadimento dei nuclei avviene tra stati quasi stazionari.

2.4.3 Decadimenti in cascata

Se un nucleo prodotto in un decadimento e a sua volta radioattivo si produconodecadimenti in cascata. Questo fenomeno interessa principalmente i nuclei pesantiche danno origine a catene radioattive con molti decadimenti in cascata. Se τ1 e lavita media del decadimento nucleo1 → nucleo2 e questo a sua volta decade con vitamedia τ2, abbiamo

dN1 = −λ1N1dt dN2 = −λ2N2dt + λ1N1dt

La soluzione per il numero di nuclei2 e del tipo

N2(t) = ae−λ1t + be−λ2t

Supponiamo che all’istante t = 0 il numero di nuclei1 sia No e che non ci sianonuclei2, N2(0) = 0. In questo caso la variazione del numero di nuclei2 all’istantet = 0 e uguale all’attivita dei nuclei1

N2(t = 0) = a + b = 0

(dN2

dt

)

t=0

= −aλ1 − bλ2 = λ1No

201

e, determinando le costanti con le condizioni inizali, a = −b = Noλ1/(λ2 − λ1), siottengono le attivita dei nuclei in funzione del tempo

A1(t) = Noλ1e−λ1t A2(t) =

Noλ1λ2

λ2 − λ1

(e−λ1t − e−λ2t)

Esempio: τ2 < τ1 (λ2 > λ1)

In questo caso il nucleo2 decade piu rapidamente nel nucleo che lo genera e la suaattivita, nulla a t = 0, aumenta fino a superare l’attivita del nucleo1 al tempot∗ = (ln λ2/λ1)/(λ2−λ1) e poi diminuisce. Per t À t∗ si raggiunge una situazione diequilibrio in cui il rapporto tra le attivita e approssimativamente costante (Fig.2.17)

A2(t)

A1(t)=

λ2

λ2 − λ1

[1− e−(λ2−λ1)t

]limt→∞

A2(t)

A1(t)=

λ2

λ2 − λ1

Questa situazione si definisce di equilibrio transiente. Se τ2 ¿ τ1, all’equilibrio inuclei2 decadono non appena vengono formati e le attivita sono approssimativamenteuguali λ2N2 = λ1N1. Questa situazione si definisce di equilibrio secolare.

Esempio: τ2 > τ1 (λ2 < λ1)

In questo caso l’attivita dei nuclei2 aumenta rapidamente per effetto dei decadimentidei nuclei1 e raggiunge il valore massimo al tempo t∗ = (ln λ1/λ2)/(λ1 − λ2). Atempi t À t∗ il numero di nucleo1 e molto diminuito e l’attivita dei nuclei2 decresceesponzialmente con vita media τ2 (Fig.2.17). In questo caso non si raggiunge unasituazione di equilibrio tra le attivita.

Catene radioattive

Se sono coinvolti piu nuclei, abbiamo

dN1 = −λ1N1dtdN2 = −λ2N2dt + λ1N1dt

. . .dNn = −λnNndt + λn−1Nn−1dt

e la soluzione per le popolazioni dei nuclei e del tipo

N1(t) = N11e−iλ1t

N2(t) = N21e−iλ1t + N22e

−iλ2t

. . .Nn(t) = Nn1e

−iλ1t + Nn2e−iλ2t + . . . +Nnne

−iλnt

in cui la popolazione di nucleik al tempo t e espressa in funzione delle costanti didecadimento dei nuclei 1, 2, . . . , k − 1. La soluzione si semplifica se inizialmente

202

0 . 0

0 . 1

1 . 0

0000 2222 4444 6666 8888 11110000

parent nucleus

daughter nucleus

ττττ //// ττττ2222

ττττ1111 >>>> ττττ

2222

0 . 0

0 . 1

1 . 0

0 2 4 6 8 1 0

parent nucleus

daughter nucleus

ττττ1111 <<<< ττττ

2222

ττττ //// ττττ1111

Figure 2.17: Attivita dei nuclei nei decadimenti in cascata

sono presenti solo i nuclei1 (N1(0) = No e N2(0) = N3(0) = . . . = Nk(0) = 0). Inquesto caso i coefficienti sono

Njk = No

∏i6=j λi∏

i6=j (λi − λk)= No

λ1 . . . λk

(λ1 − λk) . . . (λj − λk)

In alcuni casi particolari, quando il primo nucleo della catena e molto meno stabiledei successivi, λ1 ¿ λ2 < . . . λn, si raggiunge una situazione di equilibrio secolare incui N1λ1 = N2λ2 = . . . = Nnλn.

2.4.4 Produzione di nuclei radioattivi

Se un nucleo radioattivo che ha vita media τ viene prodotto ad un tasso Λ costante,ad esempio con una reazione nucleare in cui il flusso di proiettili e costante, si ha

dN = Λdt− λNdtdλN

λN − Λ= −λdt

La soluzione e

N(t) =1

λ(Λ + Ce−λt) = τ(Λ + Ce−t/τ )

Se non ci sono nuclei radioattivi all’istante iniziale, N(0) = τ(Λ + C) = 0, si ha

N(t) = Λτ(1− e−t/τ ) limt→∞N(t) = Λτ

203

2.5 Decadimento γ

Un nucleo puo trovarsi in uno stato eccitato e decadere allo stato fondamentale, o auno stato di energia piu bassa, mediante emissione di radiazione elettromagnetica

AZX∗ → A

ZX + γ

Le differenze tra i livelli di energia dei nuclei sono tipicamente comprese nell’intervallo0.1÷ 10 MeV . La differenza di energia si divide tra l’energia del fotone e l’energiacinetica di rinculo del nucleo A

ZX: ∆E = Eγ + KN (KN ¿ ∆E ma in alcune appli-cazioni non e trascurabile). Nel decadimento γ si conserva il momento angolare e laparita e quindi la misura delle caratteristiche della radiazione γ fornisce informazionisui livelli di energia e sullo spin e parita degli stati dei nuclei.

2.5.1 Radiazione di multipolo

L’osservazione della radiazione γ si fa a distanza molto grande rispetto alle dimen-sioni del nucleo e la lunghezza d’onda e tipicamente λ = 2π hc/Eγ = 102÷ 104 fm,sono quindi valide le approssimazione per lo sviluppo del campo elettromagneticoin multipoli nella zona di radiazione (appendice 4.8). Il campo elettromagneticoprodotto da cariche e correnti dipendenti dal tempo si puo ottenere come sviluppodi Fourier delle componenti di frequenza ω e come sviluppo in multipoli caratteriz-zati dal valore del momento angolare della radiazione emessa. La potenza irraggiataa frequenza ω e con momento angolare l e

WElm =

c

2εo

|aElm|2 =

c

2εo

1

[(2l + 1)!!]2

(l + 1

l

) (ω

c

)2l+2

|Qlm + Q′lm|2

WBlm =

cµo

2|aB

lm|2 =cµo

2

1

[(2l + 1)!!]2

(l + 1

l

) (ω

c

)2l+2

|Mlm + M ′lm|2

dove Qlm e Mlm sono i momenti di 2l − polo elettrici e magnetici: dipolo (l = 1),quadrupolo (l = 2), ottupolo (l = 3), . . .. Non esiste radiazione di monopolo perchela carica totale si conserva. Per una particella di carica e, massa m e momentomagnetico µ = geh/2m

Qlm = e rl Y ∗lm(θ, φ) Mlm =

eh

2mcrl−1

[g − 2l

l + 1

]Y ∗

lm(θ, φ)

I momenti di 2l−polo hanno parita diversa per le componenti di radiazione elettricae magnetica perche il campo elettrico e un vettore polare, P · ~E = − ~E, e il campomagnetico e un vettore assiale, P · ~B = + ~B,

P (Qlm) = (−1)l P (Mlm) = (−1)l−1

Per calcolare la costante di decadimento del processo AZX∗ → A

ZX + γ seguiamoil procedimento illustrato nel capitolo ???

204

• quantizzare le sorgenti del campo, cioe definire le funzioni d’onda del nucleonello stato iniziale e finale;

• quantizzare il campo di radiazione (appendice 4.13);

• sostituire ai momenti di 2l− polo gli operatori che agiscono sullo stato inizialedel nucleo |iN〉 e producono lo stato finale |fN〉 e un fotone in stato di momentoangolare |l, m〉;

• calcolare gli elementi di matrice degli operatori di multipolo tra gli stati inizialee finale, questo seleziona la componente del campo di radiazione a frequenzaω = Eγ/h;

• calcolare la costante di decadimento con la regola d’oro di Fermi che, comeabbiamo visto, corrisponde a calcolare il rapporto tra la potenza emessa nellatransizione |iN〉 → |fN〉 e l’energia Eγ.

Supponiamo di descrivere il nucleo col modello a strati a particelle indipendentie che le funzioni d’onda siano fattorizzabili in una dipendenza radiale e una an-golare ψ(r, θ, φ) = u(r)Y (θ, φ). Il calcolo degli elementi di matrice 〈fN |Qlm|iN〉,〈fN |Mlm|iN〉, e difficile perche la parte radiale delle funzioni d’onda in generale none nota. D’altra parte il principio di esclusione di Pauli, per cui un nucleone nonpuo stare in uno stato gia occupato, impedisce che la funzione d’onda di un nu-cleone possa variare molto. Facciamo quindi l’ipotesi che l’emissione di radiazionesia legata alla variazione della parte angolare della funzione d’onda e che la parteradiale sia cambiata poco.

Separando la dipendenza radiale e angolare degli operatori di multipolo l’elementodi matrice si esprime

∫u∗f (r)Y

∗If Mf

(θ, φ) R(r)Y ∗lm(θ, φ) ui(r)YIiMi

(θ, φ) r2drdcosθdφ

L’integrazione sugli angoli produce le regole di selezione

|Ii − If | ≤ l ≤ Ii + If ma non Ii = 0 → If = 0 m = Mi −Mf

e l’integrale della parte radiale ha valore medio

〈R〉 =

∫u∗f (r) R(r) ui(r) r2dr∫

u∗f (r) ui(r) r2dr

Se facciamo l’ulteriore ipotesi che la funzione d’onda radiale varii poco in una regionedelle dimensioni del nucleo e che sia nulla per r > R otteniamo

〈fN |Qlm|iN〉 ≈ e

∫ Ro rl+2dr∫ Ro r2dr

= e3

l + 3Rl

〈fN |Mlm|iN〉 ≈ eh

2mc

[g − 2l

l + 1

] ∫ Ro rl+1dr∫ Ro r2dr

=eh

mc

[g

2− l

l + 1

]3

l + 2Rl−1

205

dove m e la massa del nucleone e g/2 e il momento magnetico espresso in magnetoninucleari.

I valori che si ottengono per la costante di decadimento λlm = Wlm/Eγ, dettistime di Weisskopf della costante di decadimento, sono molto approssimati ma pos-sono fornire utili informazioni per distinguere i modi di decadimento γ. Sostituendole espressioni trovate:

λ(El) =1

E

c

2εo

l + 1

l[(2l + 1)!!]2

(E

hc

)2l+2

|〈fN |Qlm|iN〉|2 =

= παcl + 1

l[(2l + 1)!!]218

(l + 3)2

E2l+1 R2l

(hc)2l+1

λ(Ml) =1

E

cµo

2

l + 1

l[(2l + 1)!!]2

(E

hc

)2l+2

|〈fN |Mlm|iN〉|2 =

= παcl + 1

l[(2l + 1)!!]218

(l + 2)2

[µ− l

l + 1

]2E2l+1 R2l−2

(hc)2l−1 (mc2)2

Introducendo la dipendenza del raggio del nucleo dal numero di nucleoni, R =RoA

1/3, troviamo il valore approssimato della costante di decadimento, espresso ins−1, in funzione dell’energia, espressa in MeV , e del peso atomico

decadimento parita

λ(E1) = 3.8 1014 A2/3E3 −1λ(E2) = 3.2 108 A4/3E5 +1λ(E3) = 1.7 102 A2E7 −1λ(E4) = 7.6 10−3 A8/3E9 +1

. . .λ(M1) = 8.8 1013 E3 +1λ(M2) = 6.5 107 A2/3E5 −1λ(M3) = 3.3 101 A4/3E7 +1λ(M4) = 1.1 10−5 A2E9 −1

. . .

La tabella definisce una chiara gerarchia di valori della probabilita di decadimentoper le diverse transizioni. Ad esempio un nucleo con spin 3/2 puo decadere in unostato con spin 1/2 emettendo raggi γ con l = 1 o l = 2. Se gli stati dei nuclei hanno lastessa parita la transizione avviene come M1 oppure E2, con λ ≈ λ(M1) À λ(E2).Se gli stati hanno parita opposta la transizione avviene come E1 oppure M2, conλ ≈ λ(E1) À λ(M2).

2.5.2 Conversione interna

Un nucleo in uno stato eccitato AZX∗ puo decadere allo stato fondamentale A

ZX senzaemettere radiazione γ, ma cedendo l’energia di eccitazione a un elettrone atomico.

206

La conversione interna produce elettroni monocromatici di energia cinetica

Ke = ∆Mc2 −BEe

dove BEe e l’energia di legame dell’elettrone. L’espulsione di un elettrone e usual-mente accompagnata dall’emissione di raggi X.

Per effetto della conversione interna la vita media di uno stato eccitato e piu brevedi quanto previsto dal solo processo di decadimento radiativo poiche le probabilitadi decadimento si sommano

λ = λγ + λe = λγ(1 + κ)

κn = λe/λγ (n indica il numero principale dell’orbitale atomico) e il coefficientedi conversione interna ed e di solito piccolo per n > 1 e per nuclei con Z pic-colo. Sviluppando il campo elettromagnetico del nucleo in momenti di multipolo,un calcolo approssimato in cui si trascurano la variazione delle funzioni d’onda deglielettroni atomici all’interno del volume del nucleo ed effetti relativistici sulla fun-zione d’onda dell’elettrone emesso, fornisce la seguente dipendenza per transizionidi 2l−polo elettrico e magnetico

κn(E, l) = α4 Z3

n3

l

l + 1

(2mec

2

E

)l+5/2

κn(M, l) = α4 Z3

n3

(2mec

2

E

)l+3/2

dove α e la costante di struttura fine e E = ∆Mc2.

2.5.3 Spettroscopia γ

Il dettaglio dell’informazione che si ottiene nello studio della radiazione γ dipendedalla risoluzione con cui si riescono a fare le misure spettroscopiche. Le misure dispettroscopia si possono fare in emissione o in assorbimento. Nel primo caso larisoluzione e quella dello strumento di misura che, nell’intervallo di energia dei raggiγ, e tipicamente 2÷ 3 keV . D’altra parte la larghezza intrinseca delle righe di emis-sione γ e molto piu piccola (per le transizioni con le costanti di decadimento piugrandi si ha Γ = hλ ≈ 1 eV ) e quindi la risoluzione non e limitata da effetti quan-tistici. Nella spettrocopia in assorbimento la risoluzione e limitata dalla risoluzionedella sorgente che emette, ma nella regione di energia dei raggi γ non e facile real-izzare una sorgente di frequenza variabile. Inoltre, appunto perche la larghezza diriga e piccola, l’assorbimento da uno spettro continuo e molto ridotto e per le tran-sizioni γ dei nuclei non si riesce a osservare l’assorbimento risonante, la fluorescenzanucleare. In questo caso infatti l’energia cinetica di rinculo del nucleo e sufficiente aspostare l’energia dei raggi γ fuori risonanza.

207

Se ∆E e la differenza di energia dei livelli del nucleo, in emissione si ha ∆E =Eγ + KN , ~pγ + ~pN = 0

∆E = Eγ +E2

γ

2Mc2Eem

γ = ∆E − (∆E)2

2Mc2

In assorbimento si ha Eγ = ∆E + KN , ~pγ = ~pN

Eγ = ∆E +E2

γ

2Mc2Eass

γ = ∆E +(∆E)2

2Mc2

Se, ad esempio, ∆E = 0.5 MeV e consideriamo un nucleo con A = 64, massa Mc2 =6 104 MeV , la differenza tra l’energia in assorbimento e in emissione e Eass

γ −Eemγ =

4.2 eV , mentre la larghezza di riga, nel caso piu favorevole di decadimento E1, eΓ = 0.5 eV (Fig.2.18).

D’altra parte l’allargamento di riga dovuto all’agitazione termica e anch’essopiccolo. Per valutare l’effetto, consideriamo un nucleo con velocita vx nella direzionedi osservazione della radiazione. L’energia viene modificata per effetto Doppler:E ′

γ = Eγ (1± vx/c). A temperatura T le velocita dei nuclei seguono la distribuzionedi Maxwell con andamento ∼ exp(−Mv2

x/2kT ) e la distribuzione di energia attornoal valor medio Eγ ha l’andamento ∼ exp[−Mc2(E ′

γ − Eγ)2/2E2

γkT ] con varianzaσ2 = E2

γkT/Mc2 e larghezza

ΓT = 2σ(2 ln 2)1/2 = 2Eγ

(2 ln 2

kT

Mc2

)1/2

A temperatura ambiente, kT = 0.025 eV , abbiamo ΓT = 1.2 10−5 Eγ/A1/2. Con i

dati dell’esempio precedente: ΓT = 0.8 eV .

0 . 0

1 . 0

2 . 0

3 . 0

4 . 0

- 4 - 3 - 2 - 1 0 1 2 3 4

natural width = 0.2 eV doppler width = 0.8 eV

energy (eV)

Figure 2.18: Righe in emissione e assorbimento e larghezza di riga

208

Si puo ottenere assorbimento di risonanza sfruttando l’effetto Doppler con lasorgente e l’assorbitore in moto relativo con velocita v, ma occorrono velocita moltoelevate

Eγv

c=

(∆E)2

Mc2v = c

Eγ

Mc2

Con i dati dell’esempio precedente: v = 2500 m/s ! Esperimenti di questo tipo sonostati effettuati con radiazione di bassa energia e con nuclei pesanti.

Un metodo di assorbimento di risonanza comunemente usato e particolarmenteingegnoso e basato sull’effetto Mossbauer 16 in cui si sfrutta l’assenza di rinculodel nucleo se questo e vincolato in un reticolo cristallino. In questo caso e l’interocristallo che assorbe l’energia di rinculo del nucleo e la dissipa in modi vibrazionalidel reticolo se si verificano le condizioni

• l’energia di rinculo del nucleo non e grande rispetto all’energia di legamedell’atomo nel reticolo, che e tipicamente di qualche eV ;

• il cristallo ha una temperatura di Debye elevata in modo da avere un’ampiabanda di modi vibrazionali (h∆ω = kΘD) per dissipare l’energia di rinculo delnucleo (valori tipici della temperatura di Debye sono ΘD ≈ 500 K).

La frazione di nuclei che non hanno rinculo per emissione o assorbimento di radi-azione γ di energia E e

fbound = exp

− 3E2

4Mc2 kΘD

[1 + 4

[T

ΘD

]2 ∫ ΘD/T

o

xdx

ex − 1

]

Operando a temperatura T ¿ ΘD il secondo termine della relazione precedentesi puo trascurare. Si ottengono frazioni fbound apprezzabili con Eγ piccoli, nucleipesanti e temperature di Debye elevate. In spettroscopia Doppler usando l’effettoMossbauer la risoluzione e definita dalla velocita relativa tra sorgente e assorbitore,δEγ/Eγ = v/c: con velocita v ' 1 cm/s si risolvono larghezze di decadimentoΓ ' 10−6 eV di transizioni con Eγ ' 100 keV , con una precisione relativa di 10−11 !

2.6 Decadimento α

I nuclei pesanti emettono radiazione poco penetrante sotto forma di particelle concarica positiva. Questo fenomeno fu studiato fin dai primi anni del ’900 da M.Curie eE.Rutherford. Nel 1903 Rutherford misuro il rapporto q/m studiando la deviazionedelle traiettorie in presenza di campo magnetico e campo elettrico e ottenne unvalore pari a 2/3 del valore del protone. Nel 1909 facendo decadere una sostanzasotto vuoto e analizzando il gas osservo che questo conteneva elio: scoprı che leparticelle α sono nuclei di elio. Con studi sistematici fatti negli anni seguenti condiverse sorgenti di radiazione α Geiger e Nuttal mostrarono che le particelle α emesseda diversi nuclei radioattivi hanno energia cinetica in un intervallo di pochi MeV


209

e che la vita media varia su molti ordini di grandezza con dipendenza dall’energiaapprossimativamente esponenziale. La caratteristiche principali del decadimento αsi possono cosı riassumere

• gran parte dei nuclei con A ≥ 200 decadono α;

• le particelle α sono nuclei di elio (il nucleo di elio e uno stato molto stabilecon energia di legame BE = 28.3 MeV );

• le particelle α emesse in un decadimento sono monocromatiche: si tratta diun decadimento a due corpi

AZX → A−4

Z−2Y + 42He

• l’energia cinetica delle particelle α varia in un piccolo intervallo, tipicamente4 < Kα < 8 MeV ;

• la vita media ha una forte dipendenza dall’energia cinetica e nell’intervallo4÷ 8 MeV varia per piu di 20 ordini di grandezza (Fig.2.19) secondo la

legge di Geiger-Nuttal ln τ = a− b ln K

• a parita di energia la vita media aumenta col peso atomico A.

1 0- 8

1 0- 6

1 0- 4

1 0- 2

1 00

1 02

1 04

1 06

1 08

1 01 0

1 01 2

1 01 4

1 01 6

4 5 6 7 8 9 1 0

P oRnRaThUPuCmCf

energy (MeV)

life

tim

e (

s)

Figure 2.19: Vita media del decadimento α in funzione dell’energia cinetica

La cinematica del decadimento α e semplice. Nel riferimento del nucleo genitore:MXc2 = MY c2 + Mαc2 + KY + Kα, ~pY + ~pα = 0

(MX −MY −Mα)c2 = Q =p2

2My

+p2

2Mα

=p2

2Mα

[1 +

Mα

MY

]

210

e, poiche i nuclei che decadono hanno massa M À Mα, l’energia cinetica dellaparticella α e approssimativamente uguale all’energia disponibile e l’energia cineticadi rinculo del nucleo Y e piccola

Kα =Q

1 + Mα/MY

≈ Q(1− 4

A

)KY = Q

Mα/MY

1 + Mα/MY

≈ Q4

AKα À KY

2.6.1 Soglia di instabilita

Definiamo per quali valori di A e Z il decadimento α e energeticamente possibile. Inun decadimento parte della massa dello stato inziale e convertita in energia cineticadei prodotti nello stato finale. La massa del nucleo e pari alla somma delle masse deinucleoni costituenti meno l’energia di legame e, poiche nell’emissione α i nucleoninon cambiano natura, il decadimento puo avvenire solo se l’energia di legame pernucleone aumenta. L’andamento dell’energia di legame per nucleone, BE = BE/A,in funzione di A indica che questo avviene nella regione dei nuclei con A > 60 dove∂BE/∂A < 0. L’energia rilasciata nel decadimento (c = 1) e

Q = MX −MY −Mα = A(BEY −BEX)− 4(BEY −BEα) > 0

L’energia di legame media della particella α (BEα = 7.1 MeV ) e minore di quelladei nuclei pesanti: il secondo termine e positivo e quindi la soglia di instabilita saranettamente maggiore di A = 60.

Possiamo rendere l’argomento piu quantitativo usando la formula di Bethe-Weizsacker

M(A,Z) = Zmp + (A− Z)mn − b0A + b1A2/3 + b2Z

2A−1/3 + b3(A− 2Z)2A−1

L’energia rilasciata, Q = M(A,Z)−M(A− 4, Z − 2)−Mα = BEα −∆BE, e

Q ≈ BEα − 4bo + 4[2

3b1 + b2Z

(1− Z

3A

)]A−1/3 − 4b3

(1− 2Z

A

)2

Introducendo i valori dei parametri bk (capitolo ???) si ottengono le linee Q =costante nel piano A − Z corrispondenti alle soglie di instabilita del decadimentoper emissione di particelle α con energia cinetica Kα ≈ Q (Fig.2.20). Osserviamo cheA ≈ 140 per Q = 0, A ≈ 200 per Q = 4 MeV e A ≈ 240 per Q = 8 MeV . Quindi ildecadimento α e energeticamente possibile anche per nuclei con A < 200 ma, comeabbiamo gia detto, vi e una fortissima dipendenza della vita media dall’energiacinetica e i decadimenti con Q < 4 MeV hanno vite medie cosı lunghe da renderlidifficilmente osservabili. I nuclei emettitori α con Q < 4 MeV sono essenzialmentenuclei stabili.

2.6.2 Teoria elementare del decadimento α

Il decadimento avviene con l’espulsione della particella α da un nucleo con pesoatomico A grande. Dopo l’espulsione la particella α ha energia cinetica K ≈ Q. Percapire il meccanismo del fenomeno facciamo queste ipotesi

211

5 0

6 0

7 0

8 0

9 0

1 0 0

1 1 0

1 2 0

1 0 0 1 4 0 1 8 0 2 2 0 2 6 0 3 0 0

stable nuclei

Q = 0 MeV Q = 2 MeV

Q = 4 MeV

Q = 6 MeV Q = 8 MeV

A

Z

threshold for αααα decay

Figure 2.20: Linee di instabilita per il decadimento α

• il nucleo AZX e uno stato legato composto dal nucleo A−4

Z−2Y e da una particella α(questa ipotesi e giustificata dal fatto che la particella α e uno stato fortementelegato di due protoni e due neutroni);

• il potenziale del sistema A−4Z−2Y −α e rappresentato da una buca di potenziale a

simmetria sferica per r < R e dal potenziale coulombiano per r > R (Fig.2.21);r e la distanza tra la particella α e il centro di simmetria del sistema e R e ilraggio di sovrapposizione del nucleo A−4

Z−2Y e della particella α, R2 = R2Y + R2

α

U(r) = −Uo r < R U(r) =2(Z − 2)e2

4πεor= αhc

2(Z − 2)

rr > R

• la particella α all’interno della buca di potenziale ha energia positiva pariall’energia cinetica che acquista nel decadimento, E = Kα.

Per un nucleo con A > 200 il raggio della buca di potenziale e tipicamente R ≈7÷8 fm, la profondita della buca di potenziale e tipicamente Uo ≈ 40 MeV , l’altezzadella barriera di potenziale coulombiana, U(R) = αhc2(Z − 2)/R, e tipicamente30 MeV . Quindi la particella α con energia E < U(R) non puo superare la barrieradi potenziale coulombiana.

In meccanica quantistica la particella α puo attraversare la barriera di potenzialeper effetto tunnel. Questa ipotesi per spiegare il decadimento α fu elaborata daGamow e, indipendentemente, da Condon e Gurney nel 1928 e riproduce con buonaapprossimazione la legge di Geiger-Nuttal. Si tratta di uno dei primi successi dellameccanica quantistica sviluppata in quegli anni.

All’interno della buca di potenziale la particella α ha energia E positiva e quindioscilla urtando la barriera con frequenza f . La probabilita di decadimento nell’unitadi tempo si puo determinare dalla frequenza e dalla probabilita di attraversamento

212

rr1r0

-Uo

E = 0

Eα

Figure 2.21: Modello di Gamow del decadimento α

della barriera per effetto tunnel, T ,

1

τ= λ = f T

Per una particella di massa m e energia E, il coefficiente di trasmissione attraversouna barriera di potenziale unidimensionale (appendice 4.9) di altezza media U elarghezza L e

T =16k2k2

b

(k2 + k2b )

2e−2kbL

dove h~k e l’impulso della particella libera e h~kb e l’impulso della particella all’internodella buca

hk = (2mE)1/2 hkb = [2m(U − E)]1/2

Nel caso delle particelle α (m = 3727 MeV/c2) con i valori tipici dell’energia e delpotenziale abbiamo kb ≈ 2k. Poiche la dipendenza del coefficiente di trasmissionedall’energia e contenuta essenzialmente nel termine esponenziale, possiamo approssi-mare T ≈ e−2kbL. Nel caso di una barriera di potenziale tridimensionale a simmetriasferica, dobbiamo utilizzare l’equazione di Schrodinger in coordinate sferiche e abbi-amo, oltre al potenziale U(r), il termine di energia rotazionale h2`(`+1)/2mr2 dove è il momento angolare della particella α. Trascuriamo per il momento questo effettoche, come vedremo, introduce una piccola correzione. Il coefficiente di trasmissionee T ≈ e−2G dove G e il

fattore di Gamow G =1

h

∫ r1

ro

(2m[U(r)− E])1/2 dr

e l’integrale va esteso all’intervallo in cui U(r) ≥ E: ro e il raggio della buca dipotenziale e r1 e la distanza per cui U(r1) = E, cioe r1 = 2(Z − 2)αhc/E, eU(r)− E = E(r1/r − 1)

G =(2mE)1/2

h

∫ r1

ro

(r1

r− 1

)1/2

dr =(2mE)1/2

hr1

∫ 1

xo

(1

x− 1

)1/2

dx

con x = r/r1, xo = ro/r1 = RE/2(Z − 2)αhc.

213

• L’integrale nella relazione precedente si calcola sostituendo la variabile

x → y = x1/2∫ 1

xo

(1− x)1/2x−1/2dx =∫ 1

yo

2(1− y2)1/2dy

y → φ = arccos y∫ 1

yo

2(1−y2)1/2dy =∫ 0

φo

2 sin φ d cos φ = [sin φ cos φ− φ]0φo

∫ 1

xo

(1

x− 1

)1/2

dx = F (xo) = arccos x1/2o − x1/2

o (1− xo)1/2

La funzione F (ro/r1) dipende leggermente dai parametri dei nuclei e, poiche si hatipicamente r1/ro ∼ 6− 8, si puo approssimare

F (xo) = arccos x1/2o − x1/2

o (1− xo)1/2 ≈ π/2− 2 x1/2

o + . . .

Quindi otteniamo il fattore di Gamow in funzione della carica elettrica Z, del raggioR (che dipende da A) e dell’energia E

G = 2(Z − 2)α

[2mc2

E

]1/2

F (Z, R, E)

La frequenza con cui la particella α oscilla all’interno della buca di potenziale e ilrapporto tra la velocita, vi

α, e il raggio R. Poiche la particella α e un bosone, il suomoto non e impedito all’interno della buca di potenziale e l’energia e E + Uo e lavelocita

viα =

[2(E + Uo)

m

]1/2

= c

[2(E + Uo)

mc2

]1/2

e tipicamente viα ≈ 0.15c. La frequenza f = vi

α/R dipende leggermente dall’energiaE. Con R ≈ 6÷ 8 fm si ha f ≈ (5÷ 6) 1021 s−1.

Quindi per la vita media si ha

1

τ=

viα

Rexp

−8α(Z − 2)

[2mc2

E

]1/2π

4−

(RE

2(Z − 2)αhc

)1/2

+ . . .

La formula di Gamow, che possiamo scrivere

ln τ = a− ln(E + b)−1/2 + cE−1/2

con a, b, c parametri che dipendono dalle caratteristiche del nucleo, riproduce ladipendenza osservata della vita media dall’energia della particella α e rende contodella variazione su piu di 20 ordini di grandezza. Spiega inoltre che l’emissione conenergia Kα < 4 MeV avviene con vite medie molto grandi tali da rendere il fenomenodifficilmente osservabile. I dati sperimentali mostrano che, a energia Kα = costante,la vita media aumenta col peso atomico. Infatti, all’aumentare di A, aumenta siala carica elettrica che il raggio del nucleo e quindi aumenta il fattore di Gamow chedipende dall’altezza e dalla larghezza della barriera di potenziale.

214

Va notato che il fattore di Gamow e grande, G ∼ 30÷50, e che anche una piccolaindeterminazione dei parametri comporta una grande variazione sul valore di e−2G.Il parametro piu incerto e il raggio R utilizzato per calcolare il fattore di Gamowpoiche i nuclei emettitori α hanno molti nucleoni e configurazioni irregolari. Se,ad esempio, calcoliamo la vita media di decadimento di alcuni istopi del Radio intransizioni 0+ → 0+, assumendo la dipendenza del raggio del nucleo, R = RoA

1/3,con Ro = 1.25 fm otteniamo un valore della vita media circa 40 volte maggiore delvalore misurato. Con un aumento del 10% del parametro Ro, che corrisponde ad unaumento del 5% del fattore di Gamow, si ottiene un accordo nettamente migliore.

decadimento Kα (MeV ) τ (s) Ro = 1.25 fm Ro = 1.375 fm22688Ra → 222

86Rn 4.9 7.3 1010 3.0 1012 1.1 1011

22488Ra → 220

86Rn 5.8 4.6 105 1.8 107 6.6 105

22288Ra → 218

86Rn 6.7 5.5 101 1.6 103 6.7 101

La grande sensibilita del valore della vita media dei nuclei emettitori α dal raggiodel nucleo fornisce quindi un metodo per misurare il raggio medio dei nuclei pesanti.

2.6.3 Dipendenza dal momento angolare

Decadimenti α possono avvenire con cambio dello spin e della parita del nucleo.Poiche la particella α ha spin-parita = 0+, la conservazione del momento angolare edella parita implica

|If − Ii| ≤ ` ≤ If + Ii Pf = (−1)`Pi

se la particella α viene emessa con momento angolare orbitale `. Se nella transizionecambia lo spin del nucleo, ` 6= 0, occorre considerare oltre al potenziale coulombianoil potenziale centrifugo

U(r) = UC(r) +h2`(` + 1)

2mr2

che risulta in un piccolo aumento della barriera di potenziale. Il fattore di Gamowe proporzionale al raggio esterno della barriera che si ottiene dalla relazione

2(Z − 2)αhc

r1

+h2`(` + 1)

2mr21

= E

r1 aumenta tipicamente di ∼ 1% per ` = 1. Un aumento dell’1% del fattore diGamow produce un aumento di un fattore ∼ 2 ÷ 3 della vita media e l’effetto emaggiore per ` > 1. Comunque questo effetto non e grande tenuto conto dellagrande variabilita della vita media.

Se la transizione AZY → A−4

Z−2Y non e permessa dalle regole di selezione, il nucleoAZY puo decadere in uno stato eccitato A−4

Z−2Y∗ che a sua volta decade nello stato

fondamentale con emissione di raggi γ. In questo caso Q ≈ Kα + Eγ. In effetti granparte dei decadimenti α sono seguiti dall’emissione di raggi γ tipicamente di bassaenergia.

215

2.7 Decadimento β

Gia nel 1900 Rutherford osservo l’emissione di particelle di carica negativa chia-mate all’inizio particelle β e successivamente identificate come elettroni. Negli anniseguenti i risultati degli esperimenti mostrarono che con l’emissione β una sostanzacambia numero atomico e che decadimenti β avvengono in nuclei sia leggeri chepesanti e con vite medie distribuite su un grandissimo intervallo, da millisecondi amiliardi di anni. Nel 1919 Chadwick dimostro che, oltre agli elettroni prodotti perconversione interna, che hanno energia ben definita, i nuclei emettono elettroni conuna distribuzione di energia continua e che in una transizione

AZX → A

Z+1X + e− + . . .

il valore massimo dell’energia dell’elettrone e approssimativamente uguale alla dif-ferenza di massa tra i nuclei

Emaxe ≈ (MX −MY )c2 Ee = [(pec)

2 + (mec2)2]1/2

Se quindi gli elettroni emessi non sono elettroni atomici, il processo deve avereorigine nel nucleo e, poiche i nuclei non contengono elettroni, deve corrisponderea una variazione del nucleo stesso. Nel 1933 Sargent analizzo la dipendenza dellavita media di decadimento dall’energia degli elettroni e osservo che, per energieEmax

e À mec2, la vita media e ha andamento proporzionale a (Emax

e )−5.

2.7.1 L’ipotesi del neutrino

In un decadimento β l’elettrone e emesso con una distribuzione continua di energia.Quindi, per conservare l’energia e l’impulso, oltre all’elettrone e al nucleo Y si deveemettere energia sotto forma di radiazione neutra, ma le misure hanno mostratoche in un decadimento β non vengono emessi fotoni. Misure accurate effettuate contecniche calorimetriche hanno dimostrato che l’elettrone non perde energia nellasostanza e che in effetti il processo di emissione β e caratterizzato da un difetto dienergia: parte dell’energia dello stato iniziale non viene misurata nello stato finale.

Oltre al problema dell’energia mancante, se si interpreta il decadimento β comeun processo A

ZX → AZ+1X + e−, sorgono altri problemi legati alla statistica e alla

conservazione del momento angolare. Infatti i nuclei X e Y hanno lo stesso numerodi nucleoni, sono entrambe bosoni o entrambe fermioni: non e possibile avere soloun nuovo fermione nello stato finale. Se i nuclei sono bosoni, il momento angolaretotale e un multiplo intero di h nello stato iniziale e semi-intero nello stato finale,e viceversa se sono fermioni. Questo spiega anche perche l’energia mancante neldecadimento β non e dovuta a emissione di radiazione γ.

Nel 1930 Pauli propose una soluzione anticonformista che suscito molto scetti-cismo e che si rivelo l’interpretazione corretta: nel decadimento β viene emessainsieme all’elettrone una nuova particella neutra, che non interagisce ne in modoelettromagnetico ne in modo nucleare e che e un fermione di spin 1/2. Questa nuova

216

particella fu chiamata neutrino da Fermi. L’ipotesi del neutrino risolve il problemadell’energia mancante (il neutrino non interagisce nei rivelatori), della statistica edella conservazione del momento angolare. Poiche l’energia dell’elettrone si estendefino a (MX −MY )c2 il neutrino deve avere massa molto piccola.

Due altri fenomeni sono associati al decadimento β−. Nel 1934 I.Curie e F.Joliotscoprirono l’emissione di positroni da parte dei nuclei: il decadimento β+, e nel 1938Luis Alvarez 17 scoprı la cattura di elettroni atomici da parte dei nuclei. Lo studiodei raggi X che seguono la cattura elettronica mostra che questa avviene quandol’elettrone e in un orbitale S cioe con una funzione d’onda che si sovrappone alnucleo. Il decadimento β e un processo a tre corpi

decadimento β− AZX → A

Z+1X + e− + ν

decadimento β+ AZX → A

Z−1X + e+ + ν

la cattura elettronica e equivalente al decadimento β+ per simmetria di incrocio(appendice 4.21)

cattura elettronica e− + AZX → A

Z−1X + ν

2.7.2 Teoria elementare del decadimento β

Nel 1934 Fermi propose una teoria di campo che spiega il decadimento β con unnuovo tipo di interazione. L’idea di Fermi e la base dello sviluppo della teoria delleinterazioni deboli che descrive molti altri processi che interessano nuclei e particelleelementari. Le ipotesi sono:

• nel decadimento β− un neutrone del nucleo si trasforma in un protone conl’emissione di un elettrone e di un anti-neutrino (e analogamente per il decadi-mento β+): interazione a quattro fermioni (Fig.2.22)

decadimento β− n → p e− νdecadimento β+ p → n e+ ν

• la hamiltoniana di interazione e un operatore che agisce sui campi fermionicimediante assorbimento o emissione di fermioni;

• l’interazione e a corto raggio d’azione: interazione a contatto

Consideriamo il processo n → p e− ν in cui il neutrone e il protone sono legati nelnucleo. La costante di decadimento e

λ =2π

h|〈p e− ν|HI |n〉|2 ρ(Ef )

L’operatore HI assorbe un neutrone e emette un protone nel punto r1 e emetteun elettrone e un anti-neutrino nel punto r2. Per le proprieta di simmetria dei


217

XA

e

νYZA

Z+1

n p

eν

n p

1

2

Figure 2.22: Decadimento β del nucleo e interazione a contatto

fermioni (appendice 4.18) l’elemento di matrice e lo stesso se l’operatore HI assorbeun neutrone e emette un protone nel punto r1 e assorbe un neutrino e emette unelettrone nel punto r2

〈p e−|HI |n ν〉 =∫

ψ∗p(~r1)ψ∗e(~r2) HI(~r1 − ~r2) ψn(~r1)ψν(~r2) d~r1d~r2

Se l’interazione e a contatto la hamiltoniana di interazione diventa

HI(~r1 − ~r2) = g δ(~r1 − ~r2)

dove e stata introdotta la nuova costante di accoppiamento, g, che ha dimensioni[energia× volume]. Quindi l’elemento di matrice diventa

〈p e−|HI |n ν〉 = g∫

Nψ∗p(~r)ψ

∗e(~r) ψn(~r)ψν(~r) d~r

dove l’integrale e esteso alla regione del nucleo. Poiche l’elettrone e il neutrino nonhanno interazione nucleare assumiamo che ψe e ψν siano autofunzioni di particellalibera

ψe(~r) = V −1/2 ei~ke·~r ψν(~r) = V −1/2 ei~kν ·~r

Gli impulsi di elettrone e neutrino sono tipicamente ∼ MeV/c e possiamo assumereche le funzioni d’onda siano variate di poco all’interno del volume di integrazione,~k · ~r ¿ 1, ei~k·~r = 1 + ~k · ~r + . . . ≈ 1. Al primo ordine l’elemento di matrice dellahamiltoniana di interazione si riduce all’integrale delle funzioni d’onda del protonee del neutrone nel volume del nucleo

〈f |HI |i〉 =g

V

∫

Nψ∗p(~r) ψn(~r) d~r =

g

VMfi

Per calcolare la densita di energia ρ(Ef ) analizziamo la cinematica del decadimentoX → Y e− ν. Definiamo W = (MX−MY )c2 = KY +Ee+Eν l’energia a disposizionenello stato finale

W =p2

Y

2MY

+ [(pec)2 + (mec

2)2]1/2 + [(pνc)2 + (mνc

2)2]1/2 ~pY + ~pe + ~pν = 0

L’impulso ~pY e massimo quando l’elettrone e il neutrino sono emessi nella stessadirezione e, poiche mν ¿ me, quando ~pe = 0, ~pY = −~pν . Poiche la differenza dimassa nei decadimenti β e dell’ordine del MeV , anche nel caso piu favorevole

W =p2

2MY

+ mec2 + [(pc)2 + (mνc

2)2]1/2

218

l’energia cinetica del nucleo Y e trascurabile e l’energia disponibile nello stato finalee W ≈ Ee + Eν . Il numero di stati in funzione degli impulsi e

∫d6ned

6nν =V 2

(2πh)64πp2

edpe 4πp2νdpν

Gli impulsi di elettrone e neutrino sono legati dalla conservazione dell’energia e,esprimendo pν in funzione dell’energia totale W ,

p2νc

2 = (W − Ee)2 − (mνc

2)2 pνdpνc2 = (W − Ee)dW

p2νdpνc

3 = (W − Ee)[(W − Ee)2 − (mνc

2)2]1/2dW

troviamo la densita di energia nello stato finale in funzione dell’unica variabile chesi misura, l’impulso dell’elettrone pe

ρ(W )dpe =(4π)2V 2

(2πh)6

1

c3(W − Ee)[(W − Ee)

2 − (mνc2)2]1/2 p2

e dpe

Poiche l’integrale sulle funzioni d’onda dei nucleoni, Mfi, non dipende dall’energiadell’elettrone, questa relazione rappresenta la distribuzione in energia degli elettroniemessi nel decadimento

dλ =2π

h

g2

V 2|Mfi|2 (4π)2V 2

(2πh)6

1

c3(W − Ee)[(W − Ee)

2 − (mνc2)2]1/2 p2

edpe =

=g2

2π3c3h7 |Mfi|2 (W − Ee)[(W − Ee)2 − (mνc

2)2]1/2 p2edpe

Per poter confrontare la distribuzione con i risultati sperimentali, occorre introdurreuna correzione che tiene conto degli effetti di interazione dell’elettrone con il campocoulombiano del nucleo. L’effetto e diverso per il decadimento β−, in cui il potenzialee attrattivo, e per il decadimento β+, in cui il potenziale e repulsivo. La Fig.2.23mostra l’effetto nella distribuzione dell’impulso di elettrone e positrone emessi neidecadimenti del Rame 64

29Cu → 6430Zn e−ν, 64

29Cu → 6428Ni e+ν. La correzione e stata

calcolata da Fermi in funzione del numero atomico e dell’energia dell’elettrone. Ladistribuzione diventa

dn

dpe

= costante× F (±Z, Ee) (W − Ee)[(W − Ee)2 − (mνc

2)2]1/2 p2e

dove F (±Z,Ee) e la funzione di Fermi che e apprezzabilmente diversa da 1 solo pervalori di Z grandi e per energie piccole. Se nella relazione precedente trascuriamola massa del neutrino, osserviamo che la funzione

[1

p2e

dn

dpe

]1/2

= costante× [F (±Z, Ee)]1/2 (W − Ee)

dipende linearmente dall’energia dell’elettrone (tenuto conto della dipendenza dellafunzione di Fermi) e la retta interseca l’asse dell’energia nel punto Ee = W . Questo

219

0 . 0 0 . 2 0 . 4 0 . 6 0 . 8 1 . 0 1 . 2

6 4Cu ββββ-

6 4Cu ββββ+

pe (MeV/c)

dn /

dp e

Figure 2.23: Distribuzione di impulso degli elettroni e positroni emessi nei decadi-menti β del 64

29Cu.

modo di presentare i dati sperimentali e il grafico di Fermi-Kurie, la conferma sper-imentale dell’andamento previsto costituisce il primo successo della teoria di Fermi.

La misura della distribuzione vicino al valore Emaxe , detto end point della dis-

tribuzione, fornisce un metodo per misurare la massa del neutrino. La misura piuprecisa e stata fatta studiando il decadimento del Trizio (2.24)

31H → 3

2He e− ν

che offre due vantaggi: i nuclei sono semplici e le correzioni nucleari facili da valutare;l’energia disponibile nello stato finale e piccola, W = 530 keV , e questo aumenta lasensibilita della misura. Il limite ottenuto sulla massa del neutrino e mν < 2 eV/c2.Nel seguito assumeremo mν = 0.

2.7.3 La vita media del decadimento β

La teoria di Fermi riproduce i dati sperimentali della distribuzione di energia deglielettroni emessi nel decadimeto β dei nuclei con la funzione

dλ =g2

2π3c3h7 |Mfi|2 F (±Z,E) (W − E)2 p2 dp

che, a parte la correzione di Fermi, rappresenta la distribuzione dello spazio delle fasinel decadimento a tre corpi in cui MY À me À mν . L’integrale della distribuzionee la vita media di decadimento

∫ pmax

odλ =

1

τ

e quindi possiamo ottenere dalla misura di τ il valore del prodotto della costante diaccoppiamento per l’elemento di matrice g|Mfi|.

220

0

1 0

2 0

3 0

4 0

1 8 . 2 1 8 . 3 1 8 . 4 1 8 . 5 1 8 . 6 1 8 . 7

Ke (keV)

[(1/

p2 F

) dn

/ d

Ke]1

/2

Figure 2.24: Grafico di Fermi-Kurie del decadimento del Trizio vicino all’end point,la linea rappresenta l’andamento per un neutrino di massa ∼0.1 keV/c2.

Per calcolare l’integrale conviene usare le variabili adimensionali

E = ε mec2 p = η mec ε2 = η2 + 1

in modo da rendere esplicita la dipendenza dalla massa dell’elettrone. L’integraledipende solo dal limite superiore

pmaxc = [E2max − (mec

2)2]−1/2 = ηo mec2 Emax = W = εo mec

2

Nelle nuove variabili la funzione di distribuzione e

(W − E)2 p2 dp = (mc2)2 (εo − ε)2 (mc)3 η2 dη

dλ =(mc2)5

2π3h (hc)6g2 |Mfi|2 F (±Z, η) (εo − ε)2 η2 dη

Quindi otteniamo l’espressione della vita media di decadimento

1

τ=

(mc2)5

2π3h (hc)6g2 |Mfi|2 f(±Z, ηo)

come prodotto di

• una costante: (mc2)5/2π3h (hc)6 = 1.46 104 MeV −2 fm−6 s−1;

• il quadrato della costante di accoppiamento che ha dimensioni [fm6 MeV 2];

• il quadrato dell’elemento di matrice adimensionale della transizione nucleare|Mfi|2;

221

• una funzione adimensionale che dipende dalla carica elettrica del nucleo e dallimite superiore di integrazione ηo = pmax/mc

f(Z, ηo) =∫ ηo

oF (±Z, η) [2 + η2

o + η2 − 2(1 + η2o)

1/2(1 + η2)1/2] η2dη

La funzione f(Z, ηo) e calcolabile sulla base dei modelli del nucleo. Se facciamol’ipotesi F (±Z, η) ≈ 1 troviamo la dipendenza dal valore massimo dell’impulsodell’elettrone

f(Z, ηo) = −1

4ηo − 1

12η3

o +1

30η5

o +1

4(1 + η2

o)1/2 ln[ηo + (1 + η2

o)1/2]

Nei decadimenti in cui l’energia disponibile e W À mc2, l’elettrone ha mediamenteimpulso grande e l’approssimazione F (±Z, η) ≈ 1 e giustificata. In questo casoabbiamo pmaxc ≈ Emax = W , ηo À 1 e si puo usare l’approssimazione f(Z, ηo) ≈η5

o/30. Quindi nei decadimenti con W À mc2 la vita media dipende dalla quintapotenza dell’energia disponibile nello stato finale, W , in accordo con le osservazionidi Sargent

1

τ≈ W 5

60π3h (hc)6g2 |Mfi|2

Questa approssimazione e chiamata legge di Sargent.

2.7.4 L’elemento di matrice del decadimento β

Nella teoria di Fermi il quadrato dell’elemento di matrice e inversamente proporzionalealla vita media

g2|Mfi|2 =costante

f τ

Esaminiamo i valori misurati in alcuni decadimenti β (vite medie in s, energie eimpulsi in MeV , g2|Mfi|2 in MeV 2 fm6)

decadimento transizione τ (s) W pmaxe f τ g2 |Mif |2

n → p e− ν 12

+ → 12

+890 1.29 1.18 1.61 103 4.25 10−8

31H → 3

2He e− ν 12

+ → 12

+5.60 108 0.53 0.14 1.63 103 4.20 10−8

148 O → 14

7 N∗ e+ ν 0+ → 0+ 102 2.32 2.26 4.51 103 1.52 10−8

3417Cl → 34

16S e+ ν 0+ → 0+ 2.21 4.97 4.94 4.54 103 1.51 10−8

62He → 6

3Li e− ν 0+ → 1+ 1.15 4.02 3.99 1.17 103 5.85 10−8

135 B → 13

6 C e− ν 32

− → 12

−2.51 10−3 13.4 13.4 1.11 103 6.17 10−8

Nonostante la grande variazione della vita media, dovuta alla forte dipendenzadell’integrale f da pmax

e , il prodotto g2|Mfi|2 e approssimativamente lo stesso neidecadimenti, ma si osserva una dipendenza dalla variazione dello spin nella tran-sizione del nucleo. Nella trattazione abbiamo assunto che l’elettrone e il neutrino

222

siano emessi in uno stato di momento angolare ` = 0, infatti con i valori tipicidell’impulso e delle dimensioni del nucleo |~r ∧ ~pc|/hc ¿ 1. In questo caso la vari-azione dello spin del nucleo e pari alla somma degli spin dell’elettrone e del neutrino.Per l’orientazione degli spin di elettrone e neutrino:

• nelle transizioni 0 → 0, gli spin sono antiparalleli (stato di singoletto);

• nelle transizioni 0 ↔ 1 gli spin sono paralleli (stato di tripletto);

• nelle transizioni 1/2 → 1/2 gli spin possono essere antiparalleli (lo spin delnucleo non cambia) o paralleli (lo spin del nucleo cambia direzione).

Le transizioni del primo tipo sono dette transizioni di Fermi, quelle del secondo tipotransizioni di Gamow-Teller

Fermi ∆I = 0 singoletto ⇑ ⇓Gamow − Teller ∆I = 0, ±1 ma non 0 → 0 tripletto ⇑ ⇑

In entrambe i casi la parita non cambia.L’elemento di matrice Mfi dipende dalle funzioni d’onda di neutrone e protone

nel nucleo e occorre tener conto del principio di esclusione di Pauli che impedisceche in una transizione, ad esempio n → p, il nuovo nucleone vada in uno stato giaoccupato. Nel calcolare Mfi occorre tener conto di due effetti: la molteplicita distati di isospin in cui puo formarsi il nuovo stato nucleare e la molteplicita di statidi spin. Ad esempio:

• decadimento 148 O → 14

7 N∗ e+ νNello stato iniziale ci sono due protoni nello stato 1p1/2 con spin antiparalleli,Ii = 0, e uno dei due si trasforma in un neutrone che occupa lo stesso stato,If = 0: ci sono due possibilita e la molteplicita di isospin e 2. La transizione

avviene con ∆I = 0 e la molteplicita di spin e 1. E una transizione di Fermicon |MF |2 = 2.

• decadimento 62He → 6

3Li e− νNello stato iniziale ci sono due neutroni nello stato 1p3/2 con spin antiparalleliIi = 0 e uno dei due si trasforma in un protone che occupa lo stesso stato,ma con spin parallelo a quello dell’altro neutrone, If = 1. Il peso di isospin

e 2. La transizione avviene con |∆I| = 1 e la molteplicita di spin e 3. E unatransizione di Gamow-Teller con |MGT |2 = 6.

• decadimento 31H → 3

2He e− νIn questo decadimento, come in tutte le transizioni tra nuclei speculari, ilnucleone che si trasforma va occupare lo stesso stato: la molteplicita di isospine 1. Il decadimento puo avvenire sia con ∆I = 0, con elettrone e neutrinonello stato di singoletto (molteplicita 1), sia con |∆I| = 1, con elettrone eneutrino nello stato di tripletto (molteplicita 3). E una transizione mista con|MF |2 = 1, |MGT |2 = 3.

223

Se assumiamo che non ci sia interferenza tra le ampiezze dei due tipi di transizioni,possiamo scrivere l’elemento di matrice del decadimento β

g2|Mfi|2 = g2[C2

V |MF |2 + C2A|MGT |2

]

dove CV e CA rappresentano i pesi relativi. Con i dati della tabella e con quelli dialtri decadimenti otteniamo il valore dei pesi relativi delle transizioni e della costantedi accoppiamento g

|CA||CV | = 1.25± 0.01 CV = 1 ⇒ g = (0.876± 0.002) 10−4MeV fm3

L’interazione responsabile del decadimento β e chiamata interazione debole perche,a parita di energia disponibile nello stato finale, la costante di decadimento e moltopiu piccola che nei decadimenti γ. La dipendenza dall’energia sia dell’elemento dimatrice che della densita degli stati finali e pero molto diversa nei due processi didecadimento. Per confrontare l’intensita delle interazioni elettromagnetiche e deboliconviene rappresentare l’interazione nello spazio degli impulsi. La hamiltoniana diinterazione e Hem = αhc/r, HW = gδ(~r). Il propagatore, la trasformata di Fourierin una interazione con impulso trasferito ~q e rispettivamente 4πα(hc)3/(qc)2 e g.L’impulso trasferito nei decadimenti β dei nuclei e tipicamente qc ' 1 MeV , perquesto valore abbiamo

4πα

(qc)2≈ 0.1 MeV −2 g

(hc)3≈ 10−11 MeV −2

Va notato che i propagatori dell’interazione hanno una dipendenza completamentediversa dall’impulso trasferito e che otteniamo valori confrontabili se l’impulso trasfer-ito e qc ' 105 MeV .

Il rapporto G = g/(hc)3 e la costante di Fermi. Il valore misurato nel decadi-mento β e

G =g

(hc)3= (1.140± 0.002) 10−5 GeV −2

leggermente diverso dal valore della

costante universale di Fermi GF = (1.16639± 0.00001) 10−5 GeV −2

per una ragione che chiariremo piu avanti.

2.7.5 Decadimenti proibiti

La denominazione di decadimenti ”proibiti” ha origine storica. Fermi suddivise idecadimenti in transizioni super-permesse, transizioni primo-permesse, . . . e tran-sizioni proibite. Gli elementi di matrice sono calcolati rappresentando elettrone eneutrino con funzioni d’onda di particella libera. Poiche tipicamente p ' 1 MeV/c,nel volume del nucleo si ha ~p · ~r/h ¿ 1 e lo sviluppo in serie converge rapidamente

ei~p·~r/h = 1 +i~p · ~r

h− (~p · ~r)2

2h2 + . . .

224

Il primo termine produce gli elementi di matrice delle transizioni permesse in cuielettrone e neutrino sono emessi in stato di momento angolare ` = 0 e la parita delnucleo non cambia.

Se la parita del nucleo cambia, l’elemento di matrice al primo ordine si annullae occorre considerare gli altri termini dello sviluppo

Mfi =i

h

∫

Nψ∗p(~r) ~p · ~r ψn(~r) d~r + . . .

Il secondo termine corrisponde a transizioni con ` = 1 e cambio di parita. Perimpulsi p ' 1 MeV/c e nuclei di estensione R ' 5 fm abbiamo

|Mfi| ≈ 〈~p · ~r〉Nh

∼ 10−2

Quindi la vita media di un decadimento primo-proibito e ≈ 104 piu lunga che per undecadimento permesso. Elettrone e neutrino possono essere emessi con spin totaleS = 0 oppure S = 1, e la conservazione del momento angolare, ∆~I = ~S + ~, producele regole di selezione delle transizioni proibite al primo ordine

• transizioni di Fermi, S = 0

∆I = 0, ±1 ma non 0 → 0

• transizioni di Gamow-Teller, S = 1

∆I = 0, ±1 ± 2

Decadimenti con ∆I ≥ 2 senza cambio di parita possono avvenire solo con il terminesuccessivo

Mfi = − 1

2h2

∫

Nψ∗p(~r) (~p · ~r)2 ψn(~r) d~r + . . .

e sono ancora piu sfavoriti. Sono stati osservati decadimenti proibiti fino al terzo equarto ordine con vite medie maggiori di 109 anni.

2.7.6 Non conservazione della parita

L’idea che la parita non si conservasse nell’interazione debole e maturata nel 1955a seguito dell’evidenza che una stessa particella, il mesone K, decade in due statidi parita opposta (capitolo ???). Nel 1956 T.D.Lee e C.N.Yang 18 fecero una analisicritica dei risultati ottenuti con lo studio dei processi deboli e conclusero che innessun esperimento si era studiata la dipendenza dell’interazione da termini pseu-doscalari che cambiano segno per trasformazione di parita come, ad esempio, l’elicitadell’elettrone, ~se · ~pe, o il prodotto dell’impulso e lo spin del nucleo, ~I · ~pe. Lee e


225

Yang osservarono che la hamiltoniana dell’interazione debole, espressa come sovrap-posizione dei termini di Fermi e Gamow-Teller, entrambe scalari, e invariante perparita e proposero una formulazione piu generale della hamiltoniana. Proposero an-che alcuni esperimenti per mettere in luce una possibile violazione della parita neidecadimenti deboli. Due di questi esperimenti, sul decadimento di nuclei polarizzatie sul decadimento del leptone µ (capitolo ???), vennero eseguiti nei mesi successivie dimostrarono chiaramente che la parita non si conserva nell’interazione debole.

Il decadimento del Cobalto polarizzato e stato studiato da C.S.Wu, E.Amblere collabotori nel 1956. Il nucleo 60

27Co ha spin ICo = 5 e decade per transizioneGamow-Teller in uno stato eccitato del nucleo 60

28Ni∗ con spin INi = 4. La vitamedia e 7.5 anni. L’energia disponibile e Q = 0.32 MeV .

6027Co(5+) → 60

28Ni∗(4+) e− ν

L’elettrone e l’antinuetrino sono emessi con spin paralleli allo spin del 6027Co. Il nucleo

6028Ni∗ decade allo stato fondamentale con due emissioni radiative di quadrupoloelettrico con energie Eγ = 1.17 e 1.33 MeV

6028Ni∗(4+) → 60

28Ni∗(2+) γ 6028Ni∗(2+) → 60

28Ni(0+) γ

Il nucleo 6027Co ha momento magnetico µ ≈ 3 µN . Per ottenere una polarizzazione

apprezzabile la sorgente e inserita in un criostato e raffreddata a 0.01 K per demag-netizzazione adiabatica. Raggiunta la temperatura di operazione la sorgente vienepolarizzata nel campo magnetico di un solenoide. Un piccolo scintillatore inserito nelcriostato rivela gli elettroni emessi entro un piccolo angolo nella direzione del campomagnetico. Due cristalli scintillanti sono usati per rivelare i fotoni emessi in direzioneparallela e normale al campo magnetico. La distribuzione angolare dei fotoni emessinel decadimento del nucleo 60

28Ni∗ polarizzato non e isotropa, dipende dall’angolotra la direzione di emissione e lo spin, ma e simmetrica rispetto all’inversione dellapolarizzazione. La differenza di conteggio dei due cristalli viene usata per controllareil grado di polarizzazione della sorgente.

Il nucleo 6027Co ha lo spin orientato nella direzione del campo e quindi anche

l’elettrone e l’antinuetrino. Se si inverte il campo magnetico cambia l’elicita deglielettroni rivelati nello scintillatore: l’esperimento e cioe sensibile ad una quantitapseudoscalare ~se · ~pe (Fig.2.25). Le misure hanno dimostrato che quando si inverteil campo magnetico cambia il conteggio di elettroni e che questi tendono ad essereemessi in direzione opposta alla polarizzazione del nucleo. L’asimmetria nel con-teggio degli elettroni dipende dal grado di magnetizzazione della sorgente. La dis-tribuzione dell’angolo tra la direzione di emissione dell’elettrone e la polarizzazionedel campione (µ e il versore di polarizzazione ‖ ~se)

dn

dcosθ= 1 + α

µ · ~pe

Ee

= 1 + α βe cosθ

mostra che α ≈ −1.

226

Co Ni e νB

Co

γ

γ

e

Co

γ

γ

e

Figure 2.25: Decadimento del Cobalto polarizzato: l’immagine speculare non e pos-sibile

L’esperimento dimostra una evidente violazione della parita. Se applichiamoall’esperimento la trasformazione di inversione spaziale, non cambiamo i vettori as-siali, campo magnetico e spin, mentre si invertono sia gli impulsi che la posizionedel rivelatore. Se si conserva la parita il conteggio di elettroni non puo cambiare.

2.7.7 L’interazione V-A

Per capire l’origine delle transizioni di Fermi e Gamow-Teller e della violazione dellaparita, consideriamo le soluzioni dell’equazione di Dirac (appendice 4.18). La hamil-toniana di interazione si puo esprimere in funzione di combinazioni delle autofunzionidel tipo ψfOψi dove l’operatore O e formato con le matrici di Dirac. Le possibilicombinazioni che si trasformano secondo le trasformazioni di Lorentz sono

Scalare V ettoriale Assialvettoriale Pseudoscalare Tensoriale

ψf ψi ψf γλ ψi ψf γλγ5 ψi ψf γ5 ψi ψf γλγµ ψi

Si puo dimostrare che il contributo del termine pseudoscalare e trascurabile neldecadimento β e che la correlazione angolare tra la direzione di emissione dell’elettronee dell’antineutrino e

V oppure A S oppure T

singoletto ⇑ ⇓ 1 + βe cos θ 1− βe cos θ

tripletto ⇑ ⇑ 1− 13

βe cos θ 1 + 13

βe cos θ

dove βec e la velocita dell’elettrone e θ e l’angolo tra ~pe e ~pν . La distinzione tra i duetipi di interazione, V & A oppure S & T , e fatta sulla base dei risultati sperimentali.

In una interazione di tipo V o di tipo A si conserva l’elicita dei fermioni ~s ·~p/|~s ·~p|quando β → 1 (appendice 4.18). L’elicita ha autovalori ±1 e la probabilita diosservare un fermione [anti-fermione] con elicita ±1 e (1 ∓ β)/2 [(1 ± β)/2]. Ladistinzione tra le due possibilita e di nuovo fatta sulla base dei risultati sperimentali.Quindi, in una interazione V & A, elettrone e antineutrino [positrone e neutrino]

227

nello stato di singoletto tendono ad avere la stessa direzione mentre nello statodi tripletto tendono ad essere emessi in direzioni opposte (Fig.2.26). I risultati dinumerosi esperimenti hanno mostrato che l’interazione responsabile del decadimentoβ e di tipo sia vettoriale che assialvettoriale.

0π π/2 0π π/2

θ eν

eν

dn / dcos θeν

Figure 2.26: Distribuzione angolare per interazione vettoriale oppure assial-vettoriale

Fermi scelse, in analogia con l’interazione elettromagnetica, una interazione ditipo vettoriale

〈p e−|HI |n ν〉F = gCV

∫ ∑

λ

ψp(x)γλψn(x) ψe(x)γλψν(x) d4x

che da origine alle transizioni di Fermi. Le transizioni di Gamow-Teller sono originatedall’interazione assialvettoriale

〈p e−|HI |n ν〉GT = gCA

∫ ∑γ

ψpγλγ5ψn ψeγλγ5ψν d4x

La hamiltoniana ottenuta combinando le due interazioni

H =g√2

[CV ψpγλψn ψeγλψν + CA ψpγλγ5ψn ψeγλγ5ψν

]

e la somma di termini scalari e non puo generare termini misti che cambiano segnoper trasformazione di parita. Un termine pseudoscalare si puo introdurre combi-nando le matrici γλ e la matrice antisimmetrica γ5, ad esempio

H =g√2

[ψpγλψn ψeγλ(CV + C ′

V γ5)ψν + ψpγλγ5ψn ψeγλγ5(CA + C ′Aγ5)ψν

]

dove i coefficienti C e C ′ sono in generale numeri complessi. Se consideriamo letrasformazioni C, P, T delle soluzioni dell’equazione di Dirac (appendice 4.18) pos-siamo verificare che i coefficienti cambiano nel modo seguente

trasformazione : C P TC → C∗ C C∗

C ′ → −C ′∗ −C ′ C ′∗

228

e che la hamiltoniana non e invariante per trasformazioni di coniugazione di carica edi parita. Se facciamo l’ipotesi che sia invariante per CP e per T , allora i coefficientisono reali. L’estensione a fermioni di massa nulla richiede inoltre C ′ = ±C. Lamisura dell’elicita degli elettroni e dei neutrini emessi nel decadimento β definisce ilsegno relativo C ′ = −C e la hamiltoniana dell’interazione V-A si esprime

H =g√2

[CV ψpγλψn ψeγλ(1− γ5)ψν + CA ψpγλγ5ψn ψeγλγ5(1− γ5)ψν

]

H =g√2

[ψpγλ(CV − CAγ5)ψn ψeγλ(1− γ5)ψν

]

2.7.8 L’elicita dell’elettrone

La vita media del decadimento β si ottiene integrando su tutte le variabili e dipendeda g2|Mfi|2, fornisce quindi il valore della costante di Fermi e il peso relativo deglielementi di matrice di Fermi e Gamow-Teller, ma non da informazioni ulteriori sullastruttura dell’interazione.

Il peso relativo dei diversi tipi di interazione, S, V, A, T , dipende dal fattore

~pe · ~pν

EeEν

= βe cos θeν

La misura di θeν non e facile perche il neutrino non e rivelato e occorre misurarel’impulso dell’elettrone e del rinculo del nucleo Y che ha energia cinetica moltopiccola. Misure della distribuzione angolare, parametrizzata come

dn

d cos θeν

∼ 1 + α βe cos θeν

sono state effettuate studiando diversi tipi di decadimento (transizioni di Fermi, diGamow-Teller e miste) con energie di decadimento, W , elevate e nuclei leggeri perfacilitare la misura dell’impulso di rinculo del nucleo.

decadimento transizione W (MeV ) pmaxY (MeV ) Kmax

Y (eV ) α

n → p e− ν 12

+ → 12

+1.29 1.18 750 −0.102± 0.005

62He → 6

3Li e−ν 0+ → 1+ 1.15 1.03 95 −0.334± 0.003

1910Ne → 19

9 F e+ν 12

+ → 12

+3.24 3.20 90 0.00± 0.08

3518Ar → 35

17Cl e+ν 32

+ → 32

+5.96 5.45 91 0.97± 0.14

I risultati di queste misure hanno mostrato che in transizioni di Fermi (spin an-tiparalleli) elettrone e antineutrino [positrone e neutrino] tendono a formare angolipiccoli, mentre in transizioni di Gamow-Teller (spin paralleli) tendono a formare

229

angoli grandi. Per transizioni miste, si osserva la sovrapposizione delle due dis-tribuzioni con pesi relativi C2

V e C2A/3. I risultati sono in accordo con le previsioni

dell’interazione vettoriale e assialvettoriale.La correlazione angolare e dovuta alla conservazione dell’elicita dei fermioni ed

e tanto piu evidente quanto maggiore e il valore della velocita. Infatti la teo-ria di Dirac prevede che nel limite β → 1 gli autostati dell’equazione del motosiano autostati dell’elicita e che il neutrino possa esistere in un solo stato di elicitah = +1 oppure h = −1. L’antineutrino esiste nello stato di elicita opposta. Perun elettrone [positrone] emesso con velocita βc, l’equazione di Dirac prevede unapolarizzazione pari a ±β [ ∓β]. La teoria e simmetrica e solo la misura puo definirequale e l’assegnazione corretta. La misura della elicita di fermioni e antifermionidefinisce il segno relativo dell’interazione vettoriale e assialvettoriale: V + A oppureV − A.

La misura della polarizzazione di elettroni e positroni emessi nel decadimentoβ e stata fatta sudiando diversi decadimenti. Gli elettroni [positroni] vengono fattidiffondere da una sottile lamina di ferro magnetizzato e nella misura si sfrutta ladipendenza della sezione d’urto Møller, e−e− → e−e−, [Bhabha, e+e− → e+e−], dallaorientazione relativa degli spin. La dipendenza dell’effetto e studiata in funzionedella velocita dell’elettrone [positrone] e della magnetizzazione del ferro. Risultache la la polarizzazione degli elettroni e negativa e quella dei positroni e positiva

h(e) = −1 h(e) = +1

Il decadimento n → p e− ν e stato studiato in dettaglio usando neutroni po-larizzati che decadono in volo. Si misura la direzione di volo, la direzione dellospin del neutrone e l’angolo di emissione dell’elettrone e del protone. L’analisi delledistribuzioni in funzione di ~pe · ~sn, ~pν · ~sn, ~pe · ~pν , permette una misura completadei parametri del decadimento β e, in particolare, del segno relativo dell’interazionevettoriale e assialvettoriale: CV e CA hanno segno opposto e |CA/CV | = 1.26±0.01.

2.7.9 L’elicita del neutrino

Una conferma cruciale della interazione V −A e la misura diretta della elicita del neu-trino fatta da M.Golhaber, L.Grodzins e A.Sunyar nel 1958. L’esperimento sfruttala fluorescenza nucleare che, come abbiamo detto, si osserva solo se emettitore eassorbitore sono in moto relativo con velocita opportuna. Descriviamo il metododell’esperimento

• Il nucleo 15263Eu ha spin IEu = 0 e decade per cattura elettronica in uno stato

eccitato del nucleo 15262Sm∗ con spin ISm∗ = 1 e un neutrino di 840 keV

e− 15263Eu → 152

62Sm∗ ν Eν = 840 keV

La cattura elettronica avviene da orbitale S, lo stato iniziale ha momentoangolare Ji = 1/2. Quindi nello stato finale Sm∗ e ν hanno spin opposti.

230

• Il nucleo formato decade allo stato fondamentale del Samario con spin ISm = 0emettendo un fotone di 960 keV

15262Sm∗ → 152

62Sm γ Eγ = 960 keV

il fotone ha lo stesso spin del Sm∗ e spin opposto a quello del neutrino. Lavita media, τ = 3 10−14 s, del decadimento radiativo e cosı breve che il nucleodecade prima di aver dissipato l’energia cinetica: il decadimento avviene involo.

• Un assorbitore di 15262Sm puo assorbire la radiazione γ solo se l’energia emessa

e aumentata per effetto Doppler, cioe se il fotone e emesso nella direzione divolo del nucleo Sm∗.

• L’osservazione dell’emissione di fluorescenza nucleare da parte dell’assorbitore

Eγ > 960 keV γ Sm → Sm∗ → Sm γ

seleziona quindi i fotoni emessi in direzione opposta al neutrino e con spinopposto. L’elicita del fotone e uguale a quella del neutrino.

e Eu Sm* νννν

SmSm* γγγγ

νννν

Sm*

Sm202

Eu

γγγγ

Figure 2.27: Misura dell’elicita del neutrino.

L’esperimento (Fig.2.27) e effettuato con una sorgente di 15263Eu e un diffusore di

15262Sm la cui radiazione di fluorescenza e osservata con un cristallo scintillante op-

portunamente schermato. Tra la sorgente e il diffusore vi e uno spessore di ferro,i fotoni emessi nel decadimento del 152

62Sm∗ attraversano il ferro prima di produrrefluorescenza nel diffusore. Il ferro puo essere magnetizzato in direzione concorde oopposta alla direzione dei fotoni. I fotoni interagiscono nel ferro per effetto Comp-ton e l’assorbimento dipende dall’orientazione relativa dello spin del fotone e deglispin degli elettroni polarizzati. La sezione d’urto e maggiore per spin antiparalleliche per spin paralleli perche nel primo caso il fotone puo cedere il momento an-golare all’elettrone che cambia spin. Osservando l’assorbimento con diversi valori eorientazioni del campo magnetico si e determinato che il neutrino ha elicita negativa.

Con un diverso esperimento si e determinato che gli antineutrini hanno elicitapositiva. Quindi

h(ν) = −1 h(ν) = +1

231

2.7.10 La scoperta del neutrino

I neutrini sono debolmente interagenti e sono passati piu di 25 anni dalla propostadi Pauli alla osservazione dei neutrini in un esperimento. Per valutare il valore dellasezione d’urto di interazione consideriamo il decadimento β del neutrone, n → p e− ν.Nell’interpretazione di Fermi l’interazione e tra due correnti che cambiano la caricaelettrica: J+(n → p) · J−(ν → e−). I neutrini possono interagire con i processi

ν n → p e− ν p → n e+

Consideriamo il secondo processo a bassa energia, Eν ¿ mp,

Eν + mp = mn + Kn + Ee Kn ≈ 0

La soglia di reazione e Eν ≥ mn −mp + me = 1.8 MeV e l’elettrone e emesso conimpulso pe = [(Eν −∆m)2 −m2

e]1/2. Se le funzioni d’onda sono normalizzate in un

volume V , la densita degli stati finali e proporzionale a 4πV peEe/c2 e il flusso di

neutrini e c/V . La sezione d’urto e

σ(ν p → n e+) =V

c

2π

h|〈n e+|HI |ν p〉|2 V

(2πh)3

4πpeEe

c2

Il processo e equivalente al decadimento β del neutrone per simmetria di incrocio e,usando il valore misurato dell’elemento di matrice, abbiamo

σ =g2

π(hc)4|Mfi|2 pec Ee =

G2 (hc)2

π|Mfi|2 pec Ee ≈ 10−43 cm2 MeV −2 · E2

ν

La sezione d’urto e molto piccola. Per rivelare l’interazione occorre una sorgentecon flusso elevato e un bersaglio di grande massa.

L’esperimento e stato fatto da C.Cowan e F.Reines 19 nel 1956 presso un reattorenucleare. Nei decadimenti β che seguono una reazione di fissione (capitolo ???)vengono prodotti antineutrini che hanno energia totale ≈ 12 MeV/fissione. Ilnumero di antineutrini con Eν ≥ 1.8 MeV e ≈ 0.5/fissione. La misura e stata fattapresso il reattore da 1 GW del Savannah-River Plant con un flusso di antineutrini dicirca 1013 cm−2 s−1. Il bersaglio era costituito da circa 1000 litri di acqua con CdCl2in contenitori alternati ad altri contenitori con scintillatore liquido. Il segnale darivelare e molto caratteristico e quindi distinguibile dal fondo. Il positrone annichilanon appena prodotto con vita media τ(e+e− → γγ) = 1.3 10−10 s, mentre il neutroneviene termalizzato negli urti con nuclei di idrogeno in un intervallo di tempo di≈ 10−5 s. Il nucleo 114

48Cd ha una grande sezione d’urto di cattura di neutronitermici e il nucleo 115

48Cd∗ che si forma si diseccita immediatamente emettendo raggiγ di energia totale di circa 6 MeV . Cowan e Reines rivelarono un numero di questieventi caratteristici quando il reattore era in funzione decisamente maggiore delnumero di eventi registrati a reattore spento ottenendo il risultato

σ(ν p → n e+) = (1.1± 0.3) 10−43 cm2


232

2.8 Reazioni nucleari

In una reazione nucleare due particelle o due nuclei cambiano stato per effetto dellaloro interazione

a + b → c + d + Q

Q indica la differenza di massa tra lo stato iniziale e finale, Q = (ma+mb−mc−mc)c2.

Reazioni con Q > 0 sono chiamate esotermiche: massa viene convertita in energiacinetica dello stato finale. Reazioni con Q < 0 sono endotermiche: energia cineticaviene convertita in massa. Poiche l’interazione nucleare e a corto raggio d’azione,se le particelle nello stato iniziale hanno carica elettrica occorre fornire energia persuperare la repulsione coulombiana. Nelle reazioni per interazione nucleare si con-servano, oltre a energia, impulso, momento angolare e carica elettrica, il numerofermionico, l’isospin, la coniugazione di carica e la parita.

Il primo cambiamento di una sostanza dovuto a un processo nucleare fu osser-vato da Rutherford nel 1919 utilizzando particelle α emesse dal Polonio con energiacinetica sufficiente a compensare il valore negativo di Q e la repulsione coulombiana

α + 147 N → 17

8 O + p Q = −1.19 MeV

La prima reazione in cui sono stati usati protoni accelerati in modo articifiale e stataprodotta da Cockroft e Walton nel 1931

p + 73Li → α + α Q = +17.35 MeV

La reazione con cui Chadwick scoprı il neutrone nel 1932

α + 94Be → 12

6 C + n Q = +5.71 MeV

aprı nuove possibilita di indagine della struttura del nucleo e delle interazioni nucleariperche i neutroni non risentono della repulsione coulombiana e possono iniziarereazioni nucleari anche con energia molto piccola.

Oltre alle reazioni nucleari, vi sono reazioni dovute a interazioni elettromag-netiche o deboli, ad esempio

n+p → 21H+γ Q = 2.22 MeV p+p → 2

1H+e++ν Q = 0.42 MeV

che hanno un ruolo fondamentale nella nucleosintesi e nel meccanismo di produzionedi energia nelle stelle.

2.8.1 Sezione d’urto di reazione

Il calcolo delle sezioni d’urto di reazioni nucleari e basato sui metodi presentatinel capitolo ???. Per il potenziale nucleare si fanno ipotesi basate sui modelli delnucleo. La sezione d’urto di reazione e σr = π(R + k−1)2, dove R e l’estensionedel potenziale nucleare e hk e l’impulso delle particelle a e b nel centro di massa.Se l’energia cinetica e piccola rispetto al potenziale nucleare occorre tener conto

233

dell’effetto della buca di potenziale sulle funzioni d’onda. Ad esempio, la sezioned’urto di cattura di un neutrone di impulso h~k nel campo di un nucleo rappresentatoda una buca di potenziale di profondita Uo e data dal prodotto della sezione d’urtodi reazione per il coefficiente di riflessione dalla buca di potenziale (appendice 4.9)

σc = π(R + k−1)2 4kkN

(k + kN)2hk = [2mE]1/2 hkN = [2m(E + Uo)]

1/2

A bassa energia, k ¿ R−1, k ¿ kN , la sezione d’urto di cattura e inversamenteproporzionale alla velocita relativa

limk→0

σc =π

k2

4kkN

k2N

=4π

kkN

≈ 10−26 cm2 · c

v

Se la reazione avviene attraverso la formazione di una risonanza di spin I e massaM la sezione d’urto ha il tipico andamento

σr =4π

k2

2I + 1

(2Ia + 1)(2Ib + 1)

ΓiΓf/4

(E −M)2 − (Γ/4)2

dove Γ e la larghezza della risonanza e Γi, Γf , sono le larghezze parziali di decadi-mento nello stato iniziale e finale.

In generale, se si conosce l’elemento di matrice 〈cd|HI |ab〉, la sezione d’urto e

σ(ab → cd) =1

Φi

2π

h|〈cd|HI |ab〉|2 ρ(Ef )

Φi =vab

Vρ(Ef ) = gf

V

(2πh)3

4πp2bc

vbc

dove vab e la velocita relativa delle particelle nello stato iniziale e gf = (2Ic+1)(2Id+1) e la molteplicita di spin dello stato finale

σ(ab → cd) =V 2

πh4 |〈cd|HI |ab〉|2 (2Ic + 1)(2Id + 1)p2

bc

vab vbc

Se la hamiltoniana di interazione nucleare e invariante per inversione temporale siha H∗

fi = Hif (capitolo ???). C’e quindi una importante relazione tra la sezioned’urto del processo ab → cd e quella del processo inverso, cd → ab,

principio del bilancio dettagliatoσ(cd → ab)

σ(ab → cd)=

(2Ia + 1)(2Ib + 1)

(2Ic + 1)(2Id + 1)

p2ab

p2cd

2.8.2 Fissione

La scoperta del neutrone fu seguita da una intensa attivita per produrre reazioninucleari iniziate da neutroni. Enrico Fermi 20 studio le reazioni di cattura di neu-troni per produrre nuclei pesanti e i loro decadimenti β. Nel 1938 O.Hahn 21 e

20 premio Nobel per la fisica nel 193821 premio Nobel per la chimica nel 1944

234

F.Strassmann osservarono che in collisioni di neutroni con nuclei di uranio si pro-ducono elementi con numero atomico pari a circa la meta di quello dell’uranio, adesempio

n + 92U → 56Ba + 36Kr

Nel 1939 L.Meitner e O.Frisch proposero che la produzione di elementi con numeroatomico intermedio fosse dovuta alla fissione del nucleo pesante indotta da neutroni.Il processo di fissione in cui un nucleo pesante si scinde in due nuclei con peso atomicointermedio

AZN → A−a

Z−zX + azY + Q

e energeticamente favorito dal fatto che, per i nuclei con A ∼ 240, l’energia dilegame per nucleone e, BE ≈ 7.6 MeV , mentre per i nuclei con A ∼ 120 si haBE ≈ 8.5 MeV . Quindi in una reazione di fissione si producono ≈ 0.9 MeV pernucleone. Nella fissione dell’uranio si ha Q ≈ 210 MeV .

La fissione spontanea e pero impedita dal potenziale attrattivo dei nucleoni.Consideriamo il modello a goccia in cui un nucleo e in una configurazione sferica.Se questa viene deformata in un ellissoide di semiassi a, b, b, l’interazione nucleone-nucleone tende a mantenere costante il volume

V =4π

3ab2 =

4π

3R3 ⇒ a = R(1 + ε) b = R(1 + ε)−1/2

e ne deriva che la superficie del nucleo aumenta e anche la distanza media tra nucleoniaumenta

S = 4πR2

(1 +

2ε2

5

)〈1r〉 =

3

5R

(1− ε2

5

)

Usando la formula di Bethe-Weizsacker, la variazione di energia del nucleo e

∆M = b1A2/3

(−2ε2

5

)+ b2

Z2

A1/3

(ε2

5

)=

ε2

5A2/3

[−2b1 + b2

Z2

A

]

Introducendo il valore dei parametri b1 = 17.2 MeV , b2 = 0.70 MeV , la condizionedi stabilita

∆M =ε2

5A2/3

[−34.4 + 0.70

Z2

A

]≤ 0

comporta Z2/A < 47 che e soddisfatta da tutti i nuclei stabili, (Z2/A)max = 35.Questo esempio mostra che, per un nucleo leggermente deformato, l’aumento dienergia si oppone alla deformazione e quindi alla fissione spontanea. Se immaginiamoil nucleo A

ZN in uno stato intermedio composto dei due nuclei A−aZ−zX e a

zY , la bucadi potenziale delimitata dalla barriera coulombiana impedisce la fissione spontanea.La fissione puo essere indotta da neutroni (Fig.2.28) che forniscono la necessariaenergia di attivazione per superare la barriera.

235

NAZ N*A+1

Z XA-aZ-z Ya-1

zn n n

Figure 2.28: Fissione indotta da neutroni

2.8.3 Fissione indotta da neutroni

La teoria della fissione dei nuclei pesanti e stata formulata da Bohr e Wheeler sullabase del modello a goccia del nucleo. Consideriamo la fissione di un nucleo A

ZN in

due nucleiA/2Z/2X. La variazione di energia e

Q = b1

[A2/3 − 2

(A

2

)2/3]

+ b2

[Z2A−1/3 − 2

Z2

4

(A

2

)−1/3]

=

= A2/3

[b1(1− 21/3) + b2

Z2

A(1− 2−2/3)

]

Usando i valori dei parametri bk, la fissione puo avvenire se

Q = A2/3

[−4.42 + 0.26

Z2

A

]≥ 0 ⇒ Z2

A≥ 17

Per un nucleo con Z2/A ≥ 17, i nuclei X e Y si trovano in uno stato di energia Qpositiva ma rimangono legati dal potenziale nucleare se la distanza di separazione eminore della somma dei raggi (Fig.2.29)

r < R = RX + RY ≈ 2Ro(A/2)1/3

L’altezza della barriera di potenziale coulombiana a distanza di separazione R e

r

E

Eb

Q

r

Z /A ≥ 472

Eb

Q

R

Figure 2.29: Energia in funzione della distanza di separazione dei nuclei

Eb = αhc(Z/2)2

2Ro(A/2)1/3= 0.16

αhcZ2

RoA1/3

Per Uranio Eb ≈ 230 MeV . Quindi abbiamo

236

• per i nuclei con Z2/A ≥ 47, cioe A ≥ 300, la differenza di energia e positiva,Q− Eb > 0: i nuclei sono instabili per fissione spontanea;

• per i nuclei vicino alla soglia di instabilita cioe Z2/A ≥ 17, A ≈ 100, ladifferenza di energia e molto grande Eb−Q ≈ 60 MeV : questi nuclei non sonosoggetti a fissione;

• per i nuclei stabili piu pesanti, A ≈ 240, la differenza di energia e piccola eil processo di fissione indotta e facilitato dalla probabilita di attraversamentodella barriera di potenziale per effetto tunnel. Tenuto conto di questo effettosi ha Eb −Q ≈ 6 MeV .

L’energia di attivazione necessaria per innescare la fissione, Eb − Q, e stata cal-colata da Bohr e Wheeler. E diversa per i nuclei A-dispari e per i nuclei A-pari.Consideriamo, ad esempio, la fissione dell’uranio

• nel caso di 23592 U , per cattura di un neutrone si forma lo stato intermedio 236

92 U ;la differenza di massa e

∆M = M(23592 U) + mn −M(236

92 U) = 6.5 MeV

l’energia di attivazione della fissione del 23592 U e 6.2 MeV : quindi non occorre

che i neutroni abbiano energia cinetica, la fissione del 23592 U si ottiene con

neutroni termici ;

• nel caso di 23892 U , si forma lo stato intermedio 239

92 U ; la differenza di massa e

∆M = M(23892 U) + mn −M(239

92 U) = 4.8 MeV

l’energia di attivazione della fissione del 23892 U e 6.6 MeV : quindi per attivare

la fissione del 23892 U occorrono neutroni con energia cinetica > 1.8 MeV .

In questo esempio e importante il contributo del termine b4A−1/2 nell’energia dilegame dei nuclei. Infatti nella massa dei nuclei pari − pari come 236

92 U e 23892 U va

sottratto il termine b4A−1/2 = 12 MeV/√

236 ≈ 0.8 MeV . Nel primo caso questaenergia e disponibile mentre nel secondo caso occorre fornirla: i due valori di ∆Mdifferiscono approssimativamente di 1.6 MeV .

2.8.4 Fissione dell’uranio

L’uranio naturale e composto di due isotopi 23892 U e 235

92 U con abbondanza relativa di99.28% e 0.72%. La fissione del 235

92 U e iniziata da neutroni termici con sezione d’urtoσ235 = 580 b, mentre quella del 238

92 U da neutroni con energia cinetica Kn > 1.8 MeVcon sezione d’urto molto piu piccola, σ238 ≈ 0.5 b (Fig.2.30). Nella fissione si liberaenergia Q ≈ 210 MeV con un rendimento di massa Q/M = 210 MeV/220 GeV ≈10−3. Nello stato finale sono prodotti nuclei con AX ≈ 95, AY ≈ 140, ad esempio

n +23592 U → 87

35Br + 14857 La + n n +235

92 U → 9337Rb + 141

55 Cs + n + n

237

1 0- 2

1 0- 1

1 00

1 01

1 02

1 03

1 0- 2 1 00 1 02 1 04 1 06

2 3 5U

2 3 8U

energy (eV)

cros

s se

ctio

n (

barn

)

kT

1 0- 4

1 0- 3

1 0- 2

1 0- 1

7 0 9 0 1 1 0 1 3 0 1 5 0 1 7 0A

fission fragments of 2 3 5U

Figure 2.30: Sezione d’urto di cattura di neutroni in funzione dell’energia - Dis-tribuzione dei frammenti di fissione del 235

92 U

e un numero medio 〈nn〉 ≈ 2.5 di neutroni immediati con energia cinetica Kn ≈2 MeV . La fissione avviene con tempi di reazione brevissimi τ = (10−16÷10−14) s el’emissione di neutroni e accompagnata dall’emissione di fotoni immediati. L’energiadei prodotti leggeri e En ≈ 5 MeV , Eγ ≈ 8 MeV . Il resto dell’energia e energiacinetica dei due nuclei. Questi hanno un eccesso di neutroni e raggiungono la bandadi stabilita nel piano A− Z con emissione β−. L’energia rilasciata nei decadimentiβ e in media Eβ ≈ 20 MeV , di cui approssimativamente 12 MeV in anti-neutrini.Nei decadimenti si formano anche nuclei in stati eccitati che decadono emettendoraggi γ con Eγ ≈ 8 MeV . Quindi la reazione di fissione e una sorgente di neutroni,fotoni, elettroni e anti-neutrini.

2.8.5 Reattore nucleare

Nella reazione di fissione si produce tipicamente un numero di neutroni > 1 e questipossono a loro volta produrre altre reazioni di fissione. Si possono quindi realizzarele condizioni per autoalimentare la reazione di fissione in un processo di reazione acatena e produrre energia dalla fissione. La prima pila nucleare e stata realizzatada Fermi e collaboratori nel 1942. Esistono diversi metodi per realizzare un reattorenucleare basato su reazioni a catena controllate, secondo il tipo di utilizzo

• per produrre energia;

238

• per produrre sorgenti di neutroni per la ricerca;

• per produrre radio-isotopi o altre sostanze fissili, quali 23994Pu o 233

92U .

Un tipico reattore nucleare per produrre energia e basato su reazioni a catena inuranio. In ogni reazione di fissione si producono in media ' 200 MeV e ' 2.5neutroni energetici. La sezione d’urto di cattura di neutroni energetici e piccola, ma,se i neutroni vengono moderati facendogli perdere energia in successive collisioni connuclei leggeri (capitolo ???), la sezione d’urto di neutroni termici in 235

92 U e grandee cosı la probabilita di produrre successive reazioni di fissione. Quindi l’elementocentrale di un reattore nucleare a uranio e costituito da uranio arricchito in 235

92 U(tipicamente ' 3%) e da un materiale moderatore.

Per moderare i neutroni si usano di solito H2O, D2O o C. Il Carbonio non emolto efficiente, ma si puo distribuire in modo efficace nel combustibile. Il vantaggiodell’acqua (pesante) e che puo anche costituire il mezzo per raffreddare il reattore.Il nucleo di idrogeno e molto efficiente per moderare neutroni, ma ha una elevatasezione d’urto n + p → 2

1H + γ che sottrae neutroni al bilancio della reazione acatena. Il nucleo di deuterio ha una sezione d’urto n + 2

1H → 31H + γ molto piu

piccola, ma produce trizio radioattivo che va filtrato nel sistema di raffreddamento.Con una opportuna combinazione di combustibile e moderatore si puo raggiun-

gere la situazione in cui vi e in media un neutrone termico prodotto per reazionedi fissione: reattore critico. Per evitare che questo fattore superi l’unita e che ilreattore funzioni in regime super-critico con il rischio di esplosione, e opportunopoter inserire nel combustibile un materiale con elevata sezione d’urto di cattura dineutroni termici. Il materiale piu indicato e il Cadmio che ha una serie di risonanzeche assorbono neutroni termici.

In un reattore che opera in condizione critica, un grammo di 23592 U produce energia

6 1023

235200 MeV ≈ 0.8 1011 J

pari a circa tre volte l’energia prodotta nella combustione di una tonnellata di car-bone.

2.8.6 Fusione

Nella reazione di fusione due nuclei fondono per formare un nucleo con peso atomicomaggiore. L’andamento dell’energia media di legame dei nuclei, BE, in funzione delpeso atomico, A, mostra che nella reazione di fusione

azX + A−a

Z−zY → AZN + Q

si libera energia Q > 0 se ∂BE/∂A > 0, cioe per A < 60. Poiche l’interazionenucleare e a breve raggio d’azione, la reazione di fusione puo avvenire solo se inuclei hanno inizialmente sufficiente energia cinetica per compensare la repulsionecoulombiana e portare i due nuclei a contatto. Ad esempio, nella reazione

126 C + 12

6 C → 2412Mg

239

si produce energia Q = 2MC−MMg = 13.9 MeV , ma occorre che inizialmente i duenuclei 12

6 C abbiano energia

E ≥ αhcZ2

R=

αhcZ2

2RoA1/3= 9.0 MeV

Spendendo 9.0 MeV si producono 13.9 MeV . Il rendimento in energia (Q/2MC ≈6 10−4 in questo esempio) e tanto piu elevato quanto minore e la massa dei nucleiche fondono.

L’energia liberata nella fusione si trasforma in energia cinetica dei nuclei e, seesiste un campo di forze che tiene i nuclei confinati, aumenta la temperatura dimodo che si puo raggiungere una situazione di equilibrio in cui la reazione di fusionee capace di autoalimentarsi e quindi produrre energia. Per i nuclei leggeri conZ ≈ A/2, la temperatura necessaria per compensare la repulsione coulombiana e

kT =αhcA5/3

8Ro

≈ A5/3 0.14 MeV T ≈ A5/3 1.6 109 K

Per valutare la probabilita che avvenga la reazione di fusione, consideriamo un gasdi nuclei di massa m a temperatura T . Il numero di nuclei con velocita v segue ladistribuzione di Maxwell

dn

dv=

v2

(2kT/m)3/2e−mv2/2kT

La sezione d’urto di reazione e inversamente proporzionale alla velocita relativa e laprobabilita di trasmissione attraverso la barriera di potenziale coulombiano e e−2G

con il fattore di Gamow (capitolo ???)

G = 2αZXZYc

v

(π

2+ . . .

)

La probabilita che avvenga la reazione di fusione e proporzionale al prodotto deflusso di nuclei per la sezione d’urto, 〈nvσ〉,

〈nvσ〉 ∝ v2 exp

(− v2

v2T

− vG

v

)vT = c

(2kT

mc2

)1/2

vG = 2παcZXZY

che ha un massimo, detto picco di Gamow, per

2

v− 2v

v2T

+vG

v2= 0 ⇒ v∗ '

(v2

T vG/2)1/3

Quindi, anche se i nuclei hanno energia cinetica media kT molto minore dell’energianecessaria a superare la barriera coulombiana, le fluttuazioni statistiche della dis-tribuzione di Maxwell e la probabilita di effetto tunnel attraverso la barriera rendonopossibile la fusione nucleare con energia cinetica media mv∗2/2 (Fig.2.31).

240

1 0- 4

1 0- 2

1 00

1 02

1 0- 3 1 0- 2 1 0- 1 1 00

kinetic energy (MeV)

MaxwellGamow

arb

itra

ry u

nit

s

Figure 2.31: Distribuzione in energia dei protoni a temperatura T = 1.5 107 K efattore di Gamow per la fusione protone-protone

2.8.7 Fusione nelle stelle

Il sole produce energia per fusione: quattro protoni formano un nucleo di Elioliberando circa 26 MeV con un rendimento molto elevato, 26 MeV/3.75 GeV =0.007. La temperatura all’interno del sole e T ≈ 1.5 107 K, corrispondente adun’energia cinetica dei protoni Ep ≈ 1.3 keV molto minore dell’energia di repul-sione coulombiana ≈ 0.8 MeV .

La materia formatasi nella fase iniziale dell’evoluzione dell’universo, nella nu-cleosintesi pimordiale, e costituita per 3/4 da protoni, 1/4 da nuclei di Elio e soloper circa 1% da nuclei piu pesanti. Le fluttuazioni della densita di particelle el’attrazione gravitazionale hanno prodotto concentrazioni di materia e, quando ladensita e diventata sufficientemente elevata si e innescato il ciclo della fusione.

La prima reazione del ciclo avviene per interazione debole

p p → 21H e+ ν Q = 0.42 MeV

La sezione d’urto a bassa energia e estremamente piccola, σ ≈ 10−55 cm2: questae la ragione per cui il sole brucia molto lentamente. La probabilita di reazione emolto minore di quella della reazione successiva in cui il deutone formatosi reagiscecon i protoni

p 21H → 3

2He γ Q = 5.49 MeV

Quindi i deutoni sono consumati non appena prodotti. La reazione p 32He → 4

3Li γnon e utile per sostenere il ciclo perche il nucleo 4

3Li non e stabile. Quando la densitadi nuclei 3

2He ha raggiunto valori sufficientemente elevati, avviene la reazione

32He 3

2He → 42He p p Q = 12.86 MeV

in cui si formano Elio e due protoni che sono disponibili per iniziare altri cicli.Questo e il modo principale del ciclo protone-protone

4p → 42He 2e+ 2γ 2ν

241

L’energia liberata e 4mp−mα−2me = 24.7 MeV , cui va aggiunta l’energia prodottanell’annichilazione e+e− → γγ pari a 2 × 2me = 2.0 MeV . Ciascun neutrino vieneprodotto con energia media 〈Eν〉 ≈ 0.3 MeV che viene sottratta al ciclo poiche ineutrini non interagiscono nel sole. Quindi il bilancio energetico del ciclo e di circa26 MeV .

Vi e un’altra reazione con cui possono interagire i nuclei 32He che avviene con

probabilita ≈ 15%

32He 4

2He → 74Be γ Q = 1.59 MeV

seguita dal decadimento per cattura elettronica in cui vengono emessi neutrinimonocromatici

e− 74Be → 7

3Li ν Q = 0.86 MeV

e di nuovo dalla formazione di Elio

p 73Li → 4

2He 42He Q = 17.35 MeV

Con probabilita molto piu piccola, ≈ 2 10−4, si ha formazione di Boro

p 74Be → 8

5B γ Q = 0.14 MeV

seguito dal decadimento β+ in cui vengono emessi neutrini con Emaxν ≈ 14 MeV

85B → 8

4Be∗ e+ ν Q = 14.02 MeV

Il nucleo 84Be∗ non e stabile e decade appena formato in due nuclei di Elio chiudendo

di nuovo il ciclo84Be∗ → 4

2He 42He Q = 3.03 MeV

L’energia cinetica dei vari prodotti del ciclo si trasferisce tramite moltissimi altriprocessi verso la superficie del sole, la fotosfera, mentre i neutrini non sono assorbitie possono essere osservati sulla terra fornendo una evidenza diretta del modo in cuisi svolgono i processi di fusione nel sole.

2.8.8 Nucleosintesi nelle stelle

Il sole brucia idrogeno in Elio da circa 5 109 anni. Il valore della massa solare ela potenza emessa indicano che continuera ancora per altri 5 109 anni. Una stellache ha approssimativamente la massa del sole, quando l’idrogeno e esaurito, tende acontrarsi aumentando di densita poiche l’energia prodotta non e piu in grado di bilan-ciare l’energia potenziale gravitazionale. Nella contrazione l’energia gravitazionalesi converte in energia cinetica dei nuclei di modo che aumenta la temperatura e sipossono innescare altre reazioni di fusione che formano nuclei piu pesanti.

Il punto critico e quello della formazione del Carbonio. In una stella formataessenzialmente di nuclei 4

2He si forma continuamente 84Be che ha pero massa legger-

mente maggiore di due volte la massa dell’ 42He

42He 4

2He → 84Be Q = −0.09 MeV

242

e quindi decade immediatamente

84Be → 4

2He 42He τ = 0.7 10−16 s

Anche con una densita di nuclei 42He estremamente elevata, e molto improbabile la

formazione di Carbonio per fusione 42He 8

4Be → 126 C γ. La reazione di fusione e resa

possibile dal fatto che il Carbonio ha uno stato eccitato con massa di poco superiorealla somma delle masse di Elio e Berillio. La fusione avviene attraverso questo statorisonante

42He 8

4Be → 126 C∗ Q = 0.29 MeV

che decade prevalentemente α nello stato di partenza, ma che ha anche una piccolaprobabilita, ' 4 10−4, di decadere in modo radiativo allo stato fondamentale

126 C∗(0+) → 12

6 C∗(1−) γ 126 C∗(1−) → 12

6 C(0+) γ

Il Carbonio ha nell’universo abbondanza relativa elevata e puo essere presente anchenelle stelle che non hanno esaurito il ciclo energetico del protone. In presenza diprotoni il nucleo 12

6 C agisce come catalizzatore di un altro ciclo, analogo al cicloprotone-protone, che produce energia trasformando protoni in nuclei di Elio: il cicloC-N-O.

reazione Q (MeV )p 12

6 C → 137 N γ 1.94

137 N → 13

6 C e+ ν 1.20

p 136 C → 14

7 N γ 7.55

p 147 N → 15

8 O γ 7.29

158 O → 15

7 N e+ ν 1.74

p 157 N → 12

6 C 42He 4.96

4p → 42He 2e+ 3γ 2ν. Sommando le energie e quella prodotta nell’annichilazione

dei positroni si ottiene di nuovo∑

Q = 26.7 MeV .Il 12

6 C e un nucleo fortemente legato ed e il punto di partenza per la formazionedi nuclei pesanti per fusione, ad esempio

reazione Q (MeV ) energia coulombiana (MeV )42He 12

6 C → 168 O γ 7.16 3.6

42He 16

8 O → 2010Ne γ 4.73 4.5

42He 20

10Ne → 2412Mg γ 9.31 5.4

Poiche la barriera di potenziale aumenta col numero atomico, l’abbondanza relativadei nuclei diminuisce all’aumentare di A.

Una volta esaurito l’Elio come combustibile, la stella, se ha massa sufficien-temente elevata, tende di nuovo a contrarsi aumentando densita e temperatura e

243

puo iniziare a utilizzare come combustibile Carbonio e Ossigeno. La barriera dipotenziale e rispettivamente 9.0 e 14.6 MeV e, per sostenere le reazioni di fusioneoccorrono temperature T ≥ 109 K

reazione Q(MeV ) reazione Q(MeV )126 C 12

6 C → 2010Ne α 4.62 16

8 O 168 O → 28

14Si α 9.59

126 C 12

6 C → 2311Na p 2.24 16

8 O 168 O → 31

15P p 7.68

126 C 12

6 C → 2312Mg n −2.61 16

8 O 168 O → 31

16S n 1.46

126 C 12

6 C → 2412Mg γ 13.93 16

8 O 168 O → 32

16S γ 16.54

In queste reazioni, oltre ai nuclei pesanti, si producono fotoni, protoni, neutroni eparticelle α con energie sufficientemente elevate da produrre altri nuclei pesanti apartire dai nuclei 28

14Si e 3216S. Queste reazioni sono energeticamente favorite rispetto

a reazioni di fusione del tipo 2814Si 28

14Si → 5628Ni γ che richiede una temperatura

ancora piu elevata.La nucleosintesi per fusione nucleare procede fino alla formazione dei nuclei con

A ≈ 60. Per A ≥ 60 si ha ∂BE/∂A < 0 e quindi la fusione diventa endotermica:occorre fornire energia per produrre nuclei piu pesanti. La formazione di nucleipesanti e molto piu probabile con neutroni energetici che non con particelle cariche,p o α. Quindi la produzione di nuclei con peso atomico maggiore procede per catturadi neutroni e per decadimento β−

n AZX → A+1

Z X γ A+1Z X → A+1

Z+1Y e− ν

L’abbondanza relativa dei nuclei pesanti dipende dalla probabilita di cattura neu-tronica nell’unita di tempo λn e dalla costante di decadimento λβ

• se λn ¿ λβ il nucleo A+1Z X formato per cattura di un neutrone ha tempo di

decadere β− e quindi i nuclei si formano lungo la banda di stabilita; poicheλn e piccolo e le reazioni avvengono con frequenza bassa, questi sono chiamatiprocessi-s (slow);

• se λn À λβ il nucleo formato non decade e con successive reazioni gli isotopisi allontanano dalla banda di stabilita (A

ZX → A+1Z X → A+2

Z X → . . .)aumentando il numero di neutroni e quindi anche l’instabilita per decadimentoβ−; poiche λn e grande e le reazioni avvengono con frequenza elevata, questisono chiamati processi-r (rapid).

La maggior parte della materia e concentrata in nuclei di Idrogeno (75%) e Elio(24%) formati nella nucleosintesi primordiale. La nucleosintesi nelle stelle non au-menta l’abbondanza dei nuclei leggeri, litio, berillio e boro, che sono particolar-mente rari. I nuclei piu diffusi sono quelli formati con particelle α, (Carbonio, Os-sigeno, Neon, Magnesio, Silicio, . . . ) e i nuclei con A ≈ 60 vicino al valore massimodell’energia di legame media, BE, (Ferro, Nichel, . . . ). I nuclei con A > 60 hannoabbondanza relativa che diminuisce con A, con un valore maggiore in corrispon-denza dei numeri magici. La Fig.2.32 mostra l’abbondanza relativa degli elementinel sistema solare.

244

1 00

1 02

1 04

1 06

1 08

1 01 0

0 1 0 2 0 3 0 4 0

H

He

C

Z

rela

tive

abu

ndan

ce O

S i F e

Figure 2.32: Abbondanza relativa degli elementi nel sistema solare

2.8.9 Fusione in laboratorio

La fusione ha un rendimento energetico maggiore della fissione e, usando come com-bustibile nuclei leggeri, non produce materiali radioattivi. E pero molto piu difficilerealizzare e mantenere in laboratorio le condizioni di temperatura e densita per pro-durre energia dalla fusione. La barriera di potenziale coulombiana aumenta col nu-mero atomico Z e per nuclei leggeri e tipicamente di ' 1 MeV . Tenendo conto dellaprobabilita di effetto tunnel occorre comunque raggiungere energie ' 10 keV cioetemperature ' 108 K. In queste condizioni gli atomi sono completamente ionizzatie si produce un plasma di ioni e elettroni. In un plasma ad alta densita gli elettroni,accelerati nei forti campi elettrici dei nuclei emmettono radiazione di bremsstrahlungsottraendo energia al plasma. La potenza irraggiata e proporzionale a Z2. Quindile condizioni per poter alimentare le reazioni di fusione e produrre energia sono

• utilizzare nuclei con numero atomico Z piccolo;

• operare a temperatura elevata, T > 108 K;

• operare a densita elevata;

• utilizzare reazioni con sezione d’urto grande e che producono energia elevatanello stato finale.

Alcune reazioni di fusione di nuclei leggeri sono

reazione Q (MeV )21H

21H → 4

2He γ 23.8

21H

21H → 3

2He n 3.3

21H

21H → 3

1H p 4.0

21H

31H → 4

2He n 17.6

21H

32He → 4

2He p 18.3

245

La prima reazione ha una sezione d’urto piccola. Le reazioni di fusione 21H

21H hanno

un rendimento energetico basso. La fusione 21H

31H ha, nelle stesse condizioni, un

rendimento molto maggiore. La fusione 21H

32He richiede temperatura piu elevata

perche l’Elio ha Z = 2. Quindi la reazione piu promettente e la fusione deuterio-trizio. C’e lo svantaggio che l’energia viene convertita prevalentemente in energiacinetica del neutrone, Kn = 14.1 MeV , ma in condizioni di densita molto elevataquesto cede rapidamente l’energia agli altri nuclei.

La difficolta maggiore nel realizzare la fusione in laboratorio e il confinamentodel plasma in modo da mantenere le condizioni di densita elevata durante la fusione.I metodi che sembrano piu promettenti sono

• il confinamento magnetico;

• il confinamento inerziale.

Nel primo si sfrutta la forza di Lorentz, ad esempio con un campo toroidale, permantenere le particelle cariche, ioni e elettroni, in una limitata regione di spazio.Nel secondo si utilizza per il confinamento l’energia di fasci laser o fasci di ioniopportunamente diretti e focalizzati.

246

Chapter 3

Fisica subnucleare

3.1 Particelle e interazioni

I costituenti elementari degli atomi sono il protone, il neutrone e l’elettrone. Neidecadimenti β dei nuclei sono emesse, oltre l’elettrone, alcune nuove particelle: ilpositrone, i neutrini e gli antineutrini. Tutte queste particelle sono fermioni di spin1/2. Nei decadimenti radiativi di atomi o nuclei sono emessi fotoni, bosoni di spin1. Il quadro delle particelle note e:

fermioni antifermioni bosonip ν ν γn e− e+

Le interazioni tra i fermioni sono descritte da campi bosonici e la loro intensita edefinita da costanti di accoppiamento. Ad esempio, l’interazione tra due caricheelettriche ha intensita proporzionale al prodotto delle cariche e all’inverso della dis-tanza: e mediata da un campo di bosoni di massa nulla, i fotoni, e la costante diaccoppiamento e proporzionale al prodotto delle cariche elettriche.

Se HI e la hamiltoniana che descrive l’interazione, la probabilita che avvengaun processo fisico da uno stato iniziale |i〉 a uno stato finale |f〉 e proporzionale a|〈f |HI |i〉|2. Se il campo di interazione e descritto da un potenziale U(~r, t) l’elementodi matrice e la trasformata di Fourier del campo, il propagatore, ed e una funzionedell’impulso trasferito nell’interazione (~q, ν).

L’interazione elettromagnetica tra due cariche elettriche e descritta da un poten-ziale U(~r) ∝ QQ′/r e per l’ampiezza di transizione si ha 〈f |HI |i〉 ∝ 4πQQ′/q2. Nellateoria di Fermi del decadimento β dei nuclei (capitolo ???) l’interazione debole edescritta con un potenziale di interazione a contatto, U(~r) ∝ δ(~r), e l’ampiezzadi transizione e costante. Nel modello di Yukawa (capitolo ???) l’interazione nu-cleare a corto raggio d’azione e descritta con un potenziale U(~r) ∝ e−µr/r, doveµ e la massa del bosone che trasmette l’interazione. L’ampiezza di transizione e〈f |HI |i〉 ∝ 4π/(q2 + µ2).

Per l’interazione elettromagnetica la costante di accoppiamento adimensionalee α = e2/4πεohc = 1/137. Le costanti di accoppiamento dell’interazione debole e

247

dell’interazione nucleare sono definite in modo analogo e dipendono dalle caricherispettivamente di tipo debole e di tipo nucleare (Fig.3.1)

interazione campo propagatore costante di accoppiamentoelettromagnetica αhc/r α/q2 α = 1/137

debole gδ(~r) g/(hc)3 G = 1.16 10−5 GeV −2

nucleare αshce−µr/r αs/(q2 + µ2) αs ' µ/mp

e

pp

e

γγγγ

e

pn

p

np

n

ππππW

νννν

Figure 3.1: Rappresentazione della diffusione e−p → e−p con scambio di un fotone,νn → e−p con scambio di un bosone W, np → pn con scambio di un mesone π

L’interazione a contatto di Fermi definisce una costante di accoppiamento G =g/(hc)3 non adimensionale. Vedremo nel seguito che il modello con un propagatorecostante descrive in modo accurato le interazioni deboli a bassa energia ma non puotrattare in modo corretto le interazioni a energia elevata e modificheremo il propaga-tore G → GM2/(q2 +M2). La massa del bosone che trasmette l’interazione e moltogrande e quindi finche q2 ¿ M2 la teoria di Fermi da risulati corretti. La costanteadimensionale ha un valore simile alla costante di accoppiamento dell’interazioneelettromagnetica: GM2 ≈ α.

Con lo studio delle reazioni prodotte dai raggi cosmici e, a partire dalla meta del’900, di reazioni prodotte con l’impiego di acceleratori furono scoperte moltissimenuove particelle. La maggior parte di queste, inclusi il protone e il neutrone nonsono particelle elementari, ma sono formate da costituenti elementari che sono chia-mati quark. Questi, come l’elettrone e il neutrino, sono fermioni di spin 1/2. Lasuddivisione delle particelle in fermioni di spin 1/2 sorgenti dei campi, e bosoni dispin 1 mediatori delle tre interazioni non viene sostanzialmente cambiata.

3.1.1 Raggi cosmici

Gia all’inizio del ’900 era noto che sostanze radioattive producono ionizzazione,ma era stato osservato che la ionizzazione, ad esempio in un gas, veniva prodottaanche in assenza di sorgenti radioattive. Nel 1912 Victor Hess 1 misuro il livellodi radiazione ionizzante con rivelatori montati su palloni aerostatici e registro unnotebole aumento di attivita con l’aumentare della quota: scoprı che l’atmosfera einvestita da particelle ionizzanti che vengono dall’alto. Negli anni successivi furonofatti molti esperimenti a livello del mare e ad alta quota per studiare i raggi cosmici.Quelli che venivano osservati sono la componente secondaria della radiazione cosmica


248

prodotta nell’interazione dei raggi cosmici primari con l’atmosfera terrestre. Quandol’energia e molto elevata vengono prodotte molte particelle secondarie e queste aloro volta possono fare nuove interazioni e moltiplicare il numero di secondari. Lagrandezza che caratterizza la produzione di questi sciami di particelle e la lunghezzadi interazione nucleare

λint =1

nσnucl

=A

Nρ

1

πR2oA

2/3' 34 g cm−2 × A1/3

ρ

Per Azoto e una densita media dell’atmosfera ρ ' 2 10−4 g cm−3 si ha λint ' 4 km.Quindi tutti i raggi cosmici primari producono interazioni nell’atmosfera.

3.1.2 Raggi cosmici primari

Lo studio di questi sciami atmosferici estesi a livello del mare e in quota permettedi avere informazioni sull’energia, sulla direzione e sul tipo di particella primaria.In anni piu ecenti sono stati fatti anche esperimenti su satelliti e su sonde spazialiper studiare direttamente i raggi cosmici primari. L’energia si estende su un enormeintervallo da 108 eV a circa 1020 eV che costituisce l’attuale limite di sensibilitadelle misure. A bassa energia, E < 109 eV , la distribuzione angolare e di energia efortemente influenzata dalla radiazione solare e dal campo magnetico terrestre. Perenergie maggiori la distribuzione angolare e approssimativamente isotropa.

Il flusso di raggi cosmici che investe l’atmosfera e circa 1000 cm−2 s−1. Il flusso(Fig.3.2) diminuisce rapidamente con l’energia seguendo una legge di potenza, Φ ∝E−γ, con γ = 2.7 nell’intervallo E = 1010 ÷ 3 1015 eV e γ = 3.0 nell’intervalloE = 3 1015 ÷ 3 1018 eV . Il punto E = 3 1015 eV e chiamato ginocchio (knee).Per E > 3 1018 eV , chiamato caviglia (ankle), il valore dell’esponente aumentaleggermente.

Per energia minore di 1015 eV il flusso e sufficientemente elevato per studiare lacomposizione dei raggi cosmici. Si e osservato che questi sono costituiti per il 98%da nuclei (85% protoni, 12% particelle α, 1% nuclei piu pesanti) e solo per il 2% daelettroni. L’abbondanza relativa di elementi osservata nei raggi cosmici riproduceapprossimativamente quella osservata nel sistema solare, ma c’e un eccesso di nucleicon massa maggiore dell’Elio. Questo fa ritenere che le sorgenti di raggi cosmici inquesto intervallo di energia siano connesse a esplosioni di stelle che hanno completatola nucleosintesi di tutti gli elementi. Nei raggi cosmici non si osservano positroni,ne antiprotoni, ne antiparticelle α: la radiazione cosmica primaria non contieneantimateria.

Le informazioni sullo spettro di energia e sulla distribuzione angolare permettedi fare ipotesi sulle sorgenti, sui meccanismi di accelerazione e sulla propagazionedei raggi cosmici nello spazio. Si ritiene che le sorgenti di raggi cosmici che pro-ducono l’andamento a potenza fino alla regione della caviglia sia all’interno dellaGalassia, mentre per spiegare lo spettro di energia per E > 1019 eV e necessarioipotizzare sorgenti extragalattiche con potenza notevolmente superiore a quella di

249

1 0-29

1 0-26

1 0-23

1 0-20

1 0-17

1 0-14

1 0-11

1 0-8

1 0-5

1 0-2

1 01

1 04

1 09 1 011 1 013 1 015 1 017 1 019 1 021

knee

ankle

energy (eV)

flu

x (

m-

2 s-

1 ste

rad-

1 GeV

-1 )

Figure 3.2: Flusso dei raggi cosmici primari

esplosioni di supernovae. In questa regione di energia i campi magnetici nella Galas-sia, 〈B〉 ' 2 10−10 T , non sono sufficienti a deviare apprezzabilmente la traiettoria equindi la direzione con cui i raggi cosmici arrivano sulla terra da informazioni sullalocazione della sorgente. Questa si puo anche ottenere su tutto lo spettro studiandola distribuzione angolare di raggi γ e neutrini, ma la sezione d’urto di interazione emolto piu bassa.

3.1.3 Raggi cosmici secondari

Il flusso di raggi cosmici secondari a livello del mare e circa 100 cm−2 s−1. I primiesperimenti erano fatti con camere a nebbia (capitolo ???) in campo magnetico permisurare impulso e carica elettrica delle particelle (Fig.3.3). Lo sviluppo di questometodo sperimentale negli anni ’30 e dovuto essenzialmente a Patrick Blackett 2.All’interno del rivelatore era inserito un piccolo spessore di materiale di densitaelevata in modo da poter misurare la perdita di energia e la direzione delle particelle.

Con questa tecnica nel 1932 Anderson 3 osservo la produzione di particelle dicarica elettrica positiva che non potevano essere identificate con protoni. Studiandoil percorso residuo di queste particelle nel rivelatore concluse che la massa e moltominore di quella del protone: quindi non si tratta di protoni, scoprı l’anti-elettronee confermo la teoria formulata da Dirac pochi anni prima.

Nel 1937 Anderson e Neddermeyer individuarono due diversi comportamenti dei


250

Figure 3.3: Traiettoria di una particella carica in camera a nebbia

raggi cosmici secondari

• una componente penetrante per cui la perdita di energia per ionizzazione eindipendente dall’energia;

• e una componente non penetrante per cui la perdita di energia e proporzionaleall’energia.

La componente non penetrante e originata da fotoni o elettroni che producono cas-cate elettrofotoniche (capitolo ???). La componente penetrante e invece costituitada particelle di carica elettrica sia positiva che negativa che non erano identificatene con elettroni ne con protoni e che avevano una massa intermedia me < m < mp.Per questa ragione queste particelle vennero chiamate mesoni (particelle di massaintermedia).

Pochi mesi dopo, Street e Stevenson, misurando l’impulso e la perdita di energiadi queste particelle, stimarono il valore della massa: m = 100 ÷ 200 me. Il mesonedella componente penetrante dei raggi cosmici fu chiamato µ (muone). La massae mµ = 106 MeV/c2. Si osservo che i muoni sono particelle instabili che decadonoin elettroni e radiazione neutra che non era rivelata dagli strumenti, quindi nonsi tratta di raggi γ. Nel 1942 Rasetti, misurando il ritardo tra il passaggio di unmuone e l’emissione dell’elettrone, determino la vita media: τµ ' 2.2 10−6 s. Glielettroni sono emessi con una distribuzione continua di energia come nel caso deldecadimento β dei nuclei e con valore massimo Emax ' mµ/2: quindi le particelleneutre sono almeno due e hanno massa molto minore della massa del muone. Se sitratta di due neutrini il muone deve essere un fermione. Se e un fermione, in basealla teoria di Dirac, esiste il corrispondente antifermione con la stessa massa e lastessa vita media. Il decadimento fu interpretato

µ± → e± ν ν

L’esistenza di particelle di massa m = 100÷200 MeV/c2 era prevista nel modellodi Yukawa come mediatori dell’interazione nucleare (capitolo ???), ma questi devonoessere bosoni. Nel 1946 Conversi, Pancini e Piccioni fecero un esperimento per mis-urare l’intensita dell’interazione dei mesoni. Osservarono che i mesoni µ+ assorbitiin un materiale decadono senza interagire, mentre i mesoni µ− vengono catturati dai

251

nuclei e poi decadono. Studiando il comportamento in diversi materiali concluseroche il muone non e soggetto a interazioni nucleare e che quindi non e il mesone diYukawa.

L’anno successivo studiando le interazioni di raggi cosmici ad alta quota in emul-sioni nucleari Lattes, Occhialini e Powell osservarono delle particelle cariche che,arrivate a fine percorso nel rivelatore, decadono in una particella carica che ha unalunghezza di traccia costante, cioe energia costante. Questa a sua volta, come laparticella µ, decade in un elettrone. Quindi la nuova particella, chiamata mesoneπ, decade in una particella µ e una particella neutra non rivelata. Se questa e unneutrino, il bilancio energetico del decadimento

π → µ ν

fornisce una stima del valore della massa mπ ' 1.3 mµ. La particella π decade indue fermioni: e un bosone e quindi puo essere identificata con il mesone di Yukawa.Il mesone π e stato identificato in due stati di carica elettrica, π+ e π−, la massa e140 MeV/c2 e la vita media e τπ = 2.6 10−8 s. Il valore della vita media indica chesi tratta di un decadimento per interazione debole come nel caso del decadimentoµ → eνν.

Le interazioni nucleari non dipendono dalla carica elettrica delle particelle e ilmodello di Yukawa prevedeva l’esistenza di mesoni in tre stati di carica elettrica.Quindi nell’interazione dei raggi cosmici primari si producono mesoni π−, π0, π+ conuguale abbondanza. Subito dopo la scoperta del mesone π± Oppenheimer proposeche la componente non penetrante dei raggi cosmici fosse originata dal decadimentodel mesone neutro, π0 → γγ. I raggi γ interagendo con in nuclei dell’atmosferaoriginano a loro volta cascate elettrofotoniche costituite da molti elettroni, positronie fotoni. Questo decadimento avviene per interazione elettromagnetica, quindi convita media molto piu breve del decadimento π → µν.

Il mesone π0 fu osservato nel 1950 in uno dei primi esperimenti fatti con fascisecondari presso un acceleratore di protoni. Il fascio primario interagendo su unbersaglio produce mesoni e i mesoni carichi possono essere guidati con campi mag-netici su altri bersagli. La sezione d’urto di reazione e quella tipica dell’interazionenucleare, σ ' π(R + h/p∗)2, dove R e il raggio del nucleo bersaglio e p∗ e l’impulsonel centro di massa della reazione. Nell’interazione di mesoni di bassa energia sunuclei fu osservata la produzione di fotoni con energia ≈ 70 MeV che fu intepretata

π+ N → π0 X π0 → γ γ

La misura dell’energia e della direzione dei due fotoni permette di ricostruire la massadalla relazione m2 = 2E1E2(1− cos θ). Il valore misurato e mπ0 = 135 MeV/c2. Lavita media e τπ0 = 0.84 10−16 s.

3.1.4 I mesoni π

Il muone e un fermione di spin 1/2 e ha le stesse caratteristiche dell’elettrone. Esoggetto solo ad interazione elettromagnetica e debole. Il neutrino e anch’esso un

252

fermione di spin 1/2 soggetto solo all’interazione debole. Le particelle che non sonosoggette a interazione nucleare, l’elettrone, il muone e il neutrino, sono chiamatileptoni (particelle di massa piccola). I leptoni sono particelle elementari, cioe nonhanno una struttura interna, e soddisfano l’equazione di Dirac. L’elettrone e perconvenzione un fermione e il positrone il corrispondente antifermione. Per la con-servazione del numero fermionico e della carica elettrica µ− e un fermione e µ+ unantifermione. Come verra mostrato nel seguito i due neutrini prodotti nel decadi-mento del leptone µ sono distinguibili, uno e associato all’elettrone e l’altro al muone.Quindi il decadimento dei due stati coniugati di carica e

µ+ → νµ e+ νe µ− → νµ e− νe

I mesoni π, chiamati pioni, sono invece bosoni, sono soggetti oltre alle interazionielettromagnetica e debole anche all’interazione nucleare e non sono particelle ele-mentari, ma hanno una estensione spaziale finita e una struttura interna. I numeriquantici dei mesoni π sono definiti dalle leggi di conservazione. Facciamo alcuni es-empi, che hanno per lo piu interesse storico, di reazioni con cui sono stati determinatii numeri quantici.

Spin

La simmetria dell’interazione nucleare per inversione temporale definisce una re-lazione tra le sezioni d’urto π+d → pp e pp → π+d (d e il nucleo di deuterio che euno stato spinparita‘ = 1+)

dσ

dΩ

(π+d → pp

)= costante× |〈pp|H|π+d〉|2 (2sp + 1)2 p2

p

vπdvpp

dσ

dΩ

(pp → π+d

)= costante× |〈π+d|H|pp〉|2 (2sd + 1)(2sπ + 1)

p2π

vπdvpp

Integrando sull’angolo, tenendo conto che i due protoni nello stato finale sono indis-tinguibili, si ottiene

σ(pp → π+d)

σ(π+d → pp)=

(2sπ + 1)(2sd + 1)

(2sp + 1)2/2

p2π

p2p

=3

2(2sπ + 1)

p2π

p2p

I risultati delle misure sono

Kp = 340 MeV pcm = 82 MeV σ(pp → π+d) = 0.18 mbKπ = 28 MeV pcm = 400 MeV σ(π+d → pp) = 3.1 mb

da cui otteniamo 2sπ + 1 ' 1: il pione carico ha spin zero.Il pione neutro decade π0 → γγ in uno stato di due bosoni identici, il momento

angolare dello stato finale e pari : sπ = 0, 2, . . .. Inoltre nelle interazioni nuclearivengono prodotti mesoni neutri con la stessa molteplicita 2sπ +1 dei mesoni carichi,quindi e escluso che sia s ≥ 2: anche il mesone π0 ha spin zero.

253

Parita

Per un bosone si puo definire la parita intrinseca studiando reazioni in cui si conservala parita, cioe nelle interazioni elettromagnetiche e nucleari. A energia bassa, pπ → 0,la reazione π−d → nn avviene per cattura del pione in uno stato di momento angolareorbitale ` = 0, (onda S). La reazione π−d → nnπ0 e energeticamente possibile ancheper pπ → 0 ma si osserva solo a energia maggiore di circa 100 MeV .

Nella prima reazione il momento angolare totale e ~J = ~sπ + ~sd + ~ = ~sd = 1. Laparita nello stato iniziale e finale e

P (π−d) = PπPd(−1)` = Pπ P (nn) = P 2n(−1)L = (−1)L

Lo stato finale e costituito da due fermioni identici ed e antisimmetrico rispetto alloscambio n ↔ n. Lo stato di singoletto (⇑⇓, S = 0) e antisimmetrico, quindi deveessere L = pari, ma questo non e possibile perche non conserva il momento angolare~J = ~S + ~L 6= 1. Lo stato di tripletto (⇑⇑, S = 1) e simmetrico, quindi deve essereL = dispari. Ne consegue che il pione carico ha parita negativa: Pπ = −1.

Consideriamo lo stato finale nnπ0: Lo e il momento angolare orbitale del mesonerispetto al centro di massa nn. A bassa energia, quando le particelle nello statofinale hanno impulso p ≈ 0, si ha Lo = 0. Se Pπ0 = Pπ± le parita dello stato inizialee finale sono diverse

Pi = Pπ± Pf = (−1)L(−1)LoPπ0 = −Pπ0

La reazione puo avvenire solo a energia sufficientemente elevata per cui si ha ` 6= 0oppure Lo 6= 0.

Il mesone π e uno stato spinparita‘ = 0− ed e chiamato mesone pseudo-scalare.

Coniugazione di carica

Dai decadimenti π+ → µ+νµ, π− → µ−νµ, osserviamo che gli stati π+ e π− sono unoil coniugato di carica dell’altro: C|π+〉 = α|π−〉, C|π−〉 = α|π+〉, con |α|2 = 1. Ilmesone neutro ha carica elettrica nulla, momento magnetico nullo, numero fermion-ico nullo, quindi e un autostato della coniugazione di carica. L’interazione elettro-magnetica conserva la coniugazione di carica e il decadimento π0 → γγ permette didefinire l’autovalore

C|γ〉 = −|γ〉 ⇒ C|π0〉 = (−1)2|π0〉 = +|π0〉Ne consegue che il decadimento π0 → γγγ in uno stato con C = (−1)3 = −1 none permesso dalla conservazione della coniugazione di carica. Il limite sperimentalesulla probabilita di decadimento e 3 10−8.

Isospin

L’operatore di isospin e stato introdotto nel capitolo ??? per rappresentare conuna legge di simmetria l’indipendenza delle interazioni nucleari dallo stato di carica

254

elettrica: la hamiltoniana e invariante per rotazioni nello spazio dell’isospin. Protonee neutrone sono due autostati di isospin I = 1/2 della stessa particella, il nucleone.La terza componente dell’isospin I3 e legata alla carica elettrica e al peso atomicodalla relazione

Q =A

2+ I3

Il numero A di nucleoni (fermioni) si conserva. Questo non e necessario per i mesoni(bosoni). Il nucleone e anche chiamato barione (particella pesante). Per estenderela relazione ai mesoni definiamo il numero barionico

• A = +1 per i barioni;

• A = 0 per i mesoni.

Il mesone π esiste in tre stati di carica: e un multipletto di isospin con molteplicita2I + 1 = 3, quindi Iπ = 1. La terza componente dell’isopsin e I3 = Q.

nucleone I = 1/2 n = |1/2,−1/2〉 p = |1/2, +1/2〉pione I = 1 π− = |1,−1〉 π0 = |1, 0〉 π+ = |1, +1〉

Le interazioni nucleari hanno intensita molto maggiore delle altre e per questo sonoanche chiamate interazioni forti o interazioni adroniche (dal greco αδρoς = forte).Barioni e mesoni sono chiamati adroni.

Possiamo quindi fare una prima classificazione delle particelle in base alle definizionefatte

fermioni fermioni bosoniνe νµ p νe νµ π+

e− µ− n e+ µ+ γ π0

π−

Gli adroni sono soggetti all’interazione debole, elettromagnetica e adronica; i leptonicarichi all’interazione debole e elettromagnetica; i neutrini solo all’interazione debolee i fotoni solo all’interazione elettromagnetica.

interazione debole elettromagnetica adronicafermioni νe νµ

√e− µ−

√ √barioni

√ √ √bosoni fotone

√mesoni

√ √ √

3.1.5 Le particelle strane

Le particelle strane furono osservate nel 1947 nelle interazioni dei raggi cosmici incamera a nebbia con campo magnetico. Furono cosı chiamate per il loro comporta-mento bizzarro. Infatti sono prodotte con sezioni d’urto grandi, tipiche dell’interazioneadronica, e decadono in mesoni π e in nucleoni che sono particelle adroniche, ma

255

con vite medie tipiche dei decadimenti deboli τ ' 10−10 s (cτ ' 3 cm). Inoltre inuna stessa interazione si osserva la produzione associata di due particelle strane.

La vita media e determinata misurando l’impulso delle particelle cariche e ilpercorso tra il punto di produzione e il punto di decadimento che ha valor medio

λ = βγcτ =p

mccτ

La massa delle nuove particelle e determinata dalla cinematica dei prodotti di decadi-mento facendo ipotesi sul valore della massa di questi, ad esempio mesoni π oppurenucleoni

m2 = m21 + m2

2 + 2E1E2 − 2~p1 · ~p2

Esempi di particelle strane e dei modi di decadimento sono

particella massa (MeV/c2) decadimento vita media (s)K± 494 K± → π±π0 1.24 10−8

K0 498 K0 → π−π+ 0.89 10−10

Λ0 1116 Λ0 → pπ− 2.63 10−10

La particella Λ decade in un barione e un mesone: e un barione (spin semi-intero), laparticella K decade in due mesoni: e un mesone (spin intero). Esempi di produzioneassociata di particelle strane in interazioni pione-nucleone sono

π−p → K0Λ0 π−p → K0K−pπ+n → K+Λ0 π+n → K+K−p

ma non si osserva π−n → K−Λ0. Un’altra peculiarita osservata e

probabilita di produzione di K+ À probabilita di produzione di K−

probabilita di interazione di K+ ¿ probabilita di interazione di K−

Le stranezze delle particelle strane furono interpretate da Pais e Gell-Mann conqueste ipotesi

• le particelle strane sono caratterizzate da un nuovo numero quantico additivochiamato stranezza e indicato con S;

• la stranezza e nulla per le particelle note: leptoni, nucleoni e mesoni π;

• la stranezza si conserva nell’interazione adronica e nell’interazione elettromag-netica;

• la stranezza non si conserva nell’interazione debole.

In base a queste ipotesi, poiche lo stato iniziale delle reazioni di produzione hastranezza nulla, si conclude che• K0 e Λ0 hanno stranezza opposta;• K0 e K− hanno stranezza opposta;

256

• K+ e K0 hanno stranezza uguale;• K− e Λ0 hanno stranezza uguale.Come nel caso del nucleone e del mesone π esistono due stati di carica del mesoneK con masse simili e che hanno lo stesso valore di stranezza. Invece il barione Λesiste in un solo stato di carica. Gell-Mann e Nishijima proposero di estendere larelazione tra carica elettrica, numero barionico e isospin introducendo l’ipercarica:Y = A + S

legge di Gell-Mann Nishijima Q =Y

2+ I3 =

A + S

2+ I3

• il barione Λ0 e un singoletto di isospin I = 0, I3 = 0 e ha numero barionicoA = +1, quindi Y (Λ) = 0, S(Λ) = −1;

• i mesoni K0, K+, hanno numero barionico nullo, Y (K) = S(K) = +1 ecostituiscono un doppietto di isospsin

K0 = |1/2,−1/2〉 K+ = |1/2, +1/2〉

• esiste un altro doppietto di isospin con Y (K) = S(K) = −1 ottenuto appli-cando la coniugazione di carica

C|K+〉 = α|K−〉 C|K0〉 = α|K0〉 |α|2 = 1

In interazioni pione-nucleone, oltre al barione Λ0, e stata osservata la produzione diun barione chiamato Σ che esiste in tre stati di carica

π−p → K0Σ0 π−p → K+Σ−

π+n → K+Σ0 π+n → K0Σ+ π+p → K+Σ+

con valori di massa m(Σ+) = 1189, m(Σ0) = 1193, m(Σ−) = 1197 MeV/c2 emodi di decadimento

Σ+ → pπ0 Σ+ → nπ+ τ = 0.80 10−10 sΣ− → nπ− τ = 1.48 10−10 s

Il barione Σ e un triletto di isospin I = 1, I3 = −1, 0, +1, con numero barionicoA = +1: quindi Y (Σ) = 0, S(Σ) = −1

Σ− = |1,−1〉 Σ0 = |1, 0〉 Σ+ = |1, +1〉

Poiche il tripletto Σ e il singoletto Λ hanno gli stessi numeri quantici, il barione Σ0

puo decadere per interazione elettromagnetica che conserva la stranezza. La prob-abilita di decadimento e molto maggiore dei modi di decadimento per interazionedebole

Σ0 → Λ0 γ τ = 7.4 10−20 s

I due barioni hanno la stessa parita: si tratta di una transizione di dipolo magnetico.

257

Interazioni dei mesoni K

I mesoni K vengono prodotti nelle interazioni di fasci di protoni o mesoni π sunucleoni e possono essere selezionati per produrre altre reazioni adroniche in cui siconserva la stranezza, ad esempio

K+p → K+pK+n → K+n K0p

K−p → K−p K0n π0Λ0 π+Σ− π0Σ0 π−Σ+

K−p → K0Ξ0 K+Ξ−

K−n → K−n π−Λ0 π0Σ−

K−n → K0Ξ−

e evidente che i mesoni K− possono produrre molti piu stati finali che non i mesoniK+. In particolare nelle interazioni dei mesoni K− (S = −1) si possono produrremesoni K (S = +1) e due stati di un barione con stranezza S = −2, chiamato Ξ,che formano un doppietto di isospin I = 1/2, I3 = −1/2, +1/2. Questi decadonoper interazione debole prevalentemente nel barione Λ0 e in un mesone π

barione massa (MeV/c2) decadimento vita media (s)Ξ0 1315 Ξ0 → Λ0π0 2.90 10−10

Ξ− 1321 Ξ− → Λ0π− 1.64 10−10

I barioni dotati di stranezza sono anche chiamati iperoni. La tabella mostra l’assegnazionedei numeri quantici ai mesoni e ai barioni in base alla legge di Gell-Mann e Nishijima

barioni 12

+A S Y I3 Q mesoni 0− A S Y I3 Q

p +1 0 +1 +1/2 +1 K+ 0 +1 +1 +1/2 +1n +1 0 +1 −1/2 0 K0 0 +1 +1 −1/2 0Λ0 +1 −1 0 0 0 η0 0 0 0 0 0Σ+ +1 −1 0 +1 +1 π+ 0 0 0 +1 +1Σ0 +1 −1 0 0 0 π0 0 0 0 0 0Σ− +1 −1 0 −1 −1 π− 0 0 0 −1 −1Ξ0 +1 −2 −1 +1/2 0 K0 0 −1 −1 +1/2 0Ξ− +1 −2 −1 −1/2 −1 K− 0 −1 −1 −1/2 −1

Si nota una completa simmetria dei vari stati degli adroni nelle variabili isospin eipercarica (Fig.3.4): i mesoni e i barioni formano un ottetto e sono gli autostatidella Simmetria Speciale Unitaria in tre dimensioni SU(3) (appendice 4.12). Nellatabella e stato introdotto un nuovo mesone pseudoscalare η0 singoletto di isospin.

3.1.6 I mesoni K

Ogni particella decade in stati di massa piu piccola. La probabilita di decadimentoe definita dalla hamiltoniana di interazione e dallo spazio delle fasi. Per i mesoni di

258

-1 0

+1

0

Y

I3+1

-1

p

ΞΞΞΞ -

n

ΣΣΣΣ+ΣΣΣΣ- ΣΣΣΣo ΛΛΛΛo

oΞΞΞΞ

barioni 1/2+

-1 0

+1

0

Y

I3+1

-1

K+

K-

Ko

Ko

ππππ+ππππ- ππππo ηηηηo

mesoni 0 -

Figure 3.4: Rappresentazione degli stati dei barioni 12

+e dei mesoni 0− nelle variabili

I3 × Y

massa piu piccola, i mesoni π, i modi di decadimento sono

π0 → γγ 0.988 interazione elettromagneticaπ0 → e+e−γ 0.012 τ = 0.84 10−16 sπ0 → e+e− 6.2 10−8

π+ → µ+νµ 1.000 interazione deboleπ+ → e+νe 1.2 10−4 τ = 2.60 10−8 s

I modi di decadimento dei mesoni K carichi e le probabilita di decadimento sono

K+ → µ+νµ 0.635 decadimentie+νe 1.6 10−5 leptonici

π0e+νe 0.048 decadimentiπ0µ+νµ 0.032 semileptoniciπ+π0 0.212 decadimenti

π+π+π− 0.056 adroniciπ+π0π0 0.017

I decadimento dei mesoni K neutri sono trattati nel capitolo ???. I decadimentileptonici sono in tutto simili a quelli dei mesoni π. Questo indica che sono mesonipseudoscalari con spinparita‘ = 0−. I decadimenti semileptonici sono simili ai decadi-menti β dei nuclei. Inoltre i mesoni K possono decadere in stati adronici con due otre mesoni π.

I mesoni π hanno spin zero. Nel decadimento K+ → π+π0 lo spin del mesone Ke uguale al momento angolare orbitale Lππ. La parita del mesone K, se si conservanel decadimento, e

PK = P 2π (−1)Lππ

I possibili stati di spinparita‘ sono: 0+, 1−, 2+, . . ..Nel decadimento K+ → π+π+π−, K+ → π+π0π0, chiamiamo L il momento

angolare orbitale dei due mesoni identici e ` il momento angolare del terzo mesone

259

nel centro di massa dei primi due. Per la simmetria dei bosoni L e pari. Il momentoangolare totale e

~J = ~L + ~ |L− `| ≤ J ≤ L + `

La parita dello stato e: PK = P 3π (−1)L(−1)` = (−1)`+1. Le possibili combinazioni

sonoL = 0 0 0 0 2 2 2` = 0 1 2 . . . 0 1 . . .

JP = 0− 1+ 2− 2− 1+2+3+

Lo stato di momento angolare J si puo determinare sperimentalmente. Infatti perun decadimento del tipo K → πππ la conservazione di energia, E1 + E2 + E3 = m,e impulso, ~p1 + ~p2 + ~p3 = 0, definisce due variabili indipendenti, ad esempio E1

E2. La densita dello spazio delle fasi d2n/dE1dE2 e uniforme (appendice 4.21). Laprobabilita di decadimento in funzione delle due variabili

d2Γ

dE1dE2

∝ |〈πππ|H|K〉|2 d2n

dE1dE2

e proporzionale al quadrato dell’elemento di matrice. Quindi si puo misurare ladipendenza dell’elemento di matrice dalle variabili cinematiche. Questo metodo dianalisi e stato proposto da Dalitz nel 1955 per determinare gli stati di spinparita‘ deldecadimento K → πππ: il diagramma della probabilita di decadimento in funzionedi due variabili e chiamato diagramma di Dalitz.

In particolare, se il momento angolare totale e nullo non si ha alcuna direzionedefinita nello spazio e la densita nel diagramma di Dalitz e uniforme. Questo e statoosservato nel decadimento K → πππ per cui si e concluso che il mesone K ha spinzero. Quindi lo stato finale del decadimento K → πππ ha spinparita‘ = 0− mentrenel decadimento K → ππ ha spinparita‘ = 0+. Per alcuni anni il mesone K± e statoconsiderato come due particelle distinte perche non era credibile che la parita non siconservasse nel decadimento. Ma era anche difficilmente credibile che due particellecon la stessa massa e la stessa vita media potessero esistere in due stati diversi.

L’analisi fatta da Lee e Yang nel 1956 mostro che non esisteva alcuna evidenzasperimentale di conservazione della parita nelle interazioni deboli. Lee e Yang pro-posero alcuni esperimenti per mettere in luce eventuali effetti di violazione dellasimmetria per parita. Il primo di questi esperimenti, il decadimento del nucleodi Cobalto polarizzato (capitolo ???) confermo che la parita non e conservatanell’interazione debole. Il secondo fu fatto pochi mesi dopo e mostro che la paritanon si conserva nel decadimento del mesone π± (capitolo ???).

Raggio dei mesoni

Protone e neutrone hanno una dimensione spaziale di 0.8÷ 0.9 fm che si puo deter-minare sia misurando i fattori di forma elettromagnetici, ad esempio con esperimentidi diffusione elastica elettrone-protone o elettrone-deuterio, sia misurando la sezioned’urto protone-protone o neutrone-protone ad alta energia. Nel primo caso si misura

260

la distribuzione di carica elettrica e di magnetizzazione, nel secondo la distribuzionedella materia adronica.

Poiche non si hanno bersagli di mesoni, per misurare il fattore di forma deimesoni π± e K±, si possono fare esperimenti di diffusione elastica di fasci secondari dimesoni sugli elettroni atomici, ad esempio usando un bersaglio di idrogeno liquido. Inquesto caso, per eliminare le reazioni di interazione mesone-protone che sono moltopiu probabili, occorre osservare l’elettrone diffuso nello stato finale e misurarne levariabili cinematiche. Nel riferimento in cui l’elettrone e inizialmente in quiete siha −q2 = 4EE ′ sin2 θ/2 = 2meE

′e. La sezione d’urto di diffusione di particelle di

spin zero, sezione d’urto di Mott (capitolo ???), e modificata per il fattore di formaelettrico

dσ

dΩ= r2

e

(mec2)2

4p2c2 sin4 θ/2

p′

pcos2 θ/2 |FE(q2)|2

Un fattore di forma FE(q2) = (1 + 〈r2〉q2/6)−1

riproduce bene i dati sperimentali.Dai risultati si estrae il raggio quadratico medio dei mesoni

√〈r2

π〉 = 0.66 fm√〈r2

K〉 = 0.58 fm

La misura della sezione d’urto totale di interazione di mesoni su protone ad altaenergia, σ(π±p) ' 23 mb, σ(K±p) ' 20 mb, interpretata con il modello di diffusioneda un disco assorbente (capitolo ???), fornisce valori simili per il raggio dei mesoni.

3.1.7 Il mesone η

Nella tabella che mostra le proprieta degli adroni, per completare la simmetria,e stato introdotto il mesone η0 che e il singoletto di isospin con gli stessi numeriquantici del mesone π0. Il mesone η0 e stato osservato nel 1960 studiando la reazioneπ+d → π+π0π−pp in cui i tre mesoni π formano uno stato legato che decade perinterazione elettromagnetica

mη = 547 MeV/c2 τη = 0.56 10−18 s

I decadimenti piu probabili e le frazioni di decadimento sono

η0 → γγ 0.393π0π0π0 0.322π+π−π0 0.230

I numeri quantici del mesone η0 sono

• J = 0: dall’analisi del diagramma di Dalitz del decadimento η → πππ sideduce che lo spin e zero;

• P = -1: non si osserva il decadimento η → ππ: se ne deduce che la paritae negativa. Infatti due mesoni π in uno stato di momento angolare orbitaleL = 0 hanno parita positiva: P = P 2

π (−1)L = +1;

261

• C = +1: il mesone η0 e autostato della coniugazione di carica, il decadimentoη0 → γγ indica che l’autovalore e +1 (il decadimento η → γγγ non e mai statooseervato);

• I = 0: se fosse I 6= 0 il decadimento η → πππ avverrebbe per interazioneadronica con vita media molto piu breve di quella osservata.

Oltre al mesone η0 esite un’altra particella con gli stessi numeri quantici, chiamata η′.Ha massa 958 MeV/c2 e come il mesone η0 decade per interazione elettromagnetica.Non si tratta di uno stato eccitato del mesone η0 perche non puo decadere ne η′ →η0γ (non esistono transizioni elettromagnetiche spin zero → spin zero) ne η′ → η0π(non si conserva la parita). Il decadimento piu frequente e η′ → η0ππ.

3.1.8 Simmetria dell’isospin

Esistono gruppi di particelle soggette all’interazione adronica che hanno valori dimassa molto simili, ma valori diversi della carica elettrica. Poiche l’interazioneadronica e indipendente dalla carica elettrica le particelle dello stesso multiplettosono state identificate come una singola particella autostato dell’operatore di isospin~I con molteplicita 2I + 1 pari al numero di stati di carica. L’operatore di isospincosı definito ha le stesse proprieta di un generatore di rotazioni e commuta con lahamiltoniana dell’interazione adronica. Nell’interazione adronica si conserva sia I3

che il modulo dell’isospin.Gli autovalori di isospin di un sistema di particelle si ottengono seguendo le leggi

di composizione dei momenti angolari. Se due particelle hanno isospin |j1,m1〉,|j2,m2〉, i possibili stati di due particelle |J,M〉 con

|j1 − j2| ≤ J ≤ j1 + j2 M = m1 + m2

sono|J,M〉 =

∑m1m2

〈j1,m1; j2,m2|J,M〉 · |j1,m1; j2,m2〉

i coefficienti di Clebsch-Gordan 〈j1,m1; j2,m2|J,M〉 sono calcolati nell’appendice 4.10per alcuni casi semplici.

Esempio 1

Le reazioni pp → dπ+, np → dπ0, hanno la stessa distribuzione angolare, ma sezioned’urto σ(pp → dπ+) = 2 σ(np → dπ0)

dσ

dΩ

(pp → dπ+

)= costante |〈dπ+|H|pp〉|2 (2sd + 1)(2sπ + 1)

p2π

vppvπd

dσ

dΩ

(np → dπ0

)= costante |〈dπ0|H|np〉|2 (2sd + 1)(2sπ + 1)

p2π

vnpvπd

262

Le masse delle particelle sono approsimativamente uguali e, per gli stessi valori dienergia, i fattori cinematici sono uguali. Quindi il rapporto tra le sezioni d’urtodipende solo dal rapporto tra gli elementi di matrice. Gli stati di isospin sono

p = |1/2, +1/2〉 n = |1/2,−1/2〉 d = |0, 0〉 π0 = |1, 0〉 π+ = |1, +1〉Gli stati combinati sono

pp = |1, +1〉 np = 1√2(|1, 0〉 − |0, 0〉)

dπ+ = |1, +1〉 dπ0 = |1, 0〉Gli elementi di matrice tra gli autostati di isospin sono

〈dπ+|H|pp〉 = 〈1|H|1〉〈dπ0|H|np〉 =〈1|H|1〉 − 〈1|H|0〉√

2

ma 〈1|H|0〉 = 0 perche la hamiltoniana commuta con ~I, quindi

σ(pp → dπ+)

σ(np → dπ0)=|〈dπ+|H|pp〉|2|〈dπ0|H|np〉|2 = 2

Esempio 2

Le sezioni d’urto delle reazioni π+d → pp, π−d → nn, sono uguali perche

pp = π+d = |1, +1〉 nn = π−d = |1,−1〉

Esempio 3

Il mesone η0 e autostato di isospin |0, 0〉 e autostato di coniugazione di carica conautovalore C = +1 e non decade per interazione adronica:

• il decadimento η0 → ππ e vietato dalla conservazione della parita;

• il decadimento η0 → πππ e vietato dalla conservazione dell’isospin. Infattil’isospin dello stato πππ e

~Iπππ = ~Iππ + ~Iπ Iπ = 1

quindi per avere Iπππ = 0 deve essere Iππ = 1. I possibili stati Iππ sono

|1, +1〉 =π+π0 − π0π+

√2

|1, 0〉 =π+π− − π−π+

√2

|1,−1〉 =π0π− − π−π0

√2

tutti antisimmetrici per lo scambio π ↔ π. Quindi lo stato π+π0π− con I = 0ha coniugazione di carica C = −1. L’altra combinazione, lo stato π0π0π0, nonpuo avere I = 0;

• il decadimento η0 → ππππ non avviene perche mη < 4mπ.

263

3.1.9 Gli antibarioni

I barioni, protone, neutrone e gli iperoni, sono fermioni di spin 1/2. In base allateoria di Dirac devono esistere i corrispondenti stati coniugati di carica, gli an-tibarioni, con numero fermionico, carica elettrica, momento magnetico e stranezzaopposti. La teoria e confermata dai leptoni: esiste il positrone (e+), il leptone µ+ el’antineutrino.

Per verificare la predizione di Dirac fu costruito nel 1955 un acceleratore di pro-toni che potesse raggiungere la soglia di produzione di antibarioni. Un antiprotonepuo essere prodotto in interazioni di protoni su nuclei con le reazioni pp → pppp,pn → pppn, che conservano il numero barionico e la carica elettrica, se l’energiacinetica del fascio e maggiore di 6mp = 5.6 GeV . In effetti l’energia puo essere leg-geremente minore se si tiene conto del moto di Fermi dei nucleoni legati nel nucleo.

La produzione dell’antiprotone e segnalata dalla presenza nello stato finale diuna particella di carica negativa e massa pari a quella del protone. A questa en-ergia, nell’interazione protone-nucleo vengono prodotti mesoni π− con probabilitamolto maggiore, quindi e necessario selezionare particelle con massa mp facendomisure sia di impulso che di velocita delle particelle prodotte. L’esperimento fufatto utilizzando magneti curvanti per selezionare le particelle di carica negativa esia tecniche di tempo di volo che rivelatori Cerenkov per misurarne la velocita. Nel1956 Chamberlain, Segre 4 e collaboratori scoprirono l’antiprotone.

Una volta scoperto il metodo per produrre un fascio secondario di antiprotoni,questo puo essere utilizzato per produrre altri antibarioni in reazioni di annichi-lazione pp → barione − antibarione. Nel 1957 Cork, Lamberston e Piccioni sco-prirono in questo modo l’antineutrone. L’esperimento fu fatto osservando la scom-parsa dell’antiprotone in un bersaglio che era anche rivelatore di ionizzazione, questoera seguito da un rivelatore di veto che segnalava l’assenza di ionizzazione (i neutroninon ionizzano) e da un terzo rivelatore capace di misurare l’energia totale rilasciatanella annichilazione dell’antineutrone prodotto nn, E = 2mn.

Con fasci di antiprotoni si possono produrre altri antibarioni. Ad esempio, Λ0

e stato asservato nell’annichilazione di antiprotoni in camera a bolle a idrogenoliquido pp → Λ0Λ0. Si osserva la traccia dell’antiprotone fino al punto in cui avvienel’interazione e piu avanti le tracce dei prodotti di decadimento Λ0 → pπ+, Λ0 → pπ−.Il cammino delle particelle Λ, neutre e quindi non visibili nella camera a bolle, e inmedia λ = (pΛ/mΛc)cτΛ, con cτΛ = 7.9 cm.

Con questo metodo sono stati scoperti gli altri antibarioni Σ, Ξ, . . .: per ogni bar-ione e stato osservato il corrispondente antibarione. Gli antibarioni hanno numerobarionico negativo, A = −1 per p, n, Λ0, . . .; A = −2 per l’antideutone; e decadononegli stati coniugati di carica dei corrispondenti barioni, ad esempio l’antineutronedecade β+, n → pe+νe; Λ0 → pπ+ oppure Λ0 → nπ0; Σ0 → Λ0γ, . . . .


264

3.1.10 Risonanze adroniche

Barioni e mesoni sono soggetti a decadimenti elettromagnetici o deboli. Nelle inter-azioni adroniche si possono produrre degli stati eccitati che sono chiamati risonanze.Nel caso di atomi o nuclei si possono formare stati eccitati che decadono emettendofotoni, i bosoni del campo elettromagnetico. Allo stesso modo le risonanze adronichedecadono emettendo mesoni

γN → N∗e.m. → Nγ πN → N∗

hadr → Nπ

La larghezza di una risonanza e tipicamente Γ ≈ mπc2 e a questa corrisponde unavita media τ = h/mπc2 ≈ 10−23 s. In questo brevissimo intervallo di tempo ilcammino di decadimento e pari al raggio d’azione dell’interazione adronica cτ =hc/mπc2 ≈ 1 fm. E chiaro che la vita media di una risonanza non si puo deter-minare ne con misure di tempo ne con misure di distanze. La larghezza si determinamisurando la curva di eccitazione della risonanza oppure misurando la massa in-variante delle particelle nello stato finale m2 = (ΣkPk)

2 con Pk = (~pk, Ek).Le risonanze possono essere stati eccitati barionici con spin semi-intero oppure

stati eccitati mesonici con numero barionico nullo e spin intero. Sono caratterizzatedai numeri quantici, carica elettrica, spin, isospin, parita e coniugazione di caricache si conservano nel decadimento per interazione adronica.

La risonanza ∆

La prima risonanza adronica fu ossevata da Fermi e Anderson nel 1949 studiando ladiffusione elastica di mesoni π+ da un bersaglio di idrogeno liquido (π+p → π+p).La dipendenza della sezione d’urto dall’energia si puo rappresentare come sviluppoin onde parziali (capitolo ???)

σ =πh2

p2cm

∑

`

(2` + 1) |1− a`|2

pcm e l’impulso nel centro di massa della reazione e a` sono le ampiezze delle ondeparziali, a` = ηè

2iδ` . Per la diffusione elastica si ha η` = 1. Se si eccita unarisonanza di massa m che ha spin ~J la sezione d’urto ha un massimo per δJ = π/2e la dipendenza dall’energia e caratterizzata dalla curva di eccitazione lorentziana

σ(ab → N∗J) =

4πh2

p2cm

2J + 1

(2sa + 1)(2sb + 1)

(Γ/2)2

(Ecm −m)2 + (Γ/2)2

che ha il massimo per Ecm = m e larghezza a meta altezza pari a Γ.La sezione d’urto di diffusione elastica π+p in funzione dell’impulso del pione e

mostrata in Fig.3.5. Il valore di picco della sezione d’urto si ha per Eπ ' 330 MeVche corrisponde all’energia totale nel centro di massa m = (m2

π + m2p + 2mpEπ)1/2.

La risonanza ∆++ ha massa m∆ = 1232 MeV/c2 e larghezza Γ∆ ' 120 MeV .

265

0

5 0

1 0 0

1 5 0

2 0 0

2 5 0

1 0 0 2 0 0 3 0 0 4 0 0 5 0 0 6 0 0

pion laboratory momentum (MeV/c)

pio

n+-p

roto

n c

ross

sec

tion

(m

b)

Figure 3.5: Sezione d’urto π+p → π+p in funzione dell’impulso del mesone π+

Il picco della risonanza corrisponde al valore pcm = 230 MeV/c. Da questo edal valore della sezione d’urto si puo derivare lo spin della risonanza

σmax =4π(hc)2

(pcmc)2

2J + 1

2' 200 mb ⇒ 2J + 1 = 4 J = 3/2

Spin. Lo spin della risonanza si puo anche determinare dalla distribuzione angolaredel pione e del protone nel centro di massa della reazione. Il momento angolare e~J = ~sπ + ~sp + ~ (sπ = 0, ~ e il momento angolare orbitale). Consideriamo come asse

di quantizzazione la linea di volo π-p: il momento angolare ~ ha componente m = 0,quindi nello stato iniziale ~J ha componente M = 1/2.

• se ` = 0, l’ampiezza di diffusione e proporzionale all’armonica sferica Y0,0(θ, φ) =1/√

4π = costante;

• se ` = 1, si puo avere J = 1/2 oppure J = 3/2; le combinazioni dei momentiangolari sono

J = 1/2 |1/2, +1/2〉 =√

2/3 Y1,1(θ, φ) |1/2,−1/2〉−√

1/3 Y1,0(θ, φ) |1/2, +1/2〉

= −√

1/4π sin θ eiφ |1/2,−1/2〉 −√

1/4π cos θ |1/2, +1/2〉J = 3/2 |3/2, +1/2〉 =

√1/3 Y1,1(θ, φ) |1/2,−1/2〉+

√2/3 Y1,0(θ, φ) |1/2, +1/2〉

= −√

1/8π sin θ eiφ |1/2,−1/2〉+√

1/2π cos θ |1/2, +1/2〉• per J = 1/2, |f(θ)|2 = (sin2 θ + cos2 θ)/4π = costante;

• per J = 3/2, |f(θ)|2 = (1+3 cos2 θ)/8π; i risultati sono in accordo con questaseconda ipotesi e quindi confermano che la risonanza ha spin 3/2.

266

Isospin. Poiche Iπ = 1 e IN = 1/2 le combinazioni π-N hanno isospin I = 1/2oppure I = 3/2. La risonanza ∆++ ha terza componente dell’isospin I3 = Q−A/2 =+3/2 e fa parte di un multipletto di stati risonanti π-N con isospin I = 3/2

|3/2, +3/2〉 = π+p ∆++

|3/2, +1/2〉 =√

1/3 π+n +√

2/3 π0p ∆+ |1/2, +1/2〉 =√

2/3 π+n−√

2/3 π0p

|3/2,−1/2〉 =√

2/3 π0n +√

1/3 π−p ∆0 |1/2,−1/2〉 =√

1/3 π0n−√

2/3 π−p

|3/2,−3/2〉 = π−n ∆−

Esistono quindi quattro stati con isospin I = 3/2 e spin J = 3/2 con massa ap-prossimativamente uguale; i modi e le frazioni di decadimento sono

∆++ → π+p 1∆+ → π0p 2/3 ∆+ → π+n 1/3∆0 → π0n 2/3 ∆0 → π−p 1/3∆− → π−n 1

Parita. Le risonanze ∆ sono stati legati π-N con momento angolare orbitale ` = 1:la parita e P∆ = PπPN(−1)` = +1.

3.1.11 Risonanze barioniche

ππππ

p

+ ππππ+

∆∆∆∆++

p

ππππ+

p

ππππ+

ππππ+

nn

∆∆∆∆+

Figure 3.6: Eccitazione e produzione della risonanza ∆

Una risonanza si puo osservare come eccitazione nella diffusione elastica (esem-pio precedente) oppure producendo uno stato finale con massa e numeri quanticidefiniti. La Fig.3.6 mostra questi due modi per la risonanza ∆. Nel secondo caso,per individuare uno stato risonante occorre identificare le particelle prodotte neldecadimento (o fare ipotesi sul valore della massa) e misurarne l’impulso in mododa poter calcolare la massa invariante. Lo strumento utilizzato in questo tipo di es-perimenti negli anni ’50 e ’60 e la camera a bolle (capitolo ???) e i metodi di analisisono stati sviluppati da Luis Alvarez 5 e collaboratori. Nelle interazioni di fasci dimesoni K− con bersagli di idrogeno o deuterio si producono risonanze barionichecon stranezza S = −1 (Fig.3.7)

K−p → π−Σ∗+ K−p → π0Σ∗o K−p → π+Σ∗−


267

La risonanza Σ∗ ha larghezza Γ ' 37 MeV . Le masse (in MeV/c2) e i modi didecadimento sono

Σ∗+(1382.8) → Λ0π+ Σ∗o(1383.7) → Λ0π0 Σ∗−(1387.2) → Λ0π−

Lo spin, J = 3/2, si misura studiando la distribuzione angolare dei prodotti di

decadimento. L’isopin, ~IΣ = ~IΛ + ~Iπ, e IΣ = 1. Allo stesso modo, con fasci di mesoniK− si producono risonanze barioniche con stranezza S = −2 in associazione conmesoni K (S = +1)

K−p → K0Ξ∗o K−p → K+Ξ∗−

La risonanza Ξ∗ ha numeri quantici J = 3/2, I = 1/2, ha larghezza Γ ' 9 MeV edecade

Ξ∗o(1531.8) → Ξ−π+ oppure → Ξ0π0

Ξ∗−(1531.8) → Ξ−π0 oppure → Ξ0π−

p

ππππ

ππππ+

n

ΣΣΣΣ*K

p

ππππ

ππππ+

K

ΛΛΛΛo ΛΛΛΛo

ΞΞΞΞ*

ΞΞΞΞ o

Figure 3.7: Esempi di produzione di risonanze barioniche con stranezza

Tutte queste risonanze hanno numero barionico A = +1, spin 3/2, parita posi-tiva. Gli altri numeri quantici sono

barioni 32

+S Y I3 Q

∆++ 0 +1 +3/2 +2∆+ 0 +1 +1/2 +1∆0 0 +1 −1/2 0∆− 0 +1 −3/2 −1Σ∗+ −1 0 +1 +1Σ∗o −1 0 0 0Σ∗− −1 0 −1 −1Ξ∗o −2 −1 +1/2 0Ξ∗− −2 −1 −1/2 −1Ω− −3 −2 0 −1

La rappresentazione delle risonanze barioniche nelle variabili I3 × Y e mostratain Fig.3.8 dove e stato aggiunto il barione Ω−. L’esistenza di questa particella distranezza S = −3 e isospin I = 0, e il valore della massa, erano stati previsti daGell-Mann prima che fosse osservata. Si nota infatti una regolarita dei valori dellemasse

268

• le particelle nello stesso multipletto di isospin, allineate lungo l’asse I3, dif-feriscono per il valore della carica elettrica: la piccola perturbazione dovutaall’interazione elettromagnetica produce una differenza di massa di circa 1 MeV ;

• le particelle con la stessa carica elettrica sono allineate lungo un asse inclinatoa 120 e hanno stranezza che differisce di una unita: la differenza di massa edi circa 150 MeV .

-1 0

+1

0

Y

I3+1

-1

p

ΞΞΞΞ -

n

ΣΣΣΣ+ΣΣΣΣ- ΣΣΣΣoΛΛΛΛo

oΞΞΞΞ

ottetto barioni 1/2+

-1 0

+1

0

Y

I3+1

-1

decupletto barioni 3/2+

-2

ΞΞΞΞ*-

ΣΣΣΣ*+ΣΣΣΣ*- ΣΣΣΣ*o

*oΞΞΞΞ

∆∆∆∆- ∆∆∆∆o ∆∆∆∆+ ∆∆∆∆++

ΩΩΩΩ- 1672.5

1535.0 1531.8

1387.2 1383.7 1382.8

1235 1233.5 1231.7 1230.8

massa (MeV)

Figure 3.8: Ottetto di barioni 1/2+ e decupletto di barioni 3/2+

In effetti Ω− non decade per interazione adronica, quindi non e una risonanza.Questo perche nell’ottetto dei barioni 1/2+ non esiste una particella con stranezzaS = −3 e nel decupletto 3/2+ la differenza di massa che corrisponde a ∆S = 1 eminore della massa del mesone K. Ω− non decade neppure per interazione elettro-magnetica che conserva la stranezza. Decade per interazione debole con cambio distranezza di una unita, come le altre particelle strane,

Ω− → Ξ0π− Ω− → Ξ−π0 Ω− → Λ0K− τ = 0.82 10−10 s

3.1.12 Risonanze mesoniche

In modo analogo si producono risonanze mesoniche con A = 0 che decadono in statidi due o piu mesoni pseudoscalari. L’analisi della distribuzione angolare dei prodottidi decadimento indica che hanno spin J = 1 e per questo sono chiamati mesonivettori. Si possono quindi rappresentare come stati legati di mesoni di spin zero conmomento angolare orbitale ` = 1 e hanno parita negativa: P = PaPb(−1)` = −1.La Fig.3.9 mostra alcuni esempi di produzione di risonanze mesoniche.

• La risonanza K∗ e uno stato π-K costituito da due doppietti di isospin I = 1/2.

• La risonanza ρ esiste in tre stati di carica con modi di decadimento

ρ+ → π+π0 ρ0 → π+π− ρ− → π0π−

269

p

ππππ+

p p

φφφφK

o

ρρρρ

+

ππππo

K +*

p

Kππππo

ππππ+

p

ππππ+

ππππo

+

K K

K+

K+

ΛΛΛΛo

Figure 3.9: Esempi di produzione di risonanze mesoniche

e uno stato legato π-π tripletto di isospin, I = 1, gli autostati di isospin,ρ+ = |1, +1〉, ρ0 = |1, 0〉, ρ− = |1,−1〉, sono antisimmetrici per lo scambioπ ↔ π

ρ+ =π+ π0 − π0π+

√2

ρ0 =π+ π− − π−π+

√2

ρ− =π0 π− − π−π0

√2

Il decadimento ρ0 → π0π0 non avviene perche due bosoni identici non possonoesistere in uno stato antisimmetrico. Il mesone ρ0 e autostato di coniugazionedi carica con autovalore C = −1. Infatti la trasformazione di coniugazione dicarica π+π− → π−π+ corrisponde all’inversione delle coordinate spaziali e cioealla trasformazione di parita: C|π+π−〉 = (−1)`|π−π+〉 = −|π−π+〉.

• La risonanza ω e un singoletto di isospin con carica elettrica nulla. E unostato simmetrico dell’isospin e quindi non decade in uno stato π-π che e anti-simmetrico per lo scambio π ↔ π. Il modo di decadimento e ω → π+π0π−.

• Esite un altro stato singoletto di isospin con massa maggiore di 2mK , la riso-nanza φ, che decade prevalentemente in stati K-K antisimmetrici rispetto alloscambio (i mesoni K hanno isospin 1/2), ad esempio

φ = |0, 0〉 =K+K− −K−K+

√2

come ρ0, i mesoni vettori ω e φ sono autostati della coniugazione di carica conautovalore C = −1.

La massa e larghezza delle risonanze mesoniche 1− sono elencate nella tabella chesegue con i principali modi di decadimento

m (MeV/c2) Γ (MeV ) decadimentoK∗ 894 51 Kπρ 770 150 ππω 783 8.4 π+π0π−

φ 1019 4.4 K+K− K0K0 π+π0π−

270

I numeri quantici mostrano le stesse regolarita dei mesoni pseudoscalari

mesoni 1− S Y I3 QK∗+ +1 +1 +1/2 +1K∗o +1 +1 −1/2 0ρ+ 0 0 +1 +1ρ0 0 0 0 0ρ− 0 0 −1 −1ω 0 0 0 0

K∗o −1 −1 +1/2 0K∗− −1 −1 −1/2 −1φ 0 0 0 0

La Fig.3.10 mostra la rappresentazione dei numeri quantici dei mesoni pseudoscalarie dei mesoni vettori come un ottetto e un singoletto della simmetria SU(3).

-1 0

+1

0

Y

I3+1

-1

K+

K -

Ko

Ko

ππππ+ππππ- ππππoηηηηo

mesoni 0-

ηηηη'

ottetto singoletto

-1 0

+1

0

Y

I3+1

-1

K *+

K *-

K *o

K*o

ρρρρ+ρρρρ- ρρρρoωωωω

mesoni 1-

φφφφ

ottetto singoletto

Figure 3.10: Ottetto e singoletto dei mesoni pseudoscalari e vettori

3.2 Modello statico a quark

I numeri quantici delle particelle soggette a interazione adronica mostrano una in-teressante regolarita sia per i barioni (fermioni) che per i mesoni (bosoni). Questoordine deve quindi corrispondere a qualche legge di simmetria della hamiltoniana diinterazioni che e piu generale che non le leggi di conservazione delle singole grandezze:carica elettrica, isospin, ipercarica e numero barionico. Infatti queste grandezze sonolegate dalla relazione di Gell-Mann e Nishijima Q = Y/2 + I3.

Le particelle senza stranezza si possono costruire a partire dagli autostati diisospin 1/2 che corrispondono al protone e al neutrone e alle relative antiparticelle

p = |1/2, +1/2〉 p = |1/2,−1/2〉 n = |1/2,−1/2〉 n = |1/2, +1/2〉Con questi due stati si costruisce un tripletto e un singoletto con numero barioniconullo

|1, +1〉 = pn

|1, 0〉 = (pp + nn)/√

2 |0, 0〉 = (pp− nn)/√

2|1,−1〉 = np

271

che corrispondono ai numeri quantici dei mesoni pseudoscalari π e η0, se si consideralo stato di due fermioni con momento angolare orbitale ` = 0 e spin opposti, oppureai mesoni vettori ρ e ω, nello stato di spin paralleli. In entrambe i casi la parita dellostato e negativa perche fermione e antifermione hanno parita opposta. In questoesempio e implicita l’invarianza della hamiltoniana di interazione per coniugazionedi carica. Questo e il primo tentativo, dovuto a Fermi e Sakata, di riprodurre inumeri quantici dei mesoni.

3.2.1 Modello a quark

La simmetria degli stati di isospin 1/2 e chiamata SU(2) e i generatori della sim-metria sono le tre matrici di Pauli (moltiplicate per 1

2) di cui una e diagonale. Per

riprodurre anche i numeri quantici delle particelle strane, oltre alla conservazionedell’isospin occorre introdurre la conservazione della stranezza. Nella simmetriaSU(3) (appendice 4.12) i generatori sono otto e di questi due sono diagonali: uno eassociato alla terza componente dell’isospin e l’altro all’ipercarica. I generatori sonole matrici di Gell-Mann moltiplicate per 1

2

G1 =1

2

0 1 01 0 00 0 0

G2 =

1

2

0 −i 0i 0 00 0 0

G3 =

1

2

1 0 00 −1 00 0 0

G4 =1

2

0 0 10 0 01 0 0

G5 =

1

2

0 0 −i0 0 0i 0 0

G6 =1

2

0 0 00 0 10 1 0

G7 =

1

2

0 0 00 0 −i0 i 0

G8 =

1

2√

3

1 0 00 1 00 0 −2

Esiste una terza matrice diagonale, combinazione delle precedenti,

G2 =∑

k

G2k =

4

3

1 0 00 1 00 0 1

Gli autostati sono i vettori di base

u =

100

d =

010

s =

001

Se SU(3) e una simmetria dell’interazione adronica

• tutte le particelle a interazione adronica si rappresentano come combinazionedi questi stati;

272

• tutte le grandezze conservate sono operatori diagonali in questa rappresen-tazione.

G1, G2, G3 sono le componenti dell’operatore isospin

G3u = +1

2u G3d = −1

2d G3s = 0

u, d formano un doppietto di isospin 1/2, s e un singoletto. L’operatore stranezza

S =

0 0 00 0 00 0 −1

ha autovalori Su = 0, Sd = 0, Ss = −s. Gli autostati hanno gli stessi autovalori diprotone, neutrone e Λ0, che hanno numero barionico A = +1. L’operatore numerobarionico

A =∑

k

G2k − 1 =

1

3

1 0 00 1 00 0 1

ha autovalore A = +1 per la combinazione u + d + s. Gli operatori ipercarica ecarica elettrica sono

Y = A + S =1

3

1 0 00 1 00 0 −2

Q = Y/2 + G3 =

1

3

2 0 00 −1 00 0 −1

Gli autovalori delle grandezze fisiche che si conservano sono

A I I3 S Y Qu +1/3 1/2 +1/2 0 +1/3 +2/3d +1/3 1/2 −1/2 0 +1/3 −1/3s +1/3 0 0 −1 −2/3 −1/3

I vettori di base sono chiamati quark. Il modello a quark basato sulla simmetriaSU(3) fu introdotto da Gell-Mann 6 e da Zweig nel 1964. Per dare un significatofisico agli autostati di SU(3) occorre fare un’altra importante ipotesi: i quark sonofermioni di spin 1/2. Quindi secondo la teoria di Dirac esistono gli stati coniugatidi carica, gli antiquark. La trasformazione da uno stato all’altro e la coniugazionecomplessa e i generatori della simmetria degli antiquark si ottengono con la trasfor-mazione Gk → −G∗

k. Per i generatori diagonali si cambia il segno. Quindi gliautovalori degli antiquark hanno tutti il segno opposto

A I I3 S Y Qu −1/3 1/2 −1/2 0 −1/3 −2/3d −1/3 1/2 +1/2 0 −1/3 +1/3s −1/3 0 0 +1 +2/3 +1/3

I quark sono chiamati up, down e strange. I differenti tipi di quark sono detti sapori.La rappresentazione nel piano I3 × Y e mostrata in Fig.3.11.


273

-1/2 +1/2

+1/3

-2/3

ud

s

Y

I3-1/2 +1/2

+2/3

-1/3u d

sY

I3

Figure 3.11: Rappresentazione grafica degli stati di quark e antiquark

3.2.2 Mesoni e barioni nel modello a quark

Le particelle adroniche sono rappresentate come combinazioni di quark e antiquark

• i mesoni sono costituiti da una coppia quark-antiquark q1q2: hanno spin interoe numero barionico nullo;

• i barioni sono costituiti da tre quark q1q2q3: hanno spin semi-intero e numerobarionico A = +1;

• gli antibarioni sono costituiti da tre antiquark q1q2q3: hanno spin semi-interoe numero barionico A = −1.

Le combinazioni si ottengono agendo sugli stati dei quark con gli operatori I± =G1 ± iG2, U± = G4 ± iG5, V ± = G6 ± iG7, analoghi agli operatori di salto deimomenti angolari, che aumentano e diminuiscono gli autovalori lungo i tre assi disimmetria, l’asse I3 e due assi inclinati a ±120.

Mesoni

Le combinazioni qq sono nove e formano un ottetto e un singoletto. Formalmentequesto si indica con il simbolo 3⊗3 = 8⊕1. La rappresentazione grafica e illustratain Fig.3.12. I mesoni pseudoscalari hanno spin J = 0: quark e antiquark sono nello

3 38 1

Figure 3.12: Rappresentazione grafica dell’ottetto e del singoletto degli stati qq

stato di minima energia cinetica, con momento angolare orbitale ` = 0, e hanno spinopposti (⇑⇓). La corrispondenza tra i mesoni pseudoscalari e gli stati qq e

K+ = us K− = ds π+ = udK0 = us K0 = ds π+ = ud

274

Esistono tre stati con Q = 0, I3 = 0, Y = 0, per rappresentare i mesoni π0, η0,η′. Questi si rappresentano con combinazioni auuu + addd + asss, con ampiezzenormalizzate |au|2 + |ad|2 + |as|2 = 1. Uno di questi stati e il singoletto, simmetricoper scambio dei sapori: au = ad = as = 1/

√3. Gli altri due stati fanno parte

dell’ottetto e sono simmetrici per coniugazione di carica, C = +1, e antisimmetriciper scambio delle coordinate, P = −1, e degli spin, J = 0. Poiche lo stato di duefermioni identici deve essere antisimmetrico, la combinazione di uu e dd con isospinI = 1 (π0, simmetrica) e antisimmetrica per scambio dei sapori u ↔ d, mentrequelle con isospin I = 0 (η0, η′, antisimmetriche) sono simmetriche. Tenendo contoche i tre stati sono tra loro ortogonali, aua

′u + ada

′d + asa

′s = 0, si ottengono queste

combinazioni

π0 =uu− dd√

2η0 =

uu + dd− 2ss√6

η′ =uu + dd + ss√

3

I mesoni vettori hanno spin J = 1: quark e antiquark hanno spin paralleli (⇑⇑). Larappresentazione come un ottetto e un singoletto di SU(3) e identica alla precedente.Va notato che i tre stati con Q = 0, I3 = 0, S = 0, sono ora antisimmetrici perconiugazione di carica, C = −1, ma simmetrici per scambio degli spin J = 1. Imesoni ρ0 e ω hanno masse simili ma decadono in stati 2π e 3π rispettivamente,mentre il mesone φ decade in stati di particelle strane KK; la rappresentazionenaturale di questi tre stati e

ρ0 =uu− dd√

2ω =

uu + dd√2

φ = ss

L’ottetto dei mesoni e mostrato in Fig.3.13.

-1 0

+1

0

Y

I3+1

-1

usds

usds

udduuu

ss

dd

Figure 3.13: Costruzione grafica dell’ottetto dei mesoni

Barioni

I barioni sono combinazioni q1q2q3. Combinando due quark si ottiene 3⊗3 = 6⊕3.Combinando questi con il terzo quark (6⊗ 3 = 10⊕ 8, 3⊗ 3 = 8⊕ 1) si ottiene un

275

decupletto, due rappresentazioni equivalenti di ottetto e un singoletto

3⊗ 3⊗ 3 = 10⊕ 8⊕ 8⊕ 1

L’otteto rappresenta i barioni di spin 1/2. I tre quark hanno momento angolareorbitale ` = 0 e la somma degli spin J = 1/2 (⇑⇑⇓). Ci sono due stati uds, conQ = 0, I3 = 0, Y = 0: Σ0 e uno stato di isospin I = 1 simmetrico ed e simmetricoanche per lo scambio u ↔ d, mentre il singoletto di isospin Λ0 e antisimmetrico. Ildecupletto rappresenta gli stati dei barioni con spin 3/2. In questo caso i tre quarkhanno spin paralleli (⇑⇑⇑). Il singoletto rappresenta un barione simile a Λ0 conspin 3/2 e massa piu grande. La costruzione grafica dell’ottetto e del decupletto emostrata in Fig.3.14

-1/2I3

+1/2

uuu

suu

uussdddds

duuuududdddu

-2

ddd

ssu

uss

ssd

dss

sss

dus sdu

usd

-3/2 +3/2-1 0

+1

0

Y

+1

-1

uu

ss

dd duud

suus

sdds

3 3 6 3

Figure 3.14: Costruzione grafica dell’ottetto dei barioni 1/2+ e del decupletto deibarioni 3/2+: 3⊗ 3⊗ 3 = 10⊕ 8⊕ 8⊕ 1

Il decupletto contiene tre stati che non sono presenti nell’ottetto dei barioni 1/2+:∆++ = uuu, ∆− = ddd, Ω− = sss. Questo e sorprendente perche questi stati sonocompletamente simmetrici rispetto allo scambio di ogni coppia di fermioni identici:una chiara violazione del principio di Pauli.

3.2.3 Momenti magnetici dei barioni

Nel modello a quark i barioni 1/2+ sono rappresentati da stati |q1 ⇑ q2 ⇑ q3 ⇓〉 intutte le possibili combinazioni di sapore e orientamento degli spin. Se j12 = 1 e lospin della coppia q1q2 e j3 = 1/2 lo spin del terzo quark, la combinazione dei trespin e

|J,M〉 = |1/2, +1/2〉 =√

2/3 |1, +1; 1/2,−1/2〉 −√

1/3 |1, 0; 1/2, +1/2〉

Ci sono due possibilita: quark uguali hanno spin paralleli, oppure quark ugualihanno spin opposti. La prima viola il principio di Pauli. Calcoliamo il momentomagnetico di protone e neutrone nei due casi con l’ipotesi che i quark siano fermioni

276

di Dirac con momento magnetico ~µq = g(Qeh/2mq)~s con g = 2 (Qe e la caricaelettrica).

µu = +2

3

eh

2mu

µd = −1

3

eh

2md

µs = −1

3

eh

2ms

Poiche gli adroni nello stesso multipletto di isospin hanno massa molto simile, fac-ciamo l’ipotesi che la massa dei quark u e d sia uguale: mu = md.

• Nel primo caso: |p〉 = |u ⇑ u ⇑ d ⇓〉, |n〉 = |d ⇑ d ⇑ u ⇓〉

µp = 〈p| µ |p〉 =2

3(2µu − µd) +

1

3µd =

4

3µu − 1

3µd = +

eh

2mu

µn = 〈n| µ |n〉 =2

3(2µd − µu) +

1

3µu = −1

3µu +

4

3µd = −2

3

eh

2mu

Ricordando i valori sperimentali, µp = +2.793 µN , µn = −1.913 µN , osservi-amo che il modello da una previsione corretta del segno dei momenti magneticie del loro rapporto.

• Nel secondo caso: |p〉 = |u ⇑ d ⇑ u ⇓〉, |n〉 = |d ⇑ u ⇑ d ⇓〉

µp =2

3(µu + µd − µd) +

1

3µu =

1

3µu +

2

3µd = 0

µn =2

3(µd + µu − µd) +

1

3µd =

2

3µu +

1

3µd = +

1

3

eh

2mu

la previsione del modello e chiaramente errata.

Quindi si ottiene di nuovo che il principio di Pauli e violato nelle configurazioni incui i quark formano i barioni. Questo risultato e confermato dalla previsione per imomenti magnetici degli iperoni

barione stato previsione misura (µN)Λ0 (u ⇑ d ⇓ −d ⇑ u ⇓)s ⇑ µs −0.613± 0.004Σ+ u ⇑ u ⇑ s ⇓ (4µu − µs)/3 +2.46± 0.01Σ− d ⇑ d ⇑ s ⇓ (4µd − µs)/3 −1.16± 0.03Ξ0 s ⇑ s ⇑ u ⇓ (4µs − µu)/3 −1.25± 0.01Ξ− s ⇑ s ⇑ d ⇓ (4µs − µd)/3 −0.651± 0.003Ω− s ⇑ s ⇑ s ⇑ 3µs −2.02± 0.05

Il barione Σ0, che e nello stato simmetrico rispetto allo scambio u ↔ d, ha una vitamedia troppo breve per poter misurare il momento magnetico. L’elemento di matricedella transizione di dipolo magnetico Σ0 → Λ0γ si puo calcolare nel modello a quarke il risultato e in accordo con quello che si ottiene dalla misura della larghezza didecadimento.

277

Massa dei quark costituenti

Dal confronto tra la previsione del modello e i risultati sperimentali dei momentimagnetici dei barioni si puo dare una stima della massa dei quark

mu ≈ md ≈ 330 ms ≈ 500 MeV/c2

Questo valore deve essere inteso come la massa dei costituenti quando sono legatinegli stati adronici.

3.2.4 Le masse degli adroni

Se la simmetria SU(3) fosse esatta le masse degli adroni dello stesso multiplettoJP sarebbero uguali, invece sono piuttosto diverse. Se consideriamo come assi disimmetria la terza componente dell’isospin I3 e l’ipercarica Y possiamo esprimere lamassa come m0+δmI+δmY . La differenza di massa di adroni dello stesso multiplettodi isospin e associata al diverso stato di carica elettrica Q, e δmI e di pochi MeV .Questo suggerisce che la massa dei quark u e d sia approssimativamente uguale, conmd > mu perche la massa aumenta con il numero di quark d. La differenza di massadi adroni con ipercarica diversa e piu grande, δmY = 100 ÷ 200 MeV , e questoindica che la massa del quark s e maggiore: ms ∼ mu + δmY .

La differenza di massa di adroni nello stesso multipletto deve dipendere da quan-tita invarianti di SU(3), cioe il modulo dell’isospin e l’ipercarica, e si puo esprimerecome combinazione lineare di queste secondo la legge di Gell-Mann−Okubo

δm = m1Y + m2

[I(I + 1) + Y 2/4

]

Per analizzare la differenza di massa che dipende da Y e non dipende da Q convieneconsiderare come assi di simmetria la terza componente dell’U-spin U3 (ottenutoruotando l’asse I3 di 120) e la carica Q. In questa rappresentazione Y = Q/2 + U3.Il decupletto dei barioni 3/2+ e rappresentato in Fig.3.8; la differenza di massa deimultipletti di U-spin e approssimativamente uguale

mΩ −mΞ∗ = mΞ∗ −mΣ∗ = mΣ∗ −m∆ ' 150 MeV

e questa osservazione e alla base della previsione di Gell-Mann dell’esistenza delbarione Ω− con massa ' 1670 MeV .

Per l’ottetto dei barioni 1/2+ (Fig.3.15) occorre distinguere i due stati di singo-letto e di tripletto di U-spin. Questi si possono esprimere come combinazioni linearidegli stati di isospin Σ0 e Λ0: Σ0

U = aΣ0 + bΛ0, Λ0U = −bΣ0 + aΛ0:

• n, p formano un doppietto I = 1/2,

• Σ−, Σ0, Σ+ formano un tripletto I = 1 e Λ0 e il singoletto,

• p, Σ+ formano un doppietto U = 1/2,

• n, Σ0U , Ξ0 formano un tripletto U = 1 e Λ0

U e il singoletto.

278

-1 0

+1

0

Y

I3+1

-1

p

ΞΞΞΞ -

n


oΞΞΞΞ

-10

+1

0

U3

+1

-1

p

ΞΞΞΞ -

n


oΞΞΞΞQ

U U

Q = Y/2 + I3 Y = Q/2 + U3

Figure 3.15: Ottetto dei barioni 1/2+.

Utilizzando gli operatori di salto del momento angolare

J±|J, J3〉 = [J(J + 1)− J3(J3 ± 1)]1/2 |J, J3 ± 1〉

e tenendo conto che [I+, U−] = 0, si ha

• I+|n〉 = I+|1/2,−1/2〉 = |1/2, +1/2〉 = |p〉;• U−I+|n〉 = U−|p〉 = U−|1/2, +1/2〉 = |1/2,−1/2〉 = |Σ+〉;• U−|n〉 = U−|1, +1〉 =

√2|1, 0〉 =

√2Σ0

U =√

2|aΣ0 + bΛ0〉;• I+U−|n〉 = I+

√2|aΣ0 + bΛ0〉 =

√2aI+|1, 0〉 =

√2a√

2|1, 1〉 = 2a|Σ+〉

da cui si deduce a = 12, b = ±

√3

2, e quindi

Σ0U =

Σ0 +√

3Λ0

2Λ0

U =−√3Σ0 + Λ0

2

Per la simmetria di U-spin: mΞ0 −mΣ0U

= mΣ0U−mn, ovvero

mΞ0 + mn

2=

mΣ0 + 3mΛ0

4

I valori, 1127 e 1135 MeV, confermano la validita della legge di Gell-Mann−Okubo.Per applicare le stesse regole di simmetria ai mesoni, occorre notare che nell’equazione

del moto compare il quadrato della massa e non la massa come nel caso dei fermioni.Inoltre esistono tre mesoni combinazioni neutre qq dello stesso sapore. Mentre e ev-idente che π0 e ρ0 fanno parte dell’ottetto, non e ovvio quale degli altri due mesonidi isospin I = 0 assegnare all’ottetto e quale al singoletto. Le masse dei mesonipseudoscalari e dei mesoni vettori sono riportate nella tabella insieme ai principali

279

modi di decadimento

I m → BR I m → BRπ0 1 135.0 γγ 0.99 ρ0 1 775.8 π+π− 1.00η 0 547.7 γγ 0.39 ω 0 782.6 π+π0π− 0.89

π0π0π0 0.32 π0γ 0.09π+π0π− 0.23

η′ 0 957.8 ηπ+π− 0.44 φ 0 1019.4 K+K− 0.49ηπ0π0 0.21 K0

LK0S 0.34

ρ0γ 0.30 π+π0π− 0.15

Se applichiamo la formula precedente, la massa dello stato |0, 0〉 dell’ottetto e

m28P =

4m2K0 −m2

π0

3m2

8V =4m2

K∗0 −m2ρ0

3

i valori sono: m8P = 569 MeV 6= mη,mη′ ; m8V = 930 MeV 6= mω,mφ e quindinessuno dei due e uno stato di ottetto o singoletto. Invertendo l’argomento, pos-siamo utilizzare i valori di m8 per determinare la combinazione degli stati qq cherappresentano i mesoni. I mesoni ω e φ sono combinazioni lineari degli stati |0, 0〉1e |0, 0〉8

φ = cos θ|1〉+ sin θ|8〉 |1〉 = (uu + dd + ss)/√

3

ω = − sin θ|1〉+ cos θ|8〉 |8〉 = (uu + dd− 2ss)/√

6

e analogamente per i mesoni η e η′. I valori delle masse sono

m2φ = m2

1 cos2 θ + m28 sin2 θ + m2

18 2 sin θ cos θm2

ω = m21 sin2 θ + m2

8 cos2 θ −m218 2 sin θ cos θ

0 = −m21 sin θ cos θ + m2

8 sin θ cos θ + m218(cos2 θ − sin2 θ)

e, risolvendo il sistema di equazioni, si ottiene

tan2 θP =m2

8 −m2η

m2η′ −m2

8

tan2 θV =m2

8 −m2ω

m2φ −m2

8

θP = −11, θV = −50, per cui (con buona approssimazione) la rappresentazionedei mesoni e

π0 η η′ ρ0 ω φuu−dd√

2uu+dd−ss√

3uu+dd+2ss√

6uu−dd√

2uu+dd√

2ss

Questo spiega la piccola differenza di massa ρ-ω e il motivo per cui il mesone φdecade prevalentemente in stati KK anche se il decadimento φ → πππ ha un fattoredi spazio delle fasi molto maggiore.

Gli adroni rappresentati dalla stessa combinazione di quark appartenenti a mul-tipletti JP diversi hanno valori di massa diversi, ad esempio m∆+ 6= mp. Questo

280

indica che la massa dipende dallo stato di spin dei quark. Nel caso dell’interazioneelettromagnetica, la differenza di energia dei livelli della struttura iperfina e originatadall’interazione tra i momenti magnetici (capitolo ???)

∆E =2

3~µ1 · ~µ2 |ψ(0)|2 =

8πα

3

~s1 · ~s2

m1m2

|ψ(0)|2

dove ψ(0) e il valore della funzione d’onda dello stato legato 1-2 a distanza r = 0e ~µ = 2 e

2m~s e il momento magnetico di un fermione di massa m. L’interazione tra

quark all’interno degli adroni puo essere rappresentata dal potenziale (capitolo ???)

Uqq(r) = −4αs

3rUqqq(r) = −2αs

3r

dove αs e la costante di accoppiamento dell’interazione adronica. Seguendo l’analogiasi ha

∆Emesone =32παs

9|ψm(0)|2 ~s1 · ~s2

m1m2

∆Ebarione =16παs

9|ψb(0)|2 ∑

j<k

~sj · ~sk

mjmk

Quindi in generale possiamo esprimere la massa di mesoni e barioni

m(q1q2) = m1 + m2 + a~s1 · ~s2

m1m2

m(q1q2q3) = m1 + m2 + m3 + b∑

j<k

~sj · ~sk

mjmk

Il prodotto scalare degli spin si ottiene dalla relazione

~J 2 = (~s1 + ~s2 + ~s3)2 = s2

1 + s22 + s3

2 + 2(~s1 · ~s2 + ~s2 · ~s3 + ~s3 · ~s1)

J = 0 1 1/2 3/2∑~sj · ~sk = −3/4 +1/4 −3/4 +3/4

Facendo l’ipotesi aggiuntiva mu = md, si ha, per i mesoni:

π : mπ = 2mu − 34

am2

u

K : mK = mu + ms − 34

amums

η : uu+dd−ss√3

; mη = 43mu + 2

3ms − 1

2a

m2u− 1

4a

m2s

η′ : uu+dd+2ss√6

; mη′ = 23mu + 4

3ms − 1

4a

m2u− 1

2a

m2s

ρ ω : uu∓dd√2

; mρ+mω

2= 2mu + 1

4a

m2u

K∗ : mK∗ = mu + ms + 14

amums

φ : mφ = 2ms + 14

am2

s

per i barioni:

281

N : mN = 3mu − 34

bm2

u

Λ : lo stato e antisimmetrico per lo scambio u ↔ d, quindi Jud = 0, ~su·~sd = −3/4,(~su + ~sd) · ~ss = 0; mΛ = 2mu + ms − 3

4b

m2u

Σ : lo stato e simmetrico per lo scambio u ↔ d, quindi Jud = 1, ~su · ~sd = +1/4,(~su + ~sd) · ~ss = −3/4− 1/4 = −1; mΣ = 2mu + ms + 1

4b

m2u− b

mums

Ξ : analogo al precedente scambiando u ↔ s; mΣ = mu + 2ms + 14

bm2

s− b

mums

∆ : nel caso di spin 3/2 ciascuna coppia di quark contribuisce con un termine+1/4, m∆ = 3mu + 3

4b

m2u

Σ∗ : mΣ∗ = 2mu + ms + 14

bm2

u+ 1

2b

mums

Ξ∗ : mΞ∗ = mu + 2ms + 14

bm2

s+ 1

2b

mums

Ω : mΩ = 3ms + 34

bm2

s

I valori delle masse che si ottengono sono leggermente diversi nei due casi

mu (GeV ) ms (GeV ) GeV 3

mesoni 0.31 0.49 a = 0.060barioni 0.36 0.54 b = 0.026

I parametri a e b sono determinati dal valore di αs e dalla dimensione dell’adrone.Se assumiamo che la funzione d’onda soluzione del potenziale sia del tipo ψ(r) =

1√πR3

e−r/R (appendice 4.11) si ha

a =32αs

9

(hc)3

R3m

b =16αs

9

(hc)3

R3b

Introducendo i valori del raggio quadratico medio dei mesoni e dei barioni si haαs = 0.5÷ 1.

3.2.5 Colore dei quark

Il modello a quark riproduce i numeri quantici degli adroni assumendo che i quarkcostituenti siano fermioni di spin 1/2. Inoltre la previsione dei momenti magneticie basata sull’ipotesi che siano puntiformi. La verifica sperimentale di queste ipotesie presentata nel capitolo ???. Ma quark identici si trovano in uno stato simmetricorispetto allo scambio di coordinate, spin e sapore e questo non e possibile.

In effetti i quark sono caratterizzati da un’altro numero quantico: la carica adron-ica che e la sorgente del campo dell’interazione adronica. Questa carica e chiamatacolore. Per rendere antisimmetriche le combinazioni dei quark che corrispondonoagli stati degli adroni, occorre che ci siano tre colori: ciascun sapore di quark esistein tre stati di colore. Questi sono di solito indicati con rosso, blu e giallo R, B, G.

282

La simmetria degli stati di colore e la stessa simmetria SU(3) (introdotta per glistati di sapore). I generatori della simmetria sono otto e corrispondono agli ottomodi con cui i colori dei quark possono interagire tra loro

RB BG GR (RR−BB)/√

2

BR GB RG (RR + BB − 2GG)/√

3

Oltre a questi esiste lo stato simmetrico, singoletto di colore, (RR + BB + GG)/√

3in cui le tre combinazioni incolori hanno lo stesso peso.

I colori dei quark sono le sorgenti dell’interazione adronica e l’interazione etrasmessa con otto campi bosonici chiamati gluoni. (Il nome ha origine dalla naturadell’interazione: gli adroni interagiscono fortemente quando sono ”incollati”). Perspiegare perche nelle interazioni degli adroni non si osserva un’intensa radiazione dicolore si fa l’ipotesi che le particelle osservate siano sempre in uno stato incolore.Per gli stati dei mesoni, questo corrisponde alle combinazioni qR

1 qR2 , . . .. Gli stati dei

barioni sono rappresentati dalle combinazioni antisimmetriche ΣRBG εRBGqR1 qB

2 qG3

in cui sono presenti i tre colori.

Esempio: decadimento π0 → γγ

I quark sono dotati di carica elettrica e quindi sono anche autostati dell’interazioneelettromagnetica. Come verifica dell’esitenza di tre stati di colore consideriamo ildecadimento elettromagnetico del mesone π neutro (capitolo ???). Lo stato inizialee costituito dalla combinazione di coppie quark-antiquark: π0 = (uu− dd)/

√2. La

transizione qq → γγ (Fig.3.16) e simile a quella del positronio, ma occorre tenerconto della carica frazionaria dei quark, del numero di stati di colore, Nc, e dellafunzione d’onda della coppia qq nel pione, fπ

〈γγ| Hem |(uu− dd)/√

2〉 ∝ fπNc√

2

(4e2

9− e2

9

)

La larghezza di decadimento e quindi proporzionale al quadrato del numero di colori:Γ(π0 → γγ) ∝ |fπ|2N2

c α2/18. Il confronto con il valore misurato indica che il numerodi colori e Nc = 3.

Qe

Qe

q

q

γγγγ

γγγγππππ0

Figure 3.16: Decadimento π0 → γγ nel modello a quark

283

3.3 Interazioni deboli

Il modello a quark ha portato una notevole semplificazione nel panorama delle par-ticelle: gli adroni non sono particelle elementari ma sono costituiti da fermionidi spin 1/2 puntiformi, come i leptoni, ma dotati di una carica di colore sorgentedell’interazione adronica. L’interazione adronica avviene mediante lo scambio digluoni, bosoni di spin 1. I quark sono dotati di carica elettrica e quindi partecipanoanche all’interazione elettromagnetica. Gli adroni sono soggetti anche all’interazionedebole: esempi sono il decadimento β dei nuclei, il decadimento del pione e delleparticelle strane. In questi decadimenti sono emessi leptoni µ±, e±, ν, ν, quindianch’essi soggetti all’interazione debole.

L’interazione debole e universale: coinvolge tutti i fermioni, quark e leptoni, e lacostante di accoppiamento e la stessa per quark e per leptoni: la costante universaledi Fermi.

3.3.1 Decadimento del muone

Nella teoria di Fermi la hamiltoniana di interazione e costruita con due correntifermioniche, J+ e J−, che si comportano come gli operatori dell’isospin G± = G1 ±iG2: cambiano la carica elettrica di una unita

G+u = 0 G+d = u G−u = d G−u = 0

l’interazione debole e quindi mediata da due bosoni dotati di carica elettrica, chia-mati W± (W indica weak).

Nel decadimento β−, AZX → A

Z+1Y e− νe, un neutrone del nucleo X si trasformain un protone del nucleo Y emettendo un bosone W− che produce la coppia leptone-antileptone e−νe. E analogamente per il decadimento β+. Lo stesso avviene con iquark, ad esempio nel decadimento del neutrone un quark d si trasforma in un quarku emettendo un bosone W−

n = udd → ud uW− → udu e−νe = pe−νe

e analogamente per un protone legato in un nucleo. La vita media del decadimentoβ, derivata nel capitolo ???, e

h

τ=

G2

2π3|Mif |2

∫ pmax

o(. . .) dpe

dove Mif e l’elemento di matrice della transizione adronica e l’integrale, nel limitepmax À mec, e proporzionale a p5

max (legge di Sargent). Le transizioni β, rappresen-tate in modo grafico in Fig.3.17, sono simili al decadimento del muone. In questocaso sono coinvolti solo leptoni (Fig.4.32) e il calcolo dell’elemento di matrice nonha incertezze dovute a effetti di interazione adronica. La probabilita di decadimentodel muone e

d2Γ(µ±)

dEe d cos θ=

4π2 G2F

3(2π)5[(3mµ − 4Ee)∓ (mµ − 4Ee) cos θ]

1± he

2mµpeEe

284

udd

udu

νννν

e

duu

dud

νννν

e

e e

Figure 3.17: Decadimento β− del neutrone e decadimento β+ di un protone legatonel nucleo

dove θ e l’angolo tra lo spin del muone e l’impulso dell’elettrone e he = ~se · ~pe/sepe

e l’elicita dell’elettrone. I positroni sono emessi con elicita he+ = +1 e gli elettronicon elicita he− = −1. L’elettrone ha impulso massimo quando e emesso in direzione

νννν

e

νννν

eµµµµ

e

ννννµµµµ

µµµµ

ννννµµµµ

e

Figure 3.18: Decadimento del muone

opposta ai due neutrini e poiche me ¿ mµ si ha Emax ' pmax ' mµ/2. Introducendola variabile adimensionale ε = Ee/Emax si ha

d2Γ(µ±)

dε d cos θ=

G2F m5

µ

192π3[(3− 2ε)∓ (1− 2ε) cos θ] ε2

La distribuzione in energia dell’elettrone aumenta con ε ed e massima per ε = 1

dΓ

dε=

G2F m5

µ

192π32 (3− 2ε) ε2

La distribuzione angolare mostra che l’elettrone [positrone] ha maggiore probabilitadi essere emesso nella direzione opposta [concorde] a quella dello spin del muone

dΓ(µ±)

d cos θ=

G2F m5

µ

192π3

1

2

(1± cos θ

3

)

Nel limite β → 1 l’elicita si conserva in una interazione vettoriale o assialvettoriale(appendice 4.18) e questo fa in modo che l’elettrone sia emesso con impulso medi-amente maggiore di quello dei neutrini e che la direzione di emissione sia correlatacon quella dello spin del muone come illustrato in Fig.3.19. La vita media del muonedipende solo dalla massa e dalla costante universale di Fermi GF ; questa e appuntodeterminata dalla misura di τµ

Γ(µ → eνν) =h

τµ

=G2

F m5µ

192π3⇒ GF = 1.16639± 0.0001× 10−5 GeV −2

285

e

ννννννννµµµµ

e sµµµµ s s sνννν ννννe

θθθθ

10.50 +10-1εεεε

ΓΓΓΓ εεεεd /d ΓΓΓΓ θθθθd /d cos

θθθθcos

Figure 3.19: Decadimento µ− → νµe−νe: distribuzione dell’energia dell’elettrone e

correlazione tra le direzioni dell’impulso e dello spin del muone

Il valore di GF e leggermente maggiore di quello che si ottiene dallo studio deidecadimenti β dei nuclei: l’accoppiamento del campo debole con i leptoni non eesattamente uguale a quello con i quark (W+ → e+νe = W+ → µ+νµ 6= W+ → ud).

3.3.2 Il propagatore dell’interazione debole

Nella teoria di Fermi dell’interazione a contatto il propagatore e costante, ma questonon puo descrivere le interazioni deboli a energia elevata. Consideriamo la diffu-sione elastica di neutrini da un bersaglio di elettroni νµe

− → µ−νe. Il quadratodell’energia totale s = (Pν + Pe)

2 e invariante. Nel riferimento del laboratorios = 2mec

2Eν . Nel centro di massa della reazione s = (2pc)2. A energia√

s À mec2

il neutrino e l’elettrone hanno la stessa elicita e impulsi opposti, quindi lo statodi momento angolare totale e J = 0: la sezione d’urto non dipende dall’angolo didiffusione. La sezione d’urto e

dσ

dΩ=

1

c

2π

h|〈µν|Hw|νe〉|2 p2

8π3h3c

L’elemento di matrice e lo stesso che interviene nel decadimento del muone ed e unacostante, quindi la sezione d’urto aumenta con l’energia

σ(νµe− → µ−νe) =

G2(hc)2

πs

Ma la sezione d’urto non puo superare il limite di unitarieta definito dallo sviluppoin onde parziali (capitolo ???)

σ ≤ 4π(hc)2

(pc)2

∑

`

(2` + 1)

Per un’interazione a contatto contribuisce solo lo stato ` = 0 e quindi si ha il vincoloG2s/π ≤ 16π/s , per cui il modello con interazione a contatto puo essere valido solo

per energie minori di√

s =√

4π/G ≈ 103 GeV . Di qui la necessita di introdurre un

propagatore dell’interazione, ad esempio nella forma (1 + q2/M2)−1 (M e la massadel bosone mediatore dell’interazione), in modo che per valori dell’impulso trasferitoq > M la sezione d’urto diminuisca proporzionalmente a G2(1 + q2/M2)−2.

286

3.3.3 Decadimenti leptonici dei mesoni

I mesoni pseudoscalari decadono per interazione debole. La tabella indica i modi didecadimento con solo leptoni nello stato finale, le frazioni di decadimento e la vitamedia

∆S = 0 π+ → µ+νµ 1.00 π+ → e+νe 1.23 10−4 τ = 2.60 10−8 s∆S = 1 K+ → µ+νµ 0.635 K+ → e+νe 1.55 10−5 τ = 1.24 10−8 s

La stranezza non si conserva nell’interazione debole: esistono decadimenti con ∆S =0 e decadimenti con ∆S = 1. Poiche l’interazione e mediata da un bosone carico letransizioni tra quark sono

∆S = 0 u ↔ d ∆S = 1 u ↔ s

e non esistono transizioni deboli d ↔ s. (Fig.3.20). Prendendo come esempio il

ud

s

Y

I3

u d

s

Y

I3

Figure 3.20: Transizioni deboli dei quark con ∆S = 0 e ∆S = 1

decadimento π+ → µ+νµ, la larghezza e

dΓ(π → µν) = costante× |〈µν|Hw|ud〉|2 p2 dp

dEdΩ

I mesoni π e K hanno spin zero e quindi la probabilita di decadimento non dipendedall’angolo di emissione. I mesoni hanno parita negativa e quindi l’elemento dimatrice e di tipo assialvettoriale. I decadimenti leptonici dei mesoni pseudoscalarisono rappresentati in Fig.3.21. L’impulso del muone e del neutrino e p = (M2 −

d

u µµµµ

ννννµµµµ

ππππ

s

u µµµµ

ννννµµµµ

K

Figure 3.21: Rappresentazione grafica dei decadimenti leptonici dei mesoni π e K

m2)/2M (M e la massa del mesone, m e la massa del leptone carico). Il fattore dispazio delle fasi e

p2 dp

dE=

(M2 −m2)2

4M2

M2 + m2

2M2

287

L’elemento di matrice dipende dalla costante di accoppiamento, e dalla funzioned’onda dei quark nel pione fπ. Inoltre occorre tener conto che in uno stato dimomento angolare totale J = 0 i leptoni sono emessi con la stessa elicita. Il neutrinoe un autostato di elicita hν = −1. La probabilita che il µ+ (antifermione) abbiaelicita negativa e

1− βµ

2=

m2

M2 + m2

Quindi la larghezza di decadimento e proporzionale al quadrato della massa delleptone. Questo spiega perche i decadimenti in elettrone siano fortemente sop-pressi rispetto ai decadimenti in muone. Introducendo i vari fattori, la larghezza deidecadimenti leptonici dei mesoni pseudoscalari e

Γ(π → `ν) =G2

d

8πf 2

πmπ m2`(1−m2

`/m2π)2 Γ(K → `ν) =

G2s

8πf 2

KmK m2`(1−m2

`/m2K)2

Nel primo caso (∆S = 0) si ha una transizione ud → W+ → `+ν: la costanteGd e quella del decadimento β dei nuclei. Nel secondo caso (∆S = 1) si ha unatransizione us → W+ → `+ν e la costante Gs non e necessariamente uguale a Gd.Il rapporto tra queste costanti si puo estrarre dai risultati sperimentali

Γ(K → µν)

Γ(π → µν)=

BR(K → µν)

BR(π → µν)

τπ

τK

= 1.33 =G2

s

G2d

f 2KmK

f 2πmπ

(1−m2µ/m

2K)2

(1−m2µ/m

2π)2

Il rapporto che si ottiene dai decadimenti leptonici dei mesoni pseudoscalari per letransizioni di tipo assiale e

|A(∆S = 1)|2|A(∆S = 0)|2 =

G2s

G2d

≈ 0.05

dove la maggiore incertezza deriva dalla conoscenza delle funzioni d’onda, chiamate(impropriamente) costanti di decadimento, fπ ' 130 MeV e fK ' 160 MeV .

Fasci di neutrini

I neutrini sono fermioni puntiformi soggetti solo all’interazione debole ed e quindidi grande interesse avere a disposizione intensi fasci di neutrini per studiarne leinterazioni su bersagli di nuclei o di elettroni. Il metodo di produrre fasci di neutrinie stato suggerito da Bruno Pontecorvo e Melvin Schwarz (Fig.3.22).

Se si invia un fascio di protoni di alta energia su un bersaglio si producono mesoniπ± e K±. I mesoni emessi in avanti con impulso elevato si possono selezionare conun opportuno sistema magnetico, una lente magnetica, che ha il fuoco nel bersaglioe produce un fascio quasi parallelo di mesoni con carica elettrica positiva oppurenegativa. I mesoni decadono a valle del bersaglio: quelli di carica positiva producononeutrini νµ, quelli di carica negativa antineutrini νµ. Scegliendo la polarita della lentesi selezionano νµ oppure νµ.

Il cammino di decadimento dei mesoni e λ = (p/mc)cτ , tipicamente di alcunecentinaia di metri. A valle del bersaglio si lascia un lungo spazio vuoto in cui gran

288

ππππ

ππππ

ππππ

ππππ

µµµµ

ννννprotonbeam

target

decay channel

magnetic lens absorberdetector

µµµµ

hadrons

Figure 3.22: Fascio di neutrini νµ.

parte dei mesoni decadono. In questo canale di decadimento si propagano i neutrini,i muoni e i mesoni che non sono decaduti. A valle del canale di decadimento c’eun lungo assorbitore di materiale di elevata densita in cui i mesoni residui sonoassorbiti per interazione nucleare e i muoni perdono energia per ionizzazione. Ineutrini, soggetti solo ad interazione debole, lo attraversano indisturbati.

Consideriamo un mesone con impulso p e energia E (E ≈ p). Nel riferimentodel mesone l’impulso e l’energia del neutrino e del muone sono

p∗ =M2 −m2

2M= E∗

ν E∗µ =

M2 + m2

2M

Il mesone ha spin zero e quindi la distribuzione angolare nel suo riferimento euniforme. Nel riferimento del laboratorio le componenti trasversa e longitudinaledell’impulso sono

pT = p∗ sin θ∗ pL = γp∗ cos θ∗ + βγE∗ =E

Mp∗ cos θ∗ +

p

ME∗

Tipicamente γ e molto grande e quindi pL À pT . La distribuzione della componentelongitudinale e uniforme

dn

dpL

=dn

d cos θ∗d cos θ∗

dpL

=1

2γp∗= costante

Il valore minimo dell’energia del neutrino si ha quando e emesso all’indietro nelriferimento del mesone (cos θ∗ = −1) pmin = 0; il valore massimo quando e emessoin avanti (cos θ∗ = +1) pmax = (2p∗/M)p.

Se invece si vuole selezionare un fascio di muoni si riduce lo spessore dell’assorbitorein modo da eliminare solo i mesoni. Il valore minimo dell’impulso e pµ

min = pνmax, e il

valore massimo e pari all’impulso del mesone. Si possono realizzare fasci di muoni,µ+ oppure µ−, con energia molto maggiore dei fasci di elettroni perche questi per-dono energia per irraggiamento ed e piu difficile raggiungere energie elevate. Inoltrei fasci di muoni sono naturalmente polarizzati: un µ+ con impulso minimo ha elicitapositiva e con impulso massimo ha elicita negativa, e l’inverso avviene per un µ−.

289

Due diversi neutrini

Uno dei primi esperimenti con un fascio di neutrini fu fatto nel 1961 da Lederman,Schwartz e Steinberger 7 e aveva lo scopo di verificare se i due neutrini emessi neldecadimento del muone fossero diversi. Se esiste un solo tipo di neutrino, questonell’interazione con i nuclei di un bersaglio puo produrre con unguale probabilitasia elettroni che muoni: σ(νN → e−X) = σ(νN → µ−X). Se invece i due neutrinisono diversi, il fascio contiene essenzialmente neutrini νµ perche i mesoni hannobassa probabilita di decadere in elettroni. In questo caso si deve ossevare solo laproduzione di muoni nello stato finale: νµN → µ−X. Questo e quanto si e osser-vato nell’esperimento per cui si puo concludere che esistono due distinte famiglie dileptoni e che il numero leptonico associato all’elettrone (e al neutrino νe) si conservaseparatamente da quello associato al muone (e al neutrino νµ).

leptoni

(νe

e−

) (νµ

µ−

)antileptoni

(νe

e+

) (νµ

µ+

)

3.3.4 La Parita non si conserva

La parita di uno stato non si conserva necessariamente nell’interazione debole.Questo fenomeno, osservato nel decadimento dei mesoni K±, e confermato dallostudio dei decadimenti β di nuclei polarizzati (capitolo ???). Un secondo esempioe il decadimento leptonico dei mesoni π e K, ad esempio π+ → µ+νµ (Fig.3.23). Ilpione ha spin zero e quindi µ+ e νµ hanno la stessa elicita negativa (il neutrino eautostato dell’elicita con hν = −1)

ππππ µµµµνννν ππππµµµµ νννν

ππππ µµµµνννν ππππµµµµ νννν

PP

CC CCPP

Figure 3.23: Decadimento π+ → µ+νµ

• se si applica a questo stato la trasformazione di parita, gli spin rimangonoinvariati e gli impulsi cambiano direzione: si ottiene uno stato in cui µ+ e νµ

hanno elicita positiva, questo non e uno stato possibile;

• se si applica allo stato iniziale la trasformazione di coniugazione di carica,π+ → π−, µ+νµ → µ−νµ, si ottiene un antineutrino nello stato di elicitanegativa: anche questo non e uno stato possibile;


290

• se si applicano le due trasformazioni, parita × coniugazione di carica, si passadallo stato µ+νµ con elicita negativa allo stato µ−νµ con elicita positiva chesono i soli due stati possibili.

Quindi l’interazione debole non rispetta la simmetria per parita ne quella per coni-ugazione di carica, ma rispetta la simmetria CP.

e



e


e

sµµµµ s s sνννν ννννe

e



e


e

sµµµµ s s sνννν ννννe

Figure 3.24: Decadimento µ− → νµe−νe

Lo stesso avviene per il decadimento del muone, µ− → νµe−νe (Fig.3.24). La

probabilita di decadimento dipende da una quantita pseudoscalare, il prodotto ~sµ·~pe,che si inverte per trasformazione di parita. Se si ha un µ− polarizzato, l’elettrone eemesso preferenzialmente nella direzione opposta allo spin ~sµ. Applicando la trasfor-mazione P , ~sµ non cambia direzione ma ~pe si inverte: non si ha la configurazionedel decadimento di partenza. Applicando la trasformazione C, cambia il segno dellacarica elettrica e la direzione del campo magnetico, ma non la direzione di emis-sione del positrone: di nuovo non si ha una configurazione possibile. Applicando latrasformazione CP si ottiene il decadimento µ+ → νµe

+νe con il positrone emessopreferenzialmente nella direzione dello spin del µ+.

Questo e stato verificato sperimentalmente. Il primo esperimento fu fatto daGarwin, Lederman e Weinreich nel 1957 pochi mesi dopo l’esperimento sul decadi-mento del 60Co polarizzato. Si usa un fascio di mesoni π+ di bassa energia e i pioniperdono tutta l’energia cinetica in un assorbitore di Carbonio ”C” prima di decadere(Fig.3.25). La coincidenza temporale di due rivelatori, ”A” e ”D”, posti lungo ladirezione di volo dei π+ prima e dopo l’assorbitore segnala che i µ+ sono emessiin avanti e quindi sono naturalmente polarizzati con elicita negativa. I µ+ per-dono l’energia cinetica e si arrestano in un secondo assorbitore, ”B”, dove decadonoµ+ → νµe

+νe. L’assorbitore e circondato da rivelatori, ”E” e ”F”, che segnalano ladirezione di emissione dei positroni. Tra questi rivelatori c’e uno spessore di ma-teriale e si possono selezionare i positroni con energia prossima al valore massimoEmax = mµ/2. Si osserva che questi sono emessi preferenzialmente nella direzioneopposta a quella del fascio di π+, cioe nella direzione dello spin dei µ+. Quindi ladirezione (e il modulo) dell’impulso del positrone, ~pe, e correlata con la direzione

291

ππππA D B

EF

C

e

µµµµ

Figure 3.25: Decadimento π+ → µ+νµ, µ+ → νµe+νe: misura della correlazione tra

l’impulso del positrone e lo spin del muone

dello spin del muone ~sµ secondo la previsione della teoria V − A dell’interazionedebole.

Per verificare che l’interpretazione del risultato fosse corretta, il secondo assor-bitore fu immerso in un campo magnetico con direzione normale alla linea di volodei π+. In questo caso il momento della forza che agisce sul momento magnetico delmuone, ~µµ∧ ~B, produce la precessione del momento magnetico attorno alla direzionedel campo e quindi anche la rotazione dell’impulso dell’elettrone con la stessa fre-quenza ω = gµeB/2mµ. Il risultato e che il numero di positroni rivelato ad un certo

angolo nel piano normale a ~B e modulato dalla frequenza ω. Con questo metodo fufatta la prima misura del fattore giromagnetico del muone, gµ, e fu dimostrato chee uguale a quello dell’elettrone, gµ ' 2.

3.3.5 Decadimenti semileptonici

Decadimenti semileptonici dei mesoni

I mesoni π e K possono decadere in un adrone e una coppia elettrone-antineutrino,come avviene nel decadimento β. La tabella indica i modi possibili e le relativefrazioni di decadimento

∆S = 0 π+ → π0e+νe 1.03 10−8

∆S = 1 K+ → π0e+νe 0.048 K+ → π0µ+νµ 0.032

I mesoni nello stato iniziale e finale hanno spin zero: si tratta di una transizione diFermi 0− → 0− e quindi l’elemento di matrice e di tipo vettoriale. Nelle transizionicon ∆S 6= 0 cambia l’isospin e la carica elettrica dell’adrone

s → u K− → π0e−νe ∆I = 1/2 ∆S = ∆Q = −1s → u K+ → π0e+νe ∆I = 1/2 ∆S = ∆Q = +1

La rappresentazione dei decadimenti semileptonici dei mesoni e mostrata in Fig.3.26.Nel caso del decadimento del mesone π si puo utilizzare l’approssimazione della leggedi Sargent con pmax ' ∆m = mπ+−mπ0 À me. Nel secondo caso l’approssimazionecon pmax = (mK/2)(1 − m2

π/m2K) e meno accurata. Le larghezze di decadimento

sono

Γ(π+ → π0e+νe) ' 2G2

d

2π3

∆m5

30Γ(K+ → π0e+νe) ' G2

s

48π3

m5K(1−m2

π/m2K)5

32

292

ud

uu

νννν

e

e

u

dd

νννν

e

e

s

du

uu

νννν

e

e

ππππ ππππ o

ππππ o

K

Figure 3.26: Rappresentazione grafica dei decadimenti semileptonici π+ → π0e+νe

e K+ → π0e+νe

Il valore misurato del rapporto tra le larghezze di decadimento e

Γ(K+ → π0e+νe)

Γ(π+ → π0e+νe)=

BR(K+ → π0e+νe)

BR(π+ → π0e+νe)

τπ

τK

= 9.9 106

Da questo si ottiene che il rapporto tra le costanti di accoppiamento per le transizionidi tipo vettoriale e simile a quello per le transizioni di tipo assiale

|V (∆S = 1)|2|V (∆S = 0)|2 =

G2s

G2d

≈ 0.05

Decadimenti semileptonici dei barioni

Anche i barioni con stranezza decadono β come il neutrone. I grafici sono simili aquelli della Fig.3.17. Esempi dei modi semileptonici con ∆S = 0 e ∆S = 1 e dellefrazioni di decadimento sono

∆m (MeV ) BR τ (s)∆S = 0 n → pe−νe 1.29 1 887

Σ+ → Λ0e+νe 73.7 0.20 10−4 0.80 10−10

Σ− → Λ0e−νe 81.7 0.57 10−4 1.48 10−10

∆S = 1 Λ0 → pe−νe 177.4 8.32 10−4 2.63 10−10

Σ− → ne−νe 257.8 1.02 10−3 1.48 10−10

Ξ0 → Σ+e−νe 125.5 2.7 10−4 2.90 10−10

Ξ− → Λ0e−νe 205.6 5.63 10−4 1.64 10−10

Ξ− → Σ0e−νe 128.7 0.87 10−4 1.64 10−10

Gli antibarioni decadono allo stesso modo negli stati coniugati di carica, ad esempio:Σ+ → Λ0e−νe, Λ0 → pe+νe, . . . Esistono anche i decadimenti con muoni nello statofinale, ad esempio Λ0 → pµ−νµ, che confermano che gli accoppiamento dei doppiettidi leptoni (µ−, νµ), (e−, νe) sono identici. Le relazioni ∆I = 1/2, ∆Q = ∆S, sonovalide per tutti i decadimenti con ∆S = 1 osservati. Ad esempio, non si osservano idecadimenti Σ+ → ne+νe, Ξ0 → Σ−e+νe.

293

I barioni nello stato iniziale e finale sono 1/2+ e quindi l’elemento di matrice euna combinazione di transizioni vettoriali e assiali. Per questi decadimenti la legge diSargent e una buona approssimazione perche il barione nello stato finale assorbe unapiccola frazione dell’energia cinetica e ∆m À me, per cui Γ ' (G2/2π3) (∆m5/30).Il rapporto tra le costanti di accoppiamento G(∆S = 1)/G(∆S = 0) si ottiene daidati della tabella. Ad esempio

Γ(Σ− → ne−νe)/∆m5Σn

Γ(Σ− → Λ0e−νe)/∆m5ΣΛ

' 0.05 ' G2s

G2d

Anche nel caso dei decadimenti semileptonici dei barioni si conferma che gli elementidi matrice delle transizioni ∆S = 1 e ∆S = 0 sono diversi e che il rapporto tra lecostanti di accoppiamento, G2

s/G2d ≈ 0.05 e lo stesso indipendentemente dal tipo di

transizione tra adroni: quindi deve riflettere una proprieta dei quark costituenti.

3.3.6 L’angolo di Cabibbo

L’analisi dei decadimenti semileptonici di mesoni e barioni fornisce un quadro co-erente con l’ipotesi che questi siano costituiti di quark. Inoltre sia i decadimentileptonici che quelli semileptonici mostrano che l’accoppiamento dei doppietti di lep-toni (e−, νe), (µ−, νµ), con il campo debole e lo stesso. I leptoni sono autostatidell’interazione debole e i quark sono autostati dell’interazione adronica. NicolaCabibbo nel 1964 mostro che i quark sono anche autostati dell’interazione debole.Se i leptoni e i quark sono le sorgenti dell’interazione debole

• l’accoppiamento degli elettroni al campo debole e proporzionale a una caricadebole, geν ;

• l’accoppiamento dei muoni e proporzionale a gµν e queste due cariche sonouguali: gµν = geν ;

• l’accoppiamento dei quark (u, d) genera le transizioni con ∆S = 0 ed e pro-porzionale a gud;

• l’accoppiamento dei quark (u, s) genera le transizioni con ∆S = 1 ed e pro-porzionale a gus.

Gli elementi di matrice delle transizioni che coinvolgono solo leptoni sono proporzion-ali alla costante di Fermi: 〈f |Hw|i〉 ∝ g2

`ν = GF . Gli elementi di matrice dei processisemileptonici sono

〈f |Hw|i〉∆S=0 ∝ geν gud = Gd 〈f |Hw|i〉∆S=1 ∝ geν gus = Gs

L’ipotesi di Cabibbo (Fig.3.27) e che l’interazione debole sia universale, cioe che unsolo parametro, la costante universale di Fermi (che nel seguito e indicata con G),descriva l’accoppiamento del campo debole a leptoni e quark

G = g2eν = g2

ud + g2us ⇒ gud = geν cos θc gus = geν sin θc

294

e νννν µµµµ ννννµµµµe du su

g eνννν g ud g usgµµµµνννν

Figure 3.27: Accoppiamento debole dei leptoni (e−, νe), (µ−, νµ) e dei quark (u, d),(u, s)

Quindi i quark sono anche autostati dell’interazione debole se considerati comeun doppietto composto dal quark up con carica elettrica +2/3 e da un nuovo quarkdown combinazione lineare dei quark con carica −1/3: d′ = d cos θc+s sin θc. Questocorrisponde ad una rotazione che conserva il modulo: l’intensita dell’accoppiamentodei quark con il campo debole e la stessa dei leptoni. (Il significato dell’altro stato”ruotato”, −d sin θc + s cos θc, sara chiarito piu avanti). L’angolo di rotazione echiamato angolo di Cabibbo e il suo valore e determinato dalla misure delle larghezzedi decadimento degli adroni

sin θc = 0.220± 0.002

Gli autostati dell’interazione debole si possono rappresentare con tre doppietti

leptoni

(νe

e−

) (νµ

µ−

)quark

(u

d cos θc + s sin θc

)

3.3.7 Decadimenti non leptonici

Le particelle strane decadono per interazione debole anche in stati che contengonosolo adroni, e a questo devono il loro nome. Nelle transizioni s ↔ u, s ↔ u, cambial’isospin, la stranezza e la carica elettrica dei quark e questo si riflette nelle relazioni

|∆I| = 1/2 ∆S = ∆Q

gia osservate per i decadimenti semileptonici. La costante di accoppiamento eG sin θc.

L’interazione debole non conserva l’isospin, ma produce uno stato con isospin~I = ~Ii + ∆~I. L’interazione adronica conserva l’isospin e quindi gli adroni nellostato finale hanno isospin |I, I3〉 e si formano con probabilita relative definite daicoefficienti di Clebsch-Gordan.

Esempio: decadimento Λ0 → pπ−, Λ0 → nπ0

La transizione con ∆S = 1 e Λ0 = uds → uduW− → uduud, questo e uno statopione-nucleone. Il barione Λ0 ha isospin IΛ = 0 e decade in uno stato con isospinI = 1/2. Lo stato pione-nucleone ha numero barionico A = +1, carica Q = 0 eterza componente dell’isospin I3 = Q − Y/2 = −1/2; ci sono due combinazioni:p(uud)π−(ud) e n(udd)π0(uu)

|1/2,−1/2〉 =√

1/3 |π0n〉 −√

2/3 |π−p〉

295

La larghezza di decadimento e proporzionale alla costante di accoppiamento debole,al quadrato dell’elemento di matrice tra lo stato |1/2,−1/2〉 e lo stato adronico, eal fattore dello spazio delle fasi. Questo, per un decadimento in due particelle, eproporzionale all’impulso nel centro di massa (appendice 4.21)

Γ(Λ0 → pπ−) = costante × G2sin2θc |〈pπ−|1/2,−1/2〉|2 ppπ−

Γ(Λ0 → nπ0) = costante × G2sin2θc |〈nπ0|1/2,−1/2〉|2 pnπ0

Per cui si ha Γ(Λ0 → nπ0)/Γ(Λ0 → pπ−) = pnπ0/2ppπ− ' 1/2. I valori sperimentalidelle frazioni di decadimento sono BR(Λ0 → nπ0) = 0.358, BR(Λ0 → pπ−) = 0.639.

Esempio: decadimento K0 → π+π−, K0 → π0π0

Allo stesso modo si ottiene un buon accordo con i valori sperimentali delle frazionidi decadimento K0 → ππ. Il mesone K ha isospin I = 1/2: lo stato ππ ha I = 0oppure I = 1 con terza componente I3 = Q−Y/2 = 0. Ma lo stato di due pioni conmomento angolare totale J = 0, simmetrico per lo scambio delle coordinate, deveessere anche simmetrico nello spazio dell’isospin; quindi Iππ = pari = 0. Lo stato|0, 0〉 ha pesi uguali per i tre stati ππ

|0, 0〉 =π+π− − π0π0 + π−π+

√3

⇒ Γ(K0 → π0π0)

Γ(K0 → π+π−)=

poo

2p+−' 1

2

I valori sperimentali delle frazioni di decadimento sono: BR(K0 → π0π0) = 0.314,BR(K0 → π+π−) = 0.686.

Esempio: decadimento dei barioni Σ

Le larghezze del decadimento adronico dei barioni Σ sono approssimativamenteuguali: Γ(Σ+ → pπ0) ' Γ(Σ+ → nπ+) ' Γ(Σ− → nπ−). Il barione Σ+ havita media τ+ = 0.80 10−10 s e frazioni di decadimento BR(Σ+ → pπ0) = 0.516,BR(Σ+ → nπ+) = 0.483. Il barione Σ− ha un solo modo di decadimento e quindivita media pari a circa il doppio, τ− = 1.48 10−10 s.

3.3.8 Decadimenti dei mesoni K neutri

I mesoni K0, K0, sono prodotti in interazioni adroniche che conservano la stranezza,ad esempio

π−p → K0Λ0 π+p → K0K+p

quindi sono distinguibili: e possibile conoscere se si e prodotto un K0 oppure un K0

osservando le particelle associate. Inoltre, una volta prodotti, e possibile distinguerliperche nelle interazioni con bersagli di nuclei producono particelle con stranezzaopposta e con sezioni d’urto diverse, σ(K0N) < σ(K0N) perche nel secondo casoesistono piu stati finali

K0p → K0p K+n K0p → K0p π+Λ0 π+Σ0 π0Σ+ . . .K0n → K0n K0n → K0n K−p π0Λ0 π0Σ0 π−Σ+ . . .

296

I mesoni K neutri decadono per interazione debole e seguono le stesse leggi osservateper i decadimenti degli altri mesoni e dei barioni. Possono decadere in stati ππoppure in stati πππ

K0

K0 → π+π− π0π0 K0

K0 → π+π0π− π0π0π0

e in effetti si osservano tutti questi decadimenti, ma i decadimenti nello stato ππavvengono con vita media (τShort) molto piu breve di quella (τLong) dei decadimentinello stato πππ

K0 (K0) → ππ τS = 0.89 10−10 s K0 (K0) → πππ τL = 5.2 10−8 s

Ma questo non e possibile se a decadere e la stessa particella. In effetti K0 e K0 nonsono autostati della simmetria CP e quindi non possono decadere per interazionedebole che conserva CP . Invece gli stati finali ππ e πππ sono autostati di CP conautovalori diversi. I pioni sono prodotti in uno stato di momento angolare totaleJ = 0

• per lo stato ππ, la coniugazione di carica corrisponde all’inversione delle coor-dinate, quindi CP |ππ〉 = +|ππ〉;

• per lo stato πππ, se ~ e il momento angolare del terzo pione nel riferimento deiprimi due, CP |πππ〉 = Pπ(−1)`|πππ〉; l’energia a disposizione, mK − 3mπ '90 MeV , e troppo piccola perche sia ` 6= 0; quindi CP |πππ〉 = −|πππ〉.

Non sono quindi i mesoni K0, K0, autostati dell’interazione adronica, a decadereper interazione debole. Gell-Mann e Pais osservarono che e possibile formare duecombinazioni lineari dei mesoni K neutri che sono autostati della simmetria CP ,cioe dell’interazione debole, e che questi corrispondono alle particelle che decadononei due diversi stati di CP . I mesoni K hanno parita negativa e C|K0〉 = α|K0〉,C|K0〉 = α|K0〉 (con |α|2 = 1, usualmente si sceglie α = −1). Con questa conven-zione

CP |K0〉 = +|K0〉 CP |K0〉 = +|K0〉Le due combinazioni simmetrica e antisimmetrica

|K1〉 =(|K0〉+ |K0〉

)/√

2 |K2〉 =(|K0〉 − |K0〉

)/√

2

sono autostati di CP con autovalori ±1

CP |K1〉 =(|K0〉+ |K0〉

)/√

2 = +|K1〉 CP |K2〉 =(|K0〉 − |K0〉

)/√

2 = −|K2〉

Si ottengono quindi due stati distinti, combinazioni degli autostati dei quark, chepossono avere masse diverse e decadere in stati finali diversi

K1 (|ds〉+ |sd〉)/√2 CP = +1 → ππ

K2 (|ds〉 − |sd〉)/√2 CP = −1 → πππ

297

Il fattore dello spazio delle fasi del decadimento K1 → ππ e molto maggiore diquello del decadimento K2 → πππ e questo giustifica le due vite medie moltodiverse. Le particelle osservate sono chiamate KS (Short) e KL (Long), i modi didecadimento piu probabili e le frazioni di decadimento sono

KS → π+π− 0.686 τS = 0.894 10−10 sπ0π0 0.314

KL → π+π0π− 0.126 τL = 5.17 10−8 sπ0π0π0 0.211π±e∓νe 0.388π±µ∓νµ 0.272

A seguito dell’ipotesi di Gell-Mann e Pais fu fatta una serie di esperimenti, i primida Pais e Piccioni, che verificarono la correttezza dell’interpretazione di queste nuovestranezze dei mesoni strani.

Nelle interazioni adroniche si possono produrre fasci secondari di mesoni K neutrie studiarne i decadimenti in volo. Consideriamo la produzione associata di particellestrane π−p → K0Λ0, l’osservazione del decadimento del Λ0 garantisce che si formaun fascio di mesoni K0. Questo e una sovrapposizione dei due austati di CP : K0 =(K1 + K2)/

√2. Immediatamente a valle del bersaglio si osservano i decadimenti

K1 → π+π− che hanno un cammino libero medio λS ≈ cτS = 2.7 cm. A distanzaL À λS dal bersaglio la componente K1/

√2 del fascio si e esaurita e si osservano

solo i decadimenti K2 → π+π0π− con cammino libero medio molto maggiore λL ≈cτL = 15.5 m (Fig.3.28). Ora il fascio, inizialmente composto di soli mesoni K0, ecomposto solo di stati K2 e quindi contiene un numero uguale di mesoni K0 e dimesoni K0: lo stato e

K0 −K0

2

pππππ

ΛΛΛΛo

K o

ππππππππ

t

K (t)1

K (t)2

K 1 ππππππππK1ππππππππππππK 2

Figure 3.28: Decadimento e rigenerazione di un fascio di mesoni K0

Questo si puo verificare ponendo un assorbitore a distanza L À λS dal bersaglio.Infatti la sezione d’urto di interazione delle due componenti e diversa, σ(K0N) >σ(K0N), e la componente K0 e assorbita piu dell’altra. Se f e f sono i fattori diattenuazione per K0 e per K0, lo stato dopo l’assorbitore e

f K0 − f K0

2=

1√2

(f + f

2K2 +

f − f

2K1

)

298

e poiche f > f si rigenera lo stato K1: subito a valle dell’assorbitore si osservano dinuovo i decadimenti K1 → π+π−.

Analogamente si puo produrre un fascio di mesoni K0, ad esempio in interazioniπ+p → K0K+p (se si osserva il decadimento del mesone K+ si e prodotto un K0).Studiando l’evoluzione temporale di un fascio di mesoni K0, oppure K0, si puoverificare che le particelle K1 e K2 hanno effettivamente masse diverse e misurarnela differenza. Se mj e Γj sono le masse e le larghezze di decadimento (Γ1 À Γ2)l’evoluzione temporale nel riferimento della particella e (h = 1, c = 1)

K1(t) = K1(0) e−i(m1−iΓ1/2)t K2(t) = K2(0) e−i(m2−iΓ2/2)t

Per un fascio di K0, oppure K0, si ha

K0(t) =[K1(0) e−im1te−Γ1t/2 + K2(0) e−im2te−Γ2t/2

]/√

2

K0(t) =[K1(0) e−im1te−Γ1t/2 −K2(0) e−im2te−Γ2t/2

]/√

2

Se si produce un fascio di N mesoni K0 si ha la condizione iniziale |K0(0)|2 = N ,

|K0(0)|2 = 0, cioe K1(0) = K2(0) =√

N/2 e l’intensita del fascio per t ¿ τL e

|K0(t)|2 ' N(1 + e−Γ1t + 2 e−Γ1t/2 cos ∆m t

)/4

|K0(t)|2 ' N(1 + e−Γ1t − 2 e−Γ1t/2 cos ∆m t

)/4

con ∆m = m2 − m1. La composizione del fascio si puo determinare misurando leinterazioni prodotte dai mesoni K0 e K0 in un secondo bersaglio posto a distanzavariabile x dal bersaglio primario: se si conosce l’impulso p, il tempo proprio et = mx/p (Fig.3.29). Il risultato della misura e

∆m = 0.47 h/τS ∆m = 3.5 10−6 eV

la differenza di massa tra i due stati K1 e K2 e nota con una precisione relativa∆m/m ' 10−14 !

0

0 . 2

0 . 4

0 . 6

0 . 8

1

0 . 0 2 . 0 4 . 0 6 . 0 8 . 0 1 0 . 0 1 2 . 0

K0

antiK0

Shortττττ

beam

int

ensi

ty

proper time /

Figure 3.29: Intensita di un fascio di mesoni K0 in funzione del tempo proprio

299

3.3.9 Il quarto quark

I mesoni K0 e K0 sono stati coniugati di carica e hanno la stessa massa. Ma lecombinazioni K1 e K2 rappresentano due particelle diverse con massa diversa. Ilvalore della differenza ∆m = m2 −m1 si puo calcolare nel modello a quark

m1 =〈K0 + K0|Hw|K0 + K0〉

2m2 =

〈K0 −K0|Hw|K0 −K0〉2

∆m e proporzianle all’elemento di matrice della transizione K0 ↔ K0 con ∆S = 2

∆m = 〈K0|Hw|K0〉+ 〈K0|Hw|K0〉 = 2 〈ds|Hw|ds〉Si tratta di una transizione del secondo ordine. Il calcolo di questo elemento di ma-trice, considerando il solo contributo dei quark u, d, s (Fig.3.30), da un valore moltopiu grande del risultato sperimentale: deve esistere un qualche nuovo fenomeno cheimpedisce le transizioni in cui cambia il sapore dei quark ma non cambia la caricaelettrica. Questo e stato messo in luce da Glashow, Iliopoulos e Maiani nel 1970 cheproposero l’esistenza di un quarto quark.

g cos

d

s

θθθθ

K0s

du u

g sin θθθθ g cosθθθθ

g sin θθθθ

K0

g cos

d

s

θθθθ

s

d

u

u


g sin θθθθ

Figure 3.30: Grafici di Feynman della transizione K0 ↔ K0

In effetti gli autostati dell’interazione debole sono i due doppietti di leptoni e unsolo doppietto di quark, (u, d′), costruito con un quark di carica elettrica +2/3 e duequark di carica −1/3. Il risultato corretto per il calcolo di ∆m si puo ottenere se sifa l’ipotesi che esista un quarto quark di tipo up che fu chiamato charm e indicatocon c. Il nuovo quark ha queste caratteristiche:

• carica elettrica +2/3, isospin I = 0, stranezza S = 0 e numero barionicoA = 1/3;

• ha un nuovo numero quantico C che, in analogia con la stranezza, si conservanell’interazione adronica e elettromagnetica e non si conserva nell’interazionedebole; l’ipercarica e Y = A + S + C e la relazione di Gell-Mann e Nishijimae modificata

Q = (A + S + C)/2 + I3

• e autostato dell’interazione debole e forma un secondo doppietto di quark conil secondo stato ”ruotato” della teoria di Cabibbo s′ = −d sin θc + s cos θc;quindi l’accoppiamento con il campo debole e

(c

−d sin θc + s cos θc

)c ↔ s G cos θc c ↔ d −G sin θc

300

Con queste ipotesi, si hanno due doppietti di leptoni e due doppietti di quark

leptoni

(νe

e−

) (νµ

µ−

)quark

(ud′

) (cs′

)

I quark down autostati dell’interazione debole sono d′ e s′ e sono ottenuti con unarotazione dei quark down autostati di SU(3)

(d′

s′

)=

(cos θc sin θc

− sin θc cos θc

) (ds

)

Nel calcolo dell’elemento di matrice rappresentato dal grafico di Fig.3.31 ci sonopiu contributi, lo scambio del quark u e lo scambio del quark c, che hanno segnoopposto e che dipendono dal valore della massa dei quark. Introducendo il quark c,la differenza di massa e

∆m =G2

4πcos2 θc sin2 θc f 2

K mK m2c

Si ottiene un buon accordo con il valore sperimentale di ∆m se si assume per lamassa del nuovo quark mc ≈ 1.5 GeV .

g cos

d

s

θθθθ

s

d

u

u


g sin θθθθ

d

s

s

d

c

u

g cosθθθθ

g cosθθθθg sin θθθθ

-g sinθθθθ

d

s

s

d

c

u


d

s

s

d

c

c

g cosθθθθ

-g sinθθθθg cosθθθθ

-g sinθθθθg cosθθθθ-g sinθθθθ

Figure 3.31: Grafici di Feynman della transizione K0 ↔ K0 con il contributo deiquark u e c

I numeri quantici di questo nuovo quark sono rappresentati in Fig.3.32

S

I

C

3

c

d u

s

Figure 3.32: Rappresentazione dei quattro quark

A I3 S C Qu 1/3 +1/2 0 0 +2/3d 1/3 −1/2 0 0 −1/3c 1/3 0 0 +1 +2/3s 1/3 0 −1 0 −2/3

301

Se l’interpretazione di Glashow, Iliopoulos e Maiani e corretta, la simmetria delmodello a quark va estesa da SU(3) a SU(4) e devono esistere nuove particelle checontengono il quark c: devono esistere 4×4 stati di mesoni pseudoscalari, di cui novesono gia noti, che formano un 15-pletto e un singoletto, e altrettanti mesoni vettori;20 barioni di spin 1/2, di cui otto gia noti, etc. Ad esempio, la rappresentazionedei mesoni e mostrata in Fig.3.33. La prima particella con charm e stata scoperta

sdsu

ud

du

ussu

cdcu

sc

cs

dcuc

dd uuccss

C

S

I3

Figure 3.33: Rappresentazione degli stati dei mesoni nella simmetria SU(4)

nel 1974 da Burton Richter e Samuel Ting 8 e collaboratori, si tratta di un mesonevettore JP = 1− che e rappresentato come lo stato cc ed e chiamato J/ψ (duenomi diversi furono assegnati da Ting e da Richter). Il mesone J/ψ ha massamψ = 3097 MeV . Pochi anni piu tardi sono stati osservati i mesoni pseudoscalari,JP = 0−, che decadono per interazione debole prevalentemente in mesoni K perchela costante di accoppiamento per transizioni c → s e proporzionale a G cos θc, i lorostati eccitati JP = 1−, e i barioni JP = 1/2+. Alcuni esempi sono

stato m (MeV ) τ (s)mesoni D+ dc 1869 1.05 10−12

D0 uc 1865 0.41 10−12

D+s sc 1969 0.50 10−12

barioni Λ+c udc 2289 0.21 10−12

Il terzo leptone

I mesoni con charm furono scoperti nel 1976 come prodotti della annichilazioneelettrone-positrone e+e− → D+D−, e+e− → D0D0. Questi possono decadere inmodo semileptonico

D+ = dc → dsW+ → K0e+νe K0µ+νµ

D− = dc → dsW− → K0e−νe K0µ−νµ

D0 = uc → usW+ → K−e+νe K−µ+νµ

D0 = uc → usW− → K+e−νe K0µ−νµ


302

Analizzando la produzione associata di coppie di leptoni e+e−, µ+µ−, e+µ−, µ+e−,si osservo che queste venivano prodotte anche in assenza di mesoni K. Questofenomeno venne interpretato da Martin Perl 9 con la produzione di un nuovo leptone,chiamato leptone τ , che ha massa simile a quella dei mesoni D. Il leptone τ ha massamτ = 1777 MeV e ha le stesse caratteristiche del leptone µ: puo decadere in unelettrone o in un muone

τ− → ντe−νe τ− → ντµ

−νµ

Se l’accoppiamento con il campo debole e universale, le due probabilita di decadi-mento sono approssimativamente uguali perche mτ À mµ, mτ À me. I risultatidelle misure sono

BR(τ → ντeνe) ≈ BR(τ → ντµνµ) = 0.17

La larghezza di decadimento si ricava allo stesso modo che per il muone

Γ(τ → ντeνe) ≈ Γ(τ → ντµνµ) =G2(mτc

2)5

192π3=

h

τBR

e la vita media e ττ = 0.29 10−12 s in ottimo accordo con i risultati delle misure.Il neutrino ντ associato al nuovo leptone e una particella diversa dagli altri due

neutrini νe e νµ. Questo e stato dimostrato producendo un fascio di neutrini ντ eosservando le interazioni che producono. Nelle interazioni di protoni di alta energiavengono prodotti mesoni π, K, e con probabilita molto piu piccola anche mesoni D.I mesoni π e K hanno cammini di decadimento di alcuni metri e, se lo spessore ela densita del bersaglio sono grandi, vengono assorbiti prima di decadere, i mesoniD invece decadono prima di essere assorbiti perche cτ ' 0.3 mm ¿ λass. Gliadroni prodotti nei decadimenti sono anch’essi assorbiti e i neutrini prodotti neidecadimenti semileptonici D → Keνe, D → Kµνµ, e leptonici D+ → τ+ντ , D− →τ−ντ , si propagano attroverso il bersaglio-assorbitore senza interagire. I neutrini ντ

hanno energia maggiore dei neutrini νe e νµ. A valle dell’assorbitore si osservano leinterazioni che producono leptoni τ nello stato finale: ντN → τ−X, ντN → τ+X.

Tutte le caratteristiche del leptone τ sono in accordo con l’ipotesi della con-servazione del nuovo numero leptonico e dell’universalita dell’accoppiamento con ilcampo debole, quindi il quadro dei fermioni sorgenti delle interazioni fondamentaliora diventa

leptoni

(νe

e−

) (νµ

µ−

) (ντ

τ−

)quark

(ud′

) (cs′

)

3.3.10 Violazione della simmetria CP

L’interazione debole non conserva ne la parita ne la coniugazione di carica. Nellateoria di Lee e Yang (capitolo ???) questo e originato dalla forma della corrente


303

fermionica costruita come sovrapposizione di una corrente vettoriale e di una cor-rente assiale, J+ = V +−A+, e della corrente hermitiana coniugata, J− = V −−A−.Tutte le interazioni finora esaminate sono descritte in modo molto accurato trascu-rando l’effetto del propagatore del campo debole, cioe assumendo un’interazione acontatto tra le correnti nella forma

J+J− = (V + − A+)(V − − A−) = V +V − − V +A− − A+V − − A+A−

In questa espressione la corrente vettoriale cambia segno per trasformazione di paritae quella assiale per trasformazione di coniugazione di carica e quindi i termini V +A−

e A+V − non sono invarianti ne per C ne per P , ma lo sono per la trasformazionecombinata CP . La fenomenologia delle oscillazioni e dei decadimenti dei mesoni Kneutri e ben interpretata con l’ipotesi di Gell-Mann e Pais dei due autostati K1 eK2 della trasformazione CP . Questo induce a identificare i mesoni K neutri chedecadono con vita media τS e τL con gli autostati di CP

KS = K1 CP = +1 KL = K2 CP = −1

Ma nel 1964 Cronin, Fitch 10 e collaboratori osservarono una ulteriore stranezza deimesoni K neutri: i mesoni a vita media lunga, KL, decadono anche in stati ππ sepur con probabilita piccola

BR(KL → π+π−) = 2.03 10−3 BR(KL → π0π0) = 0.91 10−3

se la stessa particella decade in stati πππ con CP = −1 e in stati ππ con CP = +1:anche la simmetria CP e violata nell’interazione debole. Studiando i decadimentiKS → ππ e KL → ππ in funzione del tempo proprio sono stati misurati i rapportie gli sfasamenti tra le ampiezze di decadimento

〈π+π−|Hw|KL〉〈π+π−|Hw|KS〉 = η+− eiφ+− 〈π0π0|Hw|KL〉

〈π0π0|Hw|KS〉 = η00 eiφ00

I risultati sono: η+− ' η00 = 2.26 10−3, φ+− ' φ00 ' π/4.Quindi le particelle che decadono, KS e KL, non si possono identificare con gli

autostati di CP ma si possono rappresentare come combinazioni lineari

KS =K1 + εK2

[1 + |ε|2]1/2KL =

εK1 + K2

[1 + |ε|2]1/2|ε| ¿ 1

ovvero, in termini degli autostati dell’interazione adronica

KS =(1 + ε)ds + (1− ε)ds

[2(1 + |ε|2)]1/2KL =

(1 + ε)ds− (1− ε)ds

[2(1 + |ε|2)]1/2

La corretteza di questa interpretazione si puo verificare studiando i decadimentisemileptonici dei mesoni KS e KL. Ad esempio, questi ultimi possono decadere


304

KL → π+e−νe e nello stato coniugato di carica KL → π−e+νe. Se non ci fosseviolazione della simmetria CP le due probabilita sarebbero uguali. Si osserva inveceuna differenza

Γ(KL → π−e+νe)− Γ(KL → π+e−νe)

Γ(KL → π−e+νe) + Γ(KL → π+e−νe)=|1 + ε|2 − |1 + ε|2|1 + ε|2 + |1 + ε|2 =

2<ε

1 + |ε|2 ' 2<ε

Il risultato della misura e 2<ε = 3.3 10−3 in buon accordo con i valori delle ampiezzeηeiφ. La stessa differenza si misura nei decadimenti KL → π+µ−νµ, KL → π−µ+νµ.

Questo e uno dei pochissimi esempi in cui si osserva una asimmetria tra ma-teria e antimateria. Nel decadimento semileptonico dei mesoni KL l’elettrone eemesso con probabilita piu piccola del positrone. La definizione e− = materia,e+ = antimateria e fatta inizialmente per convenzione. Una volta fatta, ne segueprotone = materia, idrogeno = p+e− = materia e cosı via, e analogamente perantiprotone, anti-idrogeno, . . .. Nel decadimento n → pe−νe [n → pe+νe] si emet-tono antineutrini [neutrini] autostati di elicita positiva [negativa]: i due stati finalinon sono simmetrici ne per P ne per C. Ma la violazione delle simmetrie C e Pnon e sufficiente a rompere la simmetria della convenzione materia/antimateria. Adesempio un anti-osservatore in un anti-mondo potrebbe fare le convenzioni sullacarica elettrica ±, sulla parita destra − sinistra in modo diverso. Osserverebbelo stesso fenomeno del decadimento del nucleo di anti-cobalto 60Co polarizzato conun anti-magnete in cui un anti-elettrone e emesso preferenzialmente nella direzionedello spin del 60Co, e ne concluderebbe che non c’e simmetria per parita e che, seriuscisse a fare lo stesso esperimento con nuclei 60Co, non c’e neppure simmetria perconiugazione di carica. Ma, osservando i decadimenti semileptonici dei mesoni KL

capirebbe se la convenzione e la stessa oppure se e opposta a quella che si usa nelnostro mondo di materia.

Una delle ipotesi alla base del modello del Big Bang e che all’inizio dell’evoluzionedell’Universo ci fosse simmetria tra materia e antimateria. Ma non si osserva anti-materia nell’Universo. La violazione della simmetria CP e una condizione necessaria(ma non sufficiente) per spiegare l’evoluzione di un Universo inizialmente simmetricoin quello asimmetrico che si osserva oggi in cui non c’e antimateria.

3.3.11 Altri quark

La teoria dell’interazione debole con due doppietti di quark non e in grado di pro-durre la violazione della simmetria CP . La corrente fermionica associata alle tran-sizioni da quark down con carica −1/3 a quark up con carica +2/3 e

Jα = (u c) γα(1− γ5)

(cos θc sin θc

− sin θc cos θc

) (ds

)

La matrice di Cabibbo e unitaria e dipende da un solo parametro reale. Per produrrela violazione della simmetria CP occorre che Jα contenga un parametro complesso(appendice ???).

305

Nel 1973 Kobayashi e Maskawa osservarono che questo si puo realizzare intro-ducendo un nuovo doppietto di quark. Il nuovo doppietto contiene un quark di tipoup, chiamato top, e un quark di tipo down, chiamato bottom o beauty. In questocaso la matrice che trasforma gli autostati dell’interazione adronica e una matrice3× 3 e, per rispettare l’universalita dell’accoppiamento al campo debole, la matricedeve essere unitaria. Una matrice unitaria 3 × 3 dipende da quattro parametri in-dipendenti di cui tre sono reali, tre angoli di Eulero di rotazione dei doppietti diquark, e il quarto e complesso.

Con queste ipotesi la corrente fermionica dei quark e

Jα = (u c t) γα(1− γ5)

d′

s′

b′

d′

s′

b′

=

Vud Vus Vub

Vcd Vcs Vcb

Vtd Vts Vtb

dsb

Introducendo gli angoli di rotazione dei doppietti (θ1 = 2 → 1, θ3 = 1 → 3,θ2 = 3 → 2; ck = cos θk, sk = sin θk) e un parametro complesso eiδ, la matrice diCabibbo-Kobayashi-Maskawa si rappresenta con il prodotto di tre rotazioni

VCKM =

1 0 00 c2 s2

0 −s2 c2

c3 0 s3eiδ

0 1 0−s3e

−iδ 0 c3

c1 s1 0−s1 c1 00 0 1

=

=

c1c3 s1c3 s3eiδ

−s1c2 − c1s2s3e−iδ c1c2 − s1s2s3e

−iδ s2c3

s1s2 − c1c2s3e−iδ −c1s2 − s1c2s3e

−iδ c2c3

Poiche la matrice 2× 2 di Cabibbo fornisce una buona approssimazione dei decadi-menti relativi ai primi due doppietti di quark, si ha c1c3 ' c1c2 ' cos θc, s1c3 's1c2 ' sin θc: risulta che anche i termini sin θ2 e sin θ3 sono piccoli. La matriceCKM e approssimativamente simmetrica con i termini diagonali ≈ 1.

VCKM =≈

c1c2 s1c2 s3eiδ

−s1c2 c1c2 s2c2

−c1c2s3e−iδ −c1s2 c2c3

La prima particella con beauty e stata scoperta nel 1977. Si tratta, come nel casodel charm, di un mesone vettore (JP = 1−) bb chiamato Υ che ha massa mΥ =9460 MeV . Successivamente sono stati osservati i mesoni pseudoscalari (JP = 0−)e i barioni (JP = 1/2+) previsti dalla estensione alla simmetria SU(5) del modelloa quark. Alcuni esempi sono

stato m (MeV ) τ (s)mesoni B+ , B− bu , ub 5279 1.65 10−12

B0 , B0 bd , db 5279 1.55 10−12

B0s , B0

s bs , sb 5370 1.49 10−12

barioni Λ0b udb 5624 1.23 10−12

306

Le particelle con beauty decadono prevalentemente in particelle con charm conlarghezza di decadimento Γ(b → c) proporzionale a G2|Vcb|2; dalle misure si ot-tiene |Vcb| ' 0.04. I decadimenti senza particelle con charm nello stato finale hannolarghezza di decadimento Γ(b → u) proporzionale a G2|Vub|2 e dalle misure si ottiene|Vub| ' 0.004.

Il quark top ha una massa molto grande ed e stato osservato solo di recente, nel1996. Poiche la massa e maggiore di quella del bosone mediatore dell’interazionedebole (capitolo ???) il quark t decade nel quark b e in un bosone W : t → bW+,t → bW−, con |Vtb| ' 1. Non si conoscono stati legati formati con il quark t.

Il quadro delle interazioni deboli dei leptoni e degli adroni si puo riassumere:

• leptoni e quark sono fermioni di spin 1/2 e sono suddivisi in famiglie ciascunaformata da un fermione di tipo up e uno di tipo down;

• la fenomenologia dei decadimenti deboli dei leptoni e decritta con tre famigliedi leptoni; i neutrini hanno massa nulla (i limiti sperimentali sono: nνe ≤ 2 eV ,nνµ ≤ 0.2 MeV , nντ ≤ 18 MeV );

• l’accoppiamento delle correnti J+` e J−` (che producono le transizioni `− → ν

e ν → `−) con il campo debole e definito da un solo paramtero, la costanteuniversale di Fermi, G;

• il numero leptonico si conserva separatamente per ciascuna famiglia: non siosservano transizioni tra le famiglie perche i neutrini hanno massa nulla;

• i decadimenti deboli degli adroni sono descritti con tre famiglie di quark chesono combinazioni lineari degli autostati dell’interazione adronica; queste siottengono con una matrice unitaria 3× 3;

• l’accoppiamento delle correnti J+q e J−q (che producono le transizioni down →

up e up → down) con il campo debole e definito dalla stessa costante uni-versale di Fermi e dai quattro parametri della matrice di Cabibbo-Kobayashi-Maskawa.

Il quadro delle particelle elementari e diventato

leptoni

(νe

e−

) (νµ

µ−

) (ντ

τ−

)quark

(ud′

) (cs′

) (tb′

)

3.4 Modello dinamico a quark

Gli adroni non sono particelle elementari, ma sono caratterizzati da una estensionenello spazio di circa 1 fm e, se hanno spin, da un momento magnetico anomalo.I leptoni invece si comportano come fermioni di spin 1/2 puntiformi. Il modello aquark degli adroni identifica i barioni e i mesoni con combinazioni di quark e anti-quark, fermioni di spin 1/2 caratterizzati dal sapore e da carica elettrica frazionaria.

307

Questa interpretazione e confermata dalla fenomenologia dei decadimenti elettro-magnetici e deboli degli adroni. Il passo successivo e di verificare se i quark sonoparticelle prive di struttura e se si puo impostare un modello dell’interazione adron-ica basato sulla dinamica dei quark costituenti.

Per studiare le proprieta statiche degli adroni, ad esempio per misurare la densitadi carica elettrica e di magnetizzazione, si utilizzano collisioni elastiche con parti-celle elementari cariche. In una collisione elastica il potere risolutivo e definitodall’impulso trasferito ∆~p: si puo esplorare una regione spaziale di dimensioneR ' h/∆p. In questo caso l’adrone rimane uno stato legato dei suoi eventualicostituenti e l’energia trasferita e solo energia cinetica. Se invece si vuole studiare lastruttura dinamica di un adrone e eventualmente frammentarlo nei suoi costituentioccorre studiare le collisioni inelatiche in cui si trasferisce sia impulso ∆~p che energia∆E.

La struttura dinamica del protone e del neutrone si puo studiare sia mediantel’interazione elettromagnetica con fasci di elettroni o muoni di alta energia, sia me-diante l’interazione debole utilizzando fasci di neutrini. I bersagli possono esserecostituiti da Idrogeno, Deuterio o nuclei piu pesanti. Le reazioni sono

e−N → e−X µ±N → µ±X νµN → µ−X νµN → µ+X

in cui X rappresenta qualunque stato adronico accessibile. Consideriamo un nu-cleone in quiete nel laboratorio e un elettrone di energia E À me. I 4-impulsisono

P = (~p, E) P ′ = (~p′, E ′) Po = (0,M) W = (~p′o, E′o)

Il 4-impulso trasferito e q = (~p − ~p′, E − E ′) = (~q, ν). L’energia totale nel centrodi massa, il quadrato del 4-impulso trasferito e l’energia trasferita sono invarianti,trascurando la massa dell’elettrone

s = (P +Po)2 = M2 +2ME q2 = (P −P ′)2 = −2EE ′(1− cos θ) Po · q = Mν

Nel seguito usiamo Q2 = −q2 > 0.

Diffusione elastica

Nel caso di diffusione elastica (Fig.3.34) l’energia E ′ e l’angolo θ non sono indipen-denti, ma sono legati dalla relazione

E ′ =E

1 + (E/M)(1− cos θ)=

E

1 + Q2/2ME ′ E = E ′ +Q2

2M

per cui si ha ν = E−E ′ = Q2/2M : Q2 = 2Mν. Se il nucleone fosse un fermione dispin 1/2 puntiforme la diffusione elettrone-nucleone per interazione elettromagneticasarebbe descritta dalla sezione d’urto di Dirac (capitolo ???)

dσ

dΩ=

α2(hc)2

4E2 sin4 θ/2

E ′

E

(cos2θ/2 +

Q2

4M22 sin2 θ/2

)

308

che si puo scrivere (nel seguito h = 1, c = 1)

d2σ

dΩdE ′ =α2

4E2 sin4 θ/2

(cos2θ/2 +

Q2

4M22 sin2 θ/2

)δ(ν −Q2/2M)

PP'

PoW

qθθθθp

p'

Figure 3.34: Scattering elastico rappresentato nel riferimento del laboratorio e comegrafico di Feynman

nota :∫

F (x) δ[f(x)] dx = Σk

[F (xk)/| dfdx

|]f(xk)=0

δ(ν −Q2/2M) = δ(E − E′ − (2EE′/M) sin2 θ/2)

| d

dE′ (E − E′ − (2EE′/M) sin2 θ/2)| = | − 1− (2E/M) sin2 θ/2| = E/E′

dσ

dΩ=

∫F (E,E′) δ(E − E′ − (2EE′/M) sin2 θ/2) dE′ = F (E, E′)

E′

E

Per un bersaglio non puntiforme la collisione e descritta dalla sezione d’urto diRosenbluth (capitolo ???) introducendo due fattori di forma che moltiplicano l’ampiezzadi diffusione in cui il nucleone non cambia (∼ cos θ/2) oppure cambia (∼ sin θ/2)direzione dello spin.

d2σ

dΩdE ′ =α2

4E2 sin4 θ/2

(F 2

2 (Q2) cos2θ/2 +Q2

4M2F 2

1 (Q2) 2 sin2 θ/2

)δ(ν −Q2/2M)

I fattori di forma hanno l’andamento F (Q2) → 0 per Q2 À M2.

3.4.1 Diffusione inelastica

Nel caso di diffusione inelastica (Fig.3.35), il bersaglio frammenta in uno stato dimassa W > M e l’energia e l’angolo dell’elettrone nello stato finale sono variabiliindipendenti. La massa del sistema X e

W 2 = (Po + q)2 = M2 + q2 + 2Mν = M2 −Q2 + 2Mν > M2 ⇒ 2Mν > Q2

Il 4-impulso e l’energia trasferita sono variabili indipendenti e si possono definirediverse regioni nel piano Q2 × 2Mν (Fig.3.36)

• limite di diffusione elastica W 2 → M2, 2Mν → Q2;

309

PP'

PoW

qpθθθθ

p'

Figure 3.35: Scattering inelastico rappresentato nel riferimento del laboratorio ecome grafico di Feynman

Q2

2M νννν

elasti

c sca

tterin

g

deep

inela

stic

scatt

erin

gre

sonan

ces

Figure 3.36: Regioni del piano Q2 × 2Mν

• eccitazione di stati risonanti del nucleone con massa M∗: W 2 = M∗2, 2Mν =Q2 + costante;

• continuo della diffusione inelastica: 0 < Q2/2Mν < 1.

La sezione d’urto si puo esprimere introducendo due funzioni di struttura che orasono funzioni delle due variabili indipendenti Q2 e ν

d2σ

dΩdE ′ =α2

4E2 sin4 θ/2

(W2(Q

2, ν) cos2θ/2 + W1(Q2, ν) 2 sin2 θ/2

)

In funzione degli invarianti Q2 e ν:

d2σ

dQ2dν=

π

EE ′d2σ

dΩdE ′ =4πα2

Q4

E ′

E

(W2(Q

2, ν) cos2θ/2 + W1(Q2, ν) 2 sin2 θ/2

)

nota : d2σ/dQ2dν = |Jacobiano| × d2σ/dΩdE ′

dQ2dν =∣∣∣∣

∂Q2/∂E′ ∂Q2/∂Ω∂ν/∂E′ ∂ν/∂Ω

∣∣∣∣ dΩdE′ =∣∣∣∣

Q2/E′ −EE′/π−1 0

∣∣∣∣ dΩdE′ =EE′

πdΩdE′

∂

∂E′ 2EE′(1− cos θ) =Q2

E′∂

∂ cos θ2EE′(1− cos θ) = −2EE′ ∂

∂E′ (E − E′) = −1

310

3.4.2 Diffusione fortemente inelastica elettrone-nucleone

La regione di diffusione fortemente inelastica e definita dalla condizione Q2 À M2,ν À M . Se il nucleone e costituito di particelle puntiformi l’interazione fortementeinelastica con una particella elementare (elettrone, muone o neutrino) sara il risultatodella diffusione elastica con i costituenti e, se questi hanno massa m e se l’energiatrasferita ν e molto maggiore dell’energia di legame dei costituenti, sara la sommaincoerente dei vari contributi

(d2σ

dQ2dν

)

elastic

=4πα2

Q4

E ′

E

(cos2 θ/2 +

Q2

4m22 sin2 θ/2

)δ(ν −Q2/2m)

W2(Q2, ν) → 1

νδ(1−Q2/2mν) W1(Q

2, ν) → Q2

4m2νδ(1−Q2/2mν)

Nel 1967 Bjorken dimostro che nella regione fortemente inelastica

Q2 À M2 ν À M x = Q2/2Mν = finito 0 < x < 1

le funzioni di struttura hanno, per Q2 →∞ e ν →∞, limiti finiti che non dipendonoseparatamente da Q2 e ν, ma solo dal rapporto adimensionale x = Q2/2Mν

limQ2,ν→∞

νW2(Q2, ν) = F2(x) lim

Q2,ν→∞MW1(Q

2, ν) = F1(x)

Questo vuol dire che le funzioni che descrivono la struttura del nucleone non dipen-dono da variabili che hanno dimensioni fisiche, cioe non dipendono, come nel casodella diffusione elastica, dal 4-impulso trasferito Q2 e dalle dimensioni del nucleone.Questa proprieta e chiamata legge di scala di Bjorken.

Un’importante serie di esperimenti fu fatta a partire dal 1968 da Friedman,Kendall e Taylor 11 con elettroni accelerati fino a 20 GeV usando bersagli di idrogenoe deuterio. In questi esperimenti si misura l’energia E ′ e l’angolo θ dell’elettronenello stato finale: da questi valori si determinano le variabili Q2, ν e W . LaFig.3.37 mostra la sezione d’urto differenziale d2σ/dΩdE ′ in funzione dell’energiadello stato adronico W : si nota l’eccitazione di risonanze barioniche (la prima e larisonanza ∆ di massa 1.23 GeV ) e una distibuzione continua per valori W > M∗.La figura non mostra il picco della diffusione elastica, centrato a W = M . Questodiminuisce rapidamente all’aumentare di Q2 per effetto del fattore di forma F (Q2).Con l’aumentare del 4-impulso trasferito, la sezione d’urto diminuisce, ma diventasempre piu importante il contributo del continuo inelastico rispetto alla diffusioneelastica e all’eccitazione di risonanze.

Il confronto tra la sezione d’urto inelatica e quella elastica e mostrato nellaFig.3.38 in funzione del 4-impulso trasferito. Il contributo della sezione d’urto in-elastica diventa molto maggiore di quella elastica gia per valori di Q2 poco piugrandi dei valori corrispondenti all’eccitazione di risonanze e, per valori fissi diW 2 = M2 + 2Mν −Q2, si mantiene approssimativamente costante: non dipende daQ2.


311

1 00

1 01

1 02

0 . 8 0 1 . 2 1 . 6 2 . 0 2 . 4 2 . 8 3 . 2

Q2 = 0.2 GeV2

Q2 = 0.6

Q2 = 1.2

Q2 = 2.0

W (GeV)

d2

/d

d

E'

(

b/G

eV)

σσσσ

ΩΩΩΩ

µµµµ

elas

tic

peak

Figure 3.37: Sezione d’urto differenziale in funzione dell’energia dello stato adronicoW

1 0- 3

1 0- 2

1 0- 1

1 00

0 . 0 2 . 0 4 . 0 6 . 0 8 . 0

Q2 (GeV2)

(d2

/d

dE

')/(d

2

/d

dE

') MO

TT

σσσσ

ΩΩΩΩ

σσσσ

ΩΩΩΩ

elastic scattering

W = 3 GeV

Figure 3.38: Rapporto tra la sezione d’urto elastica e inelastica e la sezione d’urtodi Mott (bersaglio puntiforme) in funzione del 4-impulso trasferito

La prima importante conclusione e che la legge di scala di Bjorken e soddisfattanella regione del continuo inelastico dove non e piu importante l’eccitazione di riso-nanze barioniche: i risultati degli esperimenti confermano l’ipotesi che il protone eil neutrone sono costituiti da particelle puntiformi.

3.4.3 Modello a partoni

Per interpretare il significato della variabile x di Bjorken e delle funzioni F2(x),F1(x), conviene esprimere la sezione d’urto in funzione di x (|∂x/∂ν| = ν/x)

d2σ

dQ2dx=

ν

x

d2σ

dQ2dν=

4πα2

Q4

E ′

E

1

x

(νW2(Q

2, ν) cos2 θ/2 + νW1(Q2, ν)2 sin2 θ/2

)=

=4πα2

Q4

E ′

E

1

x

(F2(x) cos2 θ/2 +

νF1(x)

M2 sin2 θ/2

)=

=4πα2

Q4

E ′

E

1

x

(F2(x) cos2 θ/2 + 2xF1(x)

Q2

4M2x22 sin2 θ/2

)

312

Se i costituenti del nucleone sono fermioni di spin 1/2 le due funzioni di struttura diBjorken non sono indipendenti. Infatti confrontando la forma della sezione d’urtocon quella della interazione elastica (di Mott per spin 0 o di Dirac spin 1/2) daparticelle di massa m = Mx, si conclude che

• per costituenti di spin 0 si ha F1(x) = 0;

• per costituenti di spin 1/2 si ha F2(x) = 2xF1(x).

0

0 . 5

1

1 . 5

2

0 0 . 2 0 . 4 0 . 6 0 . 8 1x

2x

F1(x

) /

F2(x

)

Figure 3.39: Rapporto 2xF1(x)/F2(x) in funzione della variabile x per diversi valoridi Q2

La Fig.3.39 mostra il valore di 2xF1(x)/F2(x) misurato per diversi valori di Q2 e ν:il rapporto e chiaramente diverso da zero e si mantiene costante e circa uguale a 1.Quindi i risultati degli esperimenti sulla diffusione fortemente inelastica di elettronisu protoni e neutroni mostrano che questi

• sono costituiti di particelle puntiformi;

• i costituenti hanno spin 1/2.

La forma della sezione d’urto

d2σ

dQ2dx=

4πα2

Q4

E ′

E

F2(x)

x

(cos2 θ/2 +

Q2

4M2x22 sin2 θ/2

)

ha una suggestiva interpretazione nel modello a partoni introdotto da Feynman nel1969 considerando la collisione inelastica in un riferimento in cui l’adrone bersaglioha impulso elevato (|~po| À M) in modo da poter trascurare la massa e l’impulsotrasverso dei costituenti:

• l’adrone e costituito da particelle puntiformi cariche chiamati partoni ;

• il 4-impulso dell’adrone, Po, e distribuito tra i partoni;

• l’interazione inelastica con 4-impulso trasferito Q e energia trasferita ν e ilrisultato dell’interazione elastica con un partone che ha 4-impulso xPo;

313

• la funzione di struttura F2(x)/x rappresenta la funzione di distribuzione deipartoni nel nucleone.

La funzione F2(x) misurata nella diffusione fortemente inelastica elettrone-protonee mostrata in Fig.3.40

0

0 . 1

0 . 2

0 . 3

0 . 4

0 0 . 2 0 . 4 0 . 6 0 . 8 1x

F2( x )

Figure 3.40: Funzione di struttura del protone, F ep2 (x), in funzione della variabile x

Un’interazione inelastica con 4-impulso trasferito Q e energia trasferita ν moltomaggiore dell’energia di legame dei partoni nell’adrone bersaglio e rappresentatain Fig.3.41: l’interazione avviene tra l’elettrone e un partone con 4-impulso xPo, ilquadrato dell’energia totale elettrone-partone e s = (P +xPo)

2 = 2EMx+x2M2 '2EMx (per E À M), il 4-impulso Q e scambiato tra l’elettrone e il partone chedopo l’interazione ha 4-impulso

(q + xPo)2 = −Q2 + 2Mνx + x2M2 = (xM)2 = m2 ¿ W 2

e l’adrone frammenta in uno stato finale di massa W formato dal partone interessatoe dagli altri partoni che hanno 4-impulso (1−x)Po. La Fig.3.41 mostra la diffusione

PP'

Po

W

q

xPop

-pxPo

-xPo

(1-x)Po

Figure 3.41: Diffusione inelastica nel riferimento di Breit e grafico di Feynman nelmodello a partoni

fortemente inelastica nel riferimento di Breit in cui l’energia trasferita tra l’elettronee il partone e nulla, q = (2~p, 0), e entrambi invertono l’impulso.

Il modello a partoni ha una semplice interpretazione se si considera la collisionenel riferimento del centro di massa elettrone-nucleone. Trascurando i valori dellemasse, si ha s = (P + Po)

2 = 4(p∗c)2, q2 = (P − P ′)2 = −2(p∗c)2(1 − cos θ∗). Per

314

un bersaglio puntiforme la sezione d’urto e

dσ

dΩ∗ =2π

h|〈f |H|i〉|2 (p∗c)2

8π3(hc)3

1

2c〈f |H|i〉 =

4πα(hc)3

Q2F (θ∗)

dove F (θ∗) e la distribuzione angolare della diffusione elastica. Ci sono due casi

• elettrone e nucleone hanno spin opposti (⇒ ⇐; ⇐ ⇒), il momento angolaretotale e J = 0 e la distribuzione angolare e isotropa: F (θ∗) = 1;

• elettrone e nucleone hanno spin paralleli (⇒ ⇒; ⇐ ⇐) il momento angolaretotale e J = 1 e la distribuzione angolare e descritta dalle autofunzioni dirotazione di spin 1 (appendice 4.10)

F (θ∗) =1 + cos θ∗

2

Le due ampiezze non interferiscono per cui la sezione d’urto e (h = c = 1)

dσ

dΩ∗ =α2

2Q4s

1 +

(1 + cos θ∗

2

)2

Nel riferimento del laboratorio, dopo la collisione l’elettrone ha energia

E ′ = βγp∗ cos θ∗ + γE∗ =p

2E∗ p∗ cos θ∗ +E + M

2E∗ E∗ ' E1 + cos θ∗

2

da cui si ottiene ν = E − E ′ = E(1 − cos θ∗)/2. La variabile adimensionale inelas-ticita, y = ν/E = (1 − cos θ∗)/2, e quindi direttamente connessa con l’angolo didiffusione nel centro di massa e la sezione d’urto differenziale si puo esprimere infunzione di y (|∂Ω∗/∂y| = 4π)

dσ

dy=

2πα2

Q4s

[1 + (1− y)2

]1− y =

1 + cos θ∗

2

Per interpretare la diffusione inelastica elettrone-nucleone nel modello a partoniconviene esprimere la sezione d’urto differenziale in funzione delle due variabili adi-mensionali x, y

Q2 = 4EE ′ sin2 θ/2 = 2MExy E ′ = E(1− y) sin2 θ/2 =Mxy

2E(1− y)

d2σ

dxdy= 2MEx

d2σ

dQ2dν=

=4πα2

Q42MEx(1− y)

F2(x)

x

[1− Mxy

2E(1− y)+

Q2

4M2x2

Mxy

E(1− y)

]=

=4πα2

Q42MEx

F2(x)

x

[1− y − Mxy

2E+

y2

2

]

315

che, per E À M , s ' 2ME, diventa

d2σ

dxdy=

2πα2

Q4sx

F2(x)

x

[1 + (1− y)2

]

in cui e chiaramente espressa la dipendenza della sezione d’urto differenziale delladiffusione fortemente inelastica elettrone-adrone dai vari termini:

• (costante di accoppiamento × propagatore)2;

• (energia totale del sistema elettrone-partone)2 = sx;

• densita dei partoni nell’adrone F2(x)/x;

• distribuzione angolare nel riferimento elettrone-partone.

3.4.4 Carica elettrica dei partoni

Il nucleone e costituito di partoni puntiformi di spin 1/2. I quark hanno carica elet-trica frazionaria, eu = 2/3, ed = es = −1/3, . . . (in unita della carica elementare). Ilpasso successivo e verificare se si possono identificare i partoni con i quark. La sezioned’urto di interazione elettromagnetica e proporzionale al quadrato delle cariche elet-triche interagenti per cui, se si indica con fk(x) la densita dei quark di sapore k, lafunzione di struttura F2(x) si puo esprimere

F2(x) =∑

k

e2k x fk(x)

In un’interazione fortemente inelastica si possono formare anche coppie quark-antiquarkdello stesso sapore e l’interazione elettromagnetica ha lo stesso accoppiamento perquark e per antiquark per cui conviene definire

• quark di valenza quelli che definiscono i numeri quantici dell’adrone, ad esem-pio p = |uud〉 con carica +1, n = |udd〉 con carica 0, . . .;

• quark del mare (sea-quark) quelli costituiti dalle possibili coppie quark-antiquarkprodotte nell’interazione, ad esempio coppie ss.

Nelle interazioni elettrone-protone e elettrone-neutrone si misurano le funzioni distruttura

F ep2 (x) = x

[4

9up(x) +

1

9dp(x) + . . .

]F en

2 (x) = x[4

9un(x) +

1

9dn(x) + . . .

]

dove up(x) e dp(x) sono le densita di quark u e d del protone, un(x) e dn(x) quelledel neutrone. Le possibili coppie quark-antiquark del mare, uu, dd, ss hanno ap-prossimativamente la stessa densita e si puo trascurare il contributo dei quark conmassa piu elevata

4

9u(x) +

4

9u(x) +

1

9d(x) +

1

9d(x) +

1

9s(x) +

1

9s(x) + . . . ≈ 12

9s(x)

316

La simmetria dell’isospin dell’interazione adronica permette di ipotizzare che la den-sita di quark di valenza u del protone sia uguale alla densita di quark di valenza ddel neutrone

up(x) = dn(x) = uv(x) dp(x) = un(x) = dv(x)

Con queste ipotesi le funzioni di struttura del nucleone sono

F ep2 (x) = x

[4

9uv(x) +

1

9dv(x) +

12

9s(x)

]F en

2 (x) = x[1

9uv(x) +

4

9dv(x) +

12

9s(x)

]

Il rapporto tra le funzioni di struttura e mostrato nella Fig.3.42: si osserva che perx → 0 il rapporto e F en

2 (x)/F ep2 (x) ' 1: la densita di quark di valenza e del mare

e simile per piccoli valori dell’impulso dei partoni; mentre per x → 1 il rapportoF en

2 (x)/F ep2 (x) ' 1/4 indica che e importante solo il contributo dei quark uv(x).

Questa non e una evidenza diretta che i partoni hanno la carica frazionaria previstanel modello a quark, ma indica il modello e consistente con questa ipotesi.

0

0 . 2

0 . 4

0 . 6

0 . 8

1

0 . 0 0 . 2 0 . 4 0 . 6 0 . 8 1 . 0x

Fe

n (x)

/ F

ep (x

)

Figure 3.42: Rapporto tra le funzioni di struttura di neutrone e protone,F en

2 (x)/F ep2 (x), in funzione della variabile x

In un bersaglio con ugual numero di protoni e neutroni, ad esempio deuterio,l’interazione avviene con uguale probabilita con i quark u e d e si ottiene una funzionedi struttura mediata sul contenuto di quark di valenza

F eN2 (x) =

F ep2 (x) + F en

2 (x)

2= x

[5

18uv(x) +

5

18dv(x) + . . .

]' 5

18x [q(x) + q(x)]

dove q(x) e q(x) indicano le densita di quark e antiquark. Il fattore 5/18 rappresentail valor medio del quadrato delle cariche dei quark di valenza che contribuiscono alladiffusione fortemente inelastica elettrone-deuterio.

L’integrale della funzione x[q(x) + q(x)] su tutti i valori della variabile x rappre-senta il contributo di tutti i quark e gli anti-quark all’interazione e dovrebbe esserepari a 1. Il valore sperimentale e invece

∫ 1

0x [q(x) + q(x)] dx ' 18

5

∫ 1

0F eN

2 (x)dx ' 0.5

317

Questo valore si ottiene da misure della diffusione fortemente inelastica di elettroni edi muoni (che possono raggiungere energie piu elevate) su diversi bersagli con ugualnumero di protoni e neutroni (Deuterio, Carbonio, . . .) ed e approssimativamenteindipendente dai valori di Q2 e ν. Un’ipotesi per spiegare questo risultato e che nontutti i partoni del nucleone si accoppiano con il campo elettromagnetico. Questaipotesi si basa su una seconda ipotesi, che i partoni si possano identificare con i quarkcon carica frazionaria. La verifica di questa si ottiene studiando l’interazione forte-mente inelastica neutrino-nucleone: infatti in questo caso l’interazione non dipendedalla carica elettrica dei quark.

3.4.5 Diffusione fortemente inelastica neutrino-nucleone

Nel capitolo ??? e mostrato come si realizzano intensi fasci di neutrini νµ e antineu-trini νµ. Le reazioni di diffusione fortemente inelastica su nucleone sono

νµN → µ−X νµN → µ+X

Si tratta di reazioni che avvengono per interazione debole con sezioni d’urto moltopiccole, quindi negli esperimenti occorre avere bersagli molto grandi. Inoltre inun fascio di neutrini si conosce il flusso di neutrini per unita di energia, dΦ/dEν ,ma non si conosce l’energia dei singoli neutrini, quindi per conoscere l’energia deineutrini che interagiscono occorre misurare sia la direzione e l’energia del muone chela direzione e l’energia del sistema adronico X che si forma nella frammentazionedel nucleone.

La sezione d’urto differenziale di diffusione elastica dipende da tre funzioni distruttura, Wk(Q

2, ν) (h = 1, c = 1)

d2σ

dQ2dν=

G2

2π

E ′

E

(W2 cos2 θ/2 + W12 sin2 θ/2∓ E + E ′

MW3 sin2 θ/2

)− ν+ ν

La differenza con l’interazione elettromagnetica e che l’interazione debole e costruitaa partire da una corrente vettoriale e una assiale. Si hanno quindi quattro terminiche corrispondono alle ampiezze per cui il nucleone cambia (∼ sin θ/2) oppure noncambia (∼ cos θ/2) direzione dello spin. Neutrini e antineutrini sono autostati dielicita con valori opposti e questo origina la differenza di segno nella somma di questitermini.

La dipendenza dall’angolo di emissione del muone, θ, permette di misurare le fun-zioni W2 e 2W1∓W3(E +E ′)/M . La misura di interazioni di neutrini e antineutrinipermette di determinare le funzioni W1 e W3.

La legge di scala di Bjorken prevede che nel limite Q2 À M2, ν À M , le funzionidi struttura siano funzioni solo di x = Q2/2Mν

νW2(Q2, ν) → F2(x) MW1(Q

2, ν) → F1(x) νW3(Q2, ν) → F3(x)

La sezione d’urto differenziale in funzione delle variabili adimensionali x, y e

d2σ

dxdy=

G2

2π2ME

[F2(x)

(1− y − Mxy

2E

)+ 2xF1(x)

y2

2∓ xF3(x)

(y − y2

2

)]

318

Facendo l’ipotesi 2xF1(x) = F2(x), verificata nel caso di interazione elettromagneticadei partoni, per E À M , s ' 2ME, la sezione d’urto differenziale e

d2σ

dxdy=

G2

2πs

[F2(x)

(1− y +

y2

2

)∓ xF3(x)

(y − y2

2

)]− ν+ ν

Come nel caso della diffusione fortemente inelastica di elettroni queste relazioniacquistano un significato piu esplicito esaminando l’interazione nel sistema del centrodi massa neutrino-partone. In questo riferimento, nell’ipotesi che abbiano massatrascurabile, i quark hanno elicita negativa e gli antiquark elicita positiva. I neutrinie gli antineutrini sono autostati di elicita. Quindi, considerando solo i quark divalenza del nucleone, le possibili interazioni sono (Fig.3.43)

νννν d

µµµµ

u

θθθθ*

νννν d

µµµµ

u

νννν

d

µµµµ

u νννν u

µµµµ

d

Figure 3.43: Scattering elastico (anti)neutrino-(anti)quark nel riferimento del centrodi massa

νd → µ−u ⇐ ⇒ J = 0νu → µ−d ⇐ ⇐ J = 1νu → µ+d ⇒ ⇒ J = 1νd → µ+u ⇒ ⇐ J = 0

La sezione d’urto differenziale e (capitolo ???)

dσ

dΩ∗ =G2

c

4π2s∗ J = 0

dσ

dΩ∗ =G2

c

4π2s∗

(1 + cos θ∗

2

)2

J = 1

con G2c = G2 cos2 θc. Espressa in termini dell’inelasticita

dσ

dy=

G2c

πs∗ J = 0

dσ

dy=

G2c

πs∗ (1− y)2 J = 1

Introducendo le densita di quark e antiquark, e considerando anche i contributi deiquark del mare, νs → µ−u, νu → µ+s, che hanno accoppiamento ∼ G sin θc si ha

νd2σ

dxdy=

G2

πs

[q(x) + q(x)(1− y)2

]=

G2

πsx

[q(x) + q(x)− 2q(x)(y − y2/2)

]

νd2σ

dxdy=

G2

πs

[q(x)(1− y)2 + q(x)

]=

G2

πsx

[q(x) + q(x)− 2q(x)(y − y2/2)

]

319

3.4.6 Densita di quark e antiquark

Dalle misure delle funzioni di struttura nella diffusione fortemente inelastica neutrino-nucleone e antineutrino-nucleone si possono determinare separatamente le densitadi quark e antiquark del nucleone

d2σν

dxdy+

d2σν

dxdy=

G2

πs F2(x)

(1− y +

y2

2

)F2(x) =

F νN2 (x) + F νN

2 (x)

2

d2σν

dxdy− d2σν

dxdy= −G2

πs xF3(x)

(y − y2

2

)F3(x) =

F νN3 (x) + F νN

3 (x)

2

Confrontando queste espressioni con quelle delle sezioni d’urto differenziali con quarke antiquark si ha

x [q(x) + q(x)] = F2(x) x [q(x)− q(x)] = −xF3(x)

xq(x) =F2(x)− xF3(x)

2xq(x) =

F2(x) + xF3(x)

2

I risultati sperimentali, mostrati in Fig.3.44, portano ad alcuni importanti conclu-

0

0 . 3

0 . 6

0 . 9

1 . 2

1 . 5

0 0 . 2 0 . 4 0 . 6 0 . 8 1

F2(x) = x [q(x) + q(x)]

x q(x)

x q(x)

−−−−

−−−−

x

Figure 3.44: Densita di quark e antiquark misurate nella diffusione fortemente in-elastica di neutrini e antinuetrini

sioni

• i quark del mare contribuiscono solo per piccoli valori di x;

• la densita dei quark di valenza si estende anche a grandi valori di x;

• come nel caso dell’interazione elettromagnetica, per bersagli che contengonougual numero di protoni e neutroni, l’integrale sul contributo di tutti i quarke antiquark e 6= 1

∫ 1

0F νN

2 (x)dx =∫ 1

0x[q(x) + q(x)]dx ' 0.5

cioe protone e neutrone sono costituiti anche di partoni che non si accoppianone con il campo elettromagnetico ne con il campo debole;

320

• confrontando i risultati dell’interazione elettrone (muone)-nucleone e neutrino(antineutrino)-nucleone si ottiene

F νN2 (x) ' 18

5F eN

2 (x)

e, poiche l’interazione debole non dipende dalla carica elettrica, questo risul-tato conferma che il valor medio dei quadrati delle cariche dei partoni e〈Σke

2k〉 = 5/18 in accordo con i valori delle cariche frazionarie del modello

a quark.

La conferma che gli antiquark hanno un ruolo importante nella struttura dinam-ica del nucleone si ottiene misurando la sezione d’urto differenziale di neutrini eantineutrini in funzione dell’inelasticita, dσν/dy, dσν/dy, mostrata in Fig.3.45. Nelmodello a partoni, queste hanno la forma

dσν

dy=

∫ 1

0

d2σ

dxdydx =

G2

2π2ME

[∫xq(x)dx + (1− y)2

∫xq(x)dx

]

dσν

dy=

∫ 1

0

d2σ

dxdydx =

G2

2π2ME

[(1− y)2

∫xq(x)dx +

∫xq(x)dx

]

per cui si puo estrarre dalle misure il contributo globale di quark e antiquark

Q =∫ 1

0xq(x)dx Q =

∫ 1

0xq(x)dx

0

0 . 2

0 . 4

0 . 6

0 . 8

1

0 . 0 0 . 2 0 . 4 0 . 6 0 . 8 1 . 0y

d

/dy

σσσσ

νννν

νννν−−−−

Figure 3.45: Sezione d’urto differenziale di neutrini e di antineutrini in funzionedell’inelasticita

La sezione d’urto totale e mostrata in Fig.3.46 in funzione dell’energia del fascio.Nel modello a partoni questa si ottiene integrando su tutti i valori di inelasticita

σ(νN → µ−X) =∫ 1

o

dσν

dydy =

G2

2π2ME

(Q+Q/3

)

σ(νN → µ+X) =∫ 1

o

dσν

dydy =

G2

2π2ME

(Q/3 +Q

)

G2M/π = 1.58 10−38 cm2/GeV . I risultati mostrano che

321

0

5 0

1 0 0

1 5 0

2 0 0

2 5 0

0 1 2 0 2 4 0 3 6 0

νννν

νννν−−−−

E (GeV)

( 10

-38 c

m2 )

σσσσ

νννν

Figure 3.46: Sezione d’urto totale di neutrini e di antinuetrini in funzione dell’energia

• la sezione d’urto di interazione di neutrini e antineutrini cresce linearmentecon l’energia

σ(νN → µ−X) = (0.677± 0.014) 10−38 cm2/GeV × E (GeV )

σ(νN → µ+X) = (0.0334± 0.008) 10−38 cm2/GeV × E (GeV )

• il rapporto tra le sezioni d’urto

σν

σν

=1 + 3Q/Q3 +Q/Q = 0.49

indica che il rapporto tra il contributo degli antiquark alla struttura del nu-cleone e quello dei quark e Q/Q = 0.20.

La sezione d’urto e proporzionale all’energia di neutrini e antineutrini, quindi anchealla massima energia dei fasci oggi disponibili (E ' 300 GeV ) la sezione d’urtonon e sensibile all’effetto del propagatore del campo debole. Infatti il propagatoremodifica la dipendenza lineare dall’energia, E

σ ' G2

π

2ME

(1 + Q2/M2W )2

Q2 = 2MExy

e si deduce che la massa del bosone W e molto grande: M2W À 2MExy ' 100 GeV 2.

In conclusione, lo studio delle interazioni elettromagnetiche e deboli di fermionipuntiformi (elettroni, muoni e neutrini) con nucleoni mostra che

• questi sono costituiti di fermioni puntiformi di spin 1/2;

• l’accoppiamento con il campo elettromagnetico e proporzionale al quadratodella carica frazionaria dei quark;

• l’accoppiamento con il campo debole e proporzionale alla costante universaledi Fermi e, per i diversi sapori di quark, ai parametri della matrice di Cabibbo-Kobayashi-Maskawa;

322

• l’integrale sulla densita di quark e antiquark,∫

x[q(x) + q(x)]dx ' 0.5, indicache solo la meta dei partoni interagisce con il campo elettromagnetico e con ilcampo debole;

• i nucleoni sono costituiti per meta di partoni che non si accoppiano ne con ilcampo elettromagnetico ne con il campo debole;

• questi si possono interpretare come i quanti dell’interazione adronica, i gluoni,che legano i quark e gli antiquark negli adroni.

3.5 Interazioni fermione-antifermione

Le conclusioni sul modello dinamico a quark sono confermate con numerose altremisure fatte con anelli di collisione elettrone-positrone (capitolo ???) per studiare lareazione di annichilazione e+e− → adroni o studiando interazioni adroniche in cuisono prodotte coppie leptone-antileptone nello stato finale, ad esempio pp → e+e−X.

3.5.1 Annichilazione e+e−

L’idea originale di realizzare anelli di collisione elettrone-positrone e di Bruno Tou-schek ed e stata sperimentata negli anni ’60 presso i Laboratori di Frascati con lacostruzione di un piccolo anello di accumulazione chiamato ADA. Da allora sonostati costruiti molti anelli di collisione e+e− con energia dei fasci da 200 MeV a 100GeV che hanno prodotto una grande quantita di informazione sulla annichilazionee+e−.

Al primo ordine dello sviluppo in teoria delle perturbazioni l’annichilazione elettrone-positrone e descritta con lo scambio di un fotone di 4-impulso

Q2 = s = (P+ + P−)2 = 2m2e + 2E+E− − 2~p+ · ~p− ' 4E+E−

Lo stato finale f prodotto nell’annichilazione e+e− → f ha i numeri quantici delfotone: J = 1, P = −1, C = −1.

Nel riferimento del centro di massa si ha E+ = E−, s = 4E2. Se elettronee positrone sono accelerati nello stesso anello, il riferimento del centro di massacoincide con quello del laboratorio.

Annichilazione e+e− → µ+µ−

e

qe

µµµµ

µµµµ

e e

Figure 3.47: Diagramma di Feynman dell’annichilazione e+e− → µ+µ−

323

Il processo elementare e l’annichilazione in due fermioni puntiformi e+e− →µ+µ− (Fig.3.47). Se l’energia totale e s À 4m2

µ, βµ → 1, le particelle nello statoinziale e finale si possono rappresentare con buona approssimazione con autostati dielicita e la sezione d’urto e

dσ

dΩ=

1

c

2π

h|〈f |H|i〉|2 1

8π3h3

p2

2c=

(pc)2

8π2(hc)4

∣∣∣∣∣4παhc

q2f(θ)

∣∣∣∣∣2

Il propagatore del fotone e time-like, (hc)2q2 = s = (2pc)2, e la distribuzione angolaree la somma di due ampiezze (Fig.3.48) che rappresentano la rotazione di spin 1 di θe π − θ (appendice 4.10)

f(θ) =1 + cos θ

2f(π − θ) =

1− cos θ

2

Le due ampiezze non interferiscono e la sezione d’urto e

µµµµ

θθθθe e

µµµµ

µµµµ

e e

µµµµ

Figure 3.48: Angolo di produzione della coppia µ+µ−

dσ

dΩ=

α2(hc)2

2s

1 + cos2 θ

2

σ(e+e− → µ+µ−) =4π

3

α2(hc)2

s

4π

3α2(hc)2 = 8.6 10−32 cm2 GeV 2

Un altro processo di interesse, l’annichilazione e+e− → γγ, e trattato nell’appendice 4.21.Misure dell’annichilazione e+e− → γγ e e+e− → µ+µ− sono state fatte fino a 4-impulsi trasferiti Q > 100 GeV e si e dimostrato che elettrone e muone sono fermionipuntiformi con dimensioni molto minori di 10−16 cm.

Produzione di coppie di mesoni pseudoscalari

Nell’annichilazione e+e− → π+π−, e+e− → K+K−, i mesoni di spin zero vengonoemessi in uno stato di momento angolare orbitale ` = 1 con dipendenza angolaref(θ) = sin θ/

√2. Se s À 4m2, βπ → 1 la sezione d’urto

dσ

dΩ=

α2(hc)2

2s

sin2 θ

2|F (s)|2

e fortemente soppressa dal fattore di forma elettromagnetico (F (s) → 0 per s À4m2). Quindi la produzione di mesoni pseudoscalari non da un contributo impor-tante alla produzione di adroni.

324

Produzione di risonanze mesoniche

I mesoni vettori sono rappresentati nel modello a quark come stati legati quarkantiquark con momento angolare orbitale ` = 0 e spin paralleli. Hanno i numeriquantici del fotone JPC = 1−− e possono esser prodotti nell’annichilazione e+e−

quando s ' m2V . La sezione d’urto di produzione (capitolo ???) dipende dalla

larghezza di decadimento Γee = Γ(V → e+e−)

σ(e+e− → V ) =16π(hc)2

s

2J + 1

(2Se + 1)2

ΓeeΓ

(√

s−mV )2 + (Γ/4)2

σ(s = m2V ) =

16π(hc)2

m2V

3

4

Γee

Γ=

12π(hc)2

m2V

BRee

Le risonanze mesoniche decadono in stati finali costituiti per lo piu di adroni.L’annichilazione e+e− → V si manifesta quindi come un picco di larghezza Γ nellasezione d’urto di produzione e+e− → adroni. I parametri delle risonanze mesonichesono

m (MeV ) Γ (MeV ) BRee

ρ 770 151 4.5 10−5

ω 782 8.4 7.2 10−5

φ 1019 4.4 3.1 10−4

J/ψ 3097 0.088 6.0 10−2

Υ 9460 0.052 2.5 10−2

3.5.2 Il quarkonio

Negli esperimenti di annichilazione e+e− vengono misurate con precisione le massee le larghezze delle risonanze e si possono studiare i loro modi di decadimento. Inparticolare, per i mesoni vettori si osserva che i valori delle larghezze di decadimentoΓee sono simili nonostante le masse siamo molto diverse. Il decadimento V → e+e−

avviene per interazione elettromagnetica e la larghezza parziale si calcola in modoanalogo alla sezione d’urto e+e− → qq

Γee = 2π|〈ee|H|V 〉|2ρ(Ef ) =4πα2(hc)3

3m2V

∣∣∣∑

eqψqq(0)∣∣∣2

dove ψqq(0) e la funzione d’onda dello stato legato qq a distanza r = 0. La somma eestesa al numero di colori, carica elettrica e stati di spin dei quark e si ottiene Γee =16πα2(hc)3|∑ eq|2|ψ(0)|2/m2

V . Confrontando i valori misurati con la previsione delmodello a quark

V stato Γee (keV ) |∑ eq|2 |ψ(0)|2/m2V

ρ uu−dd√2

7.02 1/2 0.68

ω uu+dd√2

0.60 1/18 0.53

φ ss 1.27 1/9 0.56J/ψ cc 5.40 4/9 0.59Υ bb 1.31 1/9 0.58

325

si osserva che |ψ(0)|2/m2V ' 0.6 GeV −2fm−3 e approssimativamente costante. In un

modello di potenziale non relativistico, che e una buona approssimazione perche lemasse dei quark non sono piccole rispetto all’energia totale, |ψ(0)|2 e proporzionalea 1/R3

V e quindi M2V R3

V ' costante. Questo suggerisce che il potenziale di inter-azione qq non sia semplicemente coulombiano, per cui si ha MR = costante, ma cheaumenti con la distanza q-q.

Informazioni piu quantitative si ottengono analizzando gli spettri di massa deimesoni qq. Questo e possibile per i quark c e b che formano molti stati legati che,in analogia con il positronio (e+e−), vengono chiamati quarkonio. Gli stati delquarkonio come quelli dell’atomo di idrogeno sono identificati dai numeri quanticin, L, S, J . La parita e P = PqPq(−1)L = (−1)L+1. La coniugazione di carica edefinita dalla simmetria per scambio q ↔ q; (−1)S+1(−1)LC = −1 per fermioniidentici di spin 1/2; cioe C = (−1)L+S.

Le masse degli stati del quarkonio sono mostrate in Fig.3.49, per diversi valoridei numeri quantici JPC , insieme ai livelli energetici del positronio. Gli stati n1S0

sono mesoni pseudoscalari 0−+ come le particelle η; gli stati n3S1 sono i mesonivettori 1−−; gli stati n3PJ sono mesoni indicati con la lettera χ.

0-+ 1-- 1+- 0++ 1++ 2++

-6.8 eV

-1.9 eV

e e dissociation+ -0

2 S10

2 S31

2 P11 2 P3

12 P30

2 P32

χχχχ (1P)0

1 S10

1 S31

ηηηη(1S)

ηηηη(2S)ψψψψ(2S)

ψψψψ(3S)

χχχχ (1P)1

χχχχ (1P)2

ψψψψ(1S)

DD mass

9.4 GeV

9.6

9.8

10.0

10.2

10.4

10.6

χχχχ (2P)0

χχχχ (2P)1

χχχχ (2P)2

χχχχ (1P)0

χχχχ (1P)1

χχχχ (1P)2

ΥΥΥΥ(1S)

ΥΥΥΥ(2S)

ΥΥΥΥ(3S)

ΥΥΥΥ(4S)

2.8 GeV

3.0

3.2

3.4

3.6

3.8

4.0BB mass

0-+ 1-- 1+- 0++ 1++ 2++ 0-+ 1-- 1+- 0++ 1++ 2++

positronium charm beauty

Figure 3.49: Masse dei mesoni del quarkonio e livelli energetici del positronio (ladifferenza dei livelli non e in scala)

L’analogia con il positronio e notevole. La scala di energia dei livelli del positronioe definita dalla costante di struttura fine α e dalla massa dell’elettrone, mentre quelladel quarkonio dalla costante dell’interazione qq, che chiameremo αs (s per strong)e dalle masse dei quark. I livelli di energia del quarkonio sono ben riprodotti daun potenziale che aumenta con la distanza, U(r) = −4αs/3r + βr, con αs ' 0.3 eβ ' 1 GeV/fm. La forma del potenziale e i valori dei parametri sono in accordocon le previsioni della teoria della cromodinamica quantistica (capitolo ???).

326

3.5.3 Annichilazione e+e− → adroni

Nell’annichilazione e+e− → X si puo produrre qualunque stato finale formato daadroni che abbia i numeri quantici del fotone. A energia elevata si osserva la pro-duzione di molti mesoni (prevalentemente mesoni π e piu raramente mesoni K), laproduzione di barioni e fortemente soppressa dal valore piu elevato della massae dalla conservazione del numero barionico (si devono produrre coppie barione-antibarione).

10-1

1

10

102

103

1 10 102

ρω φ

J/ψψ(2S)

R

Z

√s (GeV)

Figure 3.50: Rapporto σ(e+e− → adroni)/σ(e+e− → µ+µ−) in funzione dell’energiatotale (S.Eidelman et al., Physics Letters B592, 1, 2004)

La Fig.3.50 mostra il rapporto tra la sezione d’urto di produzione di adroni ela sezione d’urto σ(e+e− → µ+µ−) in funzione dell’energia totale

√s. Si osserva

che la produzione di adroni ha la stessa dipendenza prevista per l’annichilazione incoppie di fermioni puntiformi, cioe che non risente di alcun effetto dovuto a fattoridi forma. Questa osservazione ha una semplice interpretazione nel modello a quarkin cui la sezione d’urto di annichilazione in una coppia quark-antiquark di sapore ke carica elettrica ek e (h = 1, c = 1)

σ(e+e− → qkqk) =4πα2

3se2

k

Poiche i quark hanno carica di colore, mentre lo stato adronico osservato non hacolore, la coppia qkqk interagisce per produrre adroni incolori (Fig.3.51). La sezioned’urto σ(e+e− → adroni) e quindi la somma su tutti gli stati di colore e su tutti glistati di sapore con

√s > 2mk

σ(e+e− → adroni) =∑

colore

∑

k

σ(e+e− → qkqk) =4πα2

3s

∑

k

3e2k

R =σ(e+e− → adroni)

σ(e+e− → µ+µ−)=

∑√

s>2mk

3e2k

327

Il modello a quark prevede R = 3(4/9 + 1/9 + 1/9) = 2 per√

s > mss; R = 10/3per

√s > mcc. In Fig.3.50 e riportato anche il contributo degli stati eccitati delle

risonanze mesoniche (ψ′, ψ′′, . . .) che si somma al continuo della produzione diadroni.

eq

e

e eq

q

θθθθ

e e

q

q

Figure 3.51: Diagramma di Feynman dell’annichilazione e+e− → qq

Quando l’impulso dei quark e molto maggiore delle masse delle particelle nellostato finale (prevalentemente mesoni π) queste sono raggruppate in due coni inemisferi opposti, formano cioe due jet adronici con impulsi opposti. Se i quarksono fermioni di spin 1/2, la distribuzione angolare dell’asse dei jet rispetto all’assedi collisione e+e− ha la forma dnjet/d cos θ = 1 + cos2 θ. Anche questo e statoverificato negi esperimenti.

In anelli di collisione e+e−, quando l’energia e maggiore del valore di soglia per laproduzione di coppie qq di sapore k (

√s > 2mk), queste formano mesoni contenenti

il sapore k. In questo modo sono stati osservati le particelle con charm e beauty(capitolo ???). Il quark top non e stato osservato in interazioni e+e− perche nonesistono anelli di collisione di energia sufficientemente elevata; e stato osservatonell’annichilazione antiprotone-protone.

3.5.4 Annichilazione quark-antiquark

Gli adroni sono costituiti di quark e quindi in interazioni adroniche si puo osservareil processo inverso di annichilazione quark-antiquark in coppie di leptoni qq → `+`−.La produzione di coppie e+e− e µ+µ− e stata studiata in interazioni di fasci di protonio mesoni su bersagli di protoni o nuclei e con anelli di collisione antiprotone-protone.Le reazioni di produzione di coppie di leptoni, ad esempio

pp → `+`−X π±p → `+`−X K±p → `+`−X

sono chiamati processi Drell-Yan. X e qualunque stato finale risultato della fram-mentazione dei due adroni interagenti (Fig.3.52)

Negli esperimenti si misurano gli impulsi dei due leptoni, ~p+, ~p− e con questi sidetermina la massa invariante

M2 = (P+ + P−)2 = 2m2 + 2E+E− − 2~p+ · ~p− ' 4p+p− sin2 θ+−/2

Gli adroni interagenti hanno 4-impulsi P1 e P2 e energia totale s = (P1 + P2)2. La

coppia `+`− e prodotta nell’annichilazione di un quark con 4-impulso x1P1 e unantiquark con 4-impulso x2P2 (o viceversa) e l’energia totale nel centro di massa

328

µµµµq

q p

P1

P2

x1

x2µµµµ

pµµµµ

µµµµ

p p →→→→ µµµµ µµµµ X

Figure 3.52: Diagramma di Feynman del processo Drell-Yan pp → µ+µ−X

quark-antiquark e pari alla massa invariante dei due leptoni. Trascurando i valoridelle masse, il 4-impulso trasferito e

(x1P1 + x2P2)2 = x1x2s

La sezione d’urto differenziale in funzione della massa invariante si ottiene integrandosulle densita dei quark con il vincolo x1x2s = M2

d2σ =1

3

∑

k

[q(x1)q(x2) + q(x2)q(x1)] σ(qkqk → `+`−) dx1dx2

Il fattore 1/3 e introdotto perche tra tutte le combinazioni qkqk solo quelle con lostesso colore possono accoppiarsi con il campo elettromagnetico. La sezione d’urtodi annichilazione e σ(qkqk → `+`−) = (4π/3)α2e2

k/M2. Quindi per la sezione d’urto

differenziale si ha

d3σ =1

3

4π

3

α2

M2

∑

k

e2k [q(x1)q(x2) + q(x2)q(x1)] δ(x1x2s−M2) dx1dx2dM2 =

=4π

9

α2

M2

∑

k

e2k [q(x1)q(x2) + q(x2)q(x1)]

x1x2

M2δ(x1x2 −M2/s) dx1dx2dM2

Introducendo le funzioni di struttura di quark, Fq(x) = xq(x), e antiquark, Fq(x) =xq(x),

dσ

dM2=

4π

9

α2

M4

∫ 1

0

∫ 1

0

∑

k

e2k [Fq(x1)Fq(x2) + Fq(x2)Fq(x1)] δ(x1x2 −M2/s) dx1dx2

L’integrale sulle funzioni di struttura e funzione della variabile adimensionale M2/s,per cui si ottiene

dσ

dM2=

4π

9

α2

M4G(M2/s)

dσ

dM=

8π

9

α2

M3G(M2/s)

Le misure effettuate a diverse energie hanno verificato che

• la sezione d’urto differenziale non dipende dall’energia totale degli adroni,√

s,ma solo dal rapporto M2/s;

329

• le funzioni di struttura misurate nella diffusione inelastica neutrino-nucleoneriproducono la funzione G(M2/s) misurata nelle interazioni protone-protonee antiprotone-protone;

• il confronto di queste misure con quelle fatte con fasci di mesoni π e K permettedi misurare le funzioni di struttura dei mesoni.

3.6 Interazioni adroniche

Nei capitoli precedenti abbiamo esaminato alcune proprieta delle particelle soggettea interazione adronica che possiamo cosı riassumere

• gli stati degli adroni, barioni e mesoni, mostrano una serie di regolarita chesono alla base del modello statico a quark;

• la dinamica delle interazioni elettromagnetiche e deboli degli adroni− ad esem-pio la diffusione fortemente inelastica di elettroni, muoni e neutrini, l’annichilazioneelettrone-positrone in adroni e i fenomeni Drell-Yan − e in accordo con l’ipotesiche gli adroni siano costituiti di quark e che questi siano fermioni puntiformidi spin 1/2 e carica elettrica frazionaria;

• la misura dei fattori di forma elettromagnetici degli adroni e della sezioned’urto di interazione adronica mostra che i quark costituenti sono confinati inuna regione di dimensione di poco meno di 1 fm.

Sulla base di queste evidenze sperimentali vediamo se e possibile impostare unateoria delle interazioni adroniche in grado di interpretare anche i fenomeni in cuisono coinvolti solo adroni.

3.6.1 Fenomenologia delle interazioni adroniche

Consideriamo la reazioneh1 h2 → p1 p2 . . . pn

in cui due adroni collidono a formare uno stato di n particelle di impulso ~pk. Nelcapitolo ???, sulla base di considerazioni generali sulla diffusione da potenziale, sie mostrato che la sezione d’urto totale e la sezione d’urto elastica tendono ad unvalore indipendente dall’energia totale quando l’impulso nel centro di massa e moltomaggiore di h/R, dove R e la dimensione spaziale degli adroni, σtot → 2πR2. LaFig.3.53 mostra l’andamento della sezione d’urto totale e della sezione d’urto elastica(σtot = σel + σinel) in interazioni protone-protone e antiprotone-protone in funzionedell’energia nel centro di massa,

√s = 2(m2

p + p2cm)1/2. Per

√s À 2mp la sezione

d’urto e approssimativamente costante, σ ' 40 mb, ma poi cresce lentamente conln s. A energia elevata le sezioni d’urto protone-protone e antiprotone-protone sonouguali; le stesse conclusioni si hanno studiando le reazioni con fasci di mesoni: π±p,K±p.

330

10

10 2

10-1

1 10 102

103

104

105

106

107

108

elastic

total⇓

pp

Plab GeV/c

Cro

ss s

ectio

n (m

b)

10

10 2

10-1

1 10 102

103

104

105

106

107

108

Plab GeV/c

elastic

total⇓

p_p

Cro

ss s

ectio

n (m

b)

√s GeV

1.9 2 10 102 103 104

Figure 3.53: Sezione d’urto totale e elastica protone-protone e antiprotone-protonein funzione dell’energia nel centro di massa,

√s (S.Eidelman et al., Physics Letters

B592, 1, 2004) .

Consideriamo la regione in cui pcm À h/R (√

s À 2mp). Se l’energia nel centrodi massa e molto maggiore delle masse degli adroni, si possono produrre molti mesoninello stato finale. La sezione d’urto differenziale in funzione del 4-impulso (~p,E) delgenerico adrone emesso nello stato finale si puo fattorizzare in una funzione dellacomponente trasversa dell’impulso, pT (invariante per trasformazioni di Lorentz),e della componente longitudinale, pL. In un sistema di riferimento in cui l’assez rappresenta la direzione del moto relativo degli adroni h1 e h2 (Fig.3.54) si ha:p2

x + p2y = p2

T , pz = pL, θ = atan pT /pL e l’angolo polare, φ = atan py/px e l’angoloazimutale. Se fascio e bersaglio non sono polarizzati, cioe non si ha una direzionepreferita degli spin, la sezione d’urto non dipende dall’angolo azimutale φ.

pL

pT

-pcm

+pcm

Figure 3.54: Produzione inclusiva di adroni nella reazione h1h2 → hX.

Se√

s e l’energia totale nel centro di massa, la sezione d’urto inclusiva per la

331

formazione del generico adrone h di impulso ~p (h1h2 → hX) si esprime in formainvariante (capitolo ???) in funzione di pT , pL e

√s

Ed3σ

d~p=

d3σ

dpxdpydpz/E=

d3σ

pT dpT dφdpL/E= F (pT , pL,

√s)

Nell’ipotesi che gli adroni siano costituiti di quark con impulso pq ' h/R e ragionev-ole supporre che il generico adrone sia emesso con impulso trasverso pT '

√2pq e

impulso longitudinale pL À pT , e che l’impulso trasverso sia caratterizzato da unadistribuzione statistica del tipo

dn

pT dpT

= a e−bET

dove ET e l’energia trasversa, ET = (p2T +m2)1/2. Per R ' 0.8 fm, pT ' 350 MeV/c

e ET ' pT nel caso dei mesoni π. Con queste semplici ipotesi ci si aspetta che lasezione d’urto inclusiva in funzione dell’impulso trasverso abbia un andamento deltipo

dσ

dpT

= a pT e−bpT 〈pT 〉 =

∫p2

T e−bpT dpT∫pT e−bpT dpT

=2

b

e che gli adroni siano emessi prevalentemente con impulso trasverso piccolo perqualunque valore della loro energia E.

La sezione durto differenziale in funzione dell’impulso longitudinale rappresentacome gli n adroni prodotti si dividono l’energia totale a disposizone. L’integraledella sezione d’urto inclusiva e pari al prodotto della sezione d’urto inelastica e ilnumero medio di particelle prodotte

σ(h1h2 → p1p2 . . . pn) = 〈n〉 σinel

e σinel e approssimativamente costante al variare dell’energia nel centro di massa.Quindi, poiche l’impulso longitudinale non contiene informazione sulla dinamica delprocesso di reazione, ma solo sulla cinematica, e ragionevole supporre

dσinel

dpL/E' costante σinel = costante×

∫ dpL

E= costante× ymax

dove si e introdotta la variabile rapidita definita da dy = dpL/E

y =∫ +pL

−pL

dpL

E=

1

2ln

E + pL

E − pL

=1

2ln

(E + pL)2

E2 − p2L

= lnE + pL

ET

In una trasformazione di Lorentz, ad esempio dal riferimento del laboratorio alriferimento del centro di massa della reazione, la rapidita si trasforma secondo larelazione

y′ =1

2ln

E ′ + p′LE ′ − p′L

=1

2ln

γE + βγpL + γpL + βγE

γE + βγpL − γpL − βγE= y +

1

2ln

1 + β

1− β

332

quindi la differenza di rapidita tra gli adroni prodotti e invariante.Quando l’energia nel centro di massa e molto maggiore delle masse degli adroni

si producono molte particelle nello stato finale e il numero di adroni, n, ha unadistribuzione statistica con valor medio 〈n〉. Questi sono prevalentemente mesoniπ che sono gli adroni con la massa piu piccola, ma vengono prodotti anche mesoniK (tipicamente nK/nπ ' 0.1) e mesoni vettori (ρ, ω, φ . . . ) che decadono inmesoni π o K. La probabilita di produrre adroni di massa maggiore e trascur-abile. Per la simmetria dell’isospin delle interazioni adroniche si ha nπ± = 2nπ0

(Iπ = 1) e nK± = nK0 (IK = 1/2), quindi con buona approssimazione il numerodi particelle cariche e il doppio delle particelle neutre. Poiche σinel ' costante,le considerazioni precedenti implicano che il numero medio di adroni prodotti, lamolteplicita, sia approssimativamente proporzionale al valore massimo della rapiditaymax = ln(Emax + pLmax)/ET ' ln

√s/mp, cioe che la molteplicita aumenti linear-

mente con il logaritmo dell’energia

〈n〉 = a + b ln s

Poiche in generale E À m, la rapidita si puo approssimare con la variabile pseudo-rapidita, indicata con η, che dipende solo dall’angolo polare θ

E + pL

E − pL

=(p2 + m2)1/2 + p cos θ

(p2 + m2)1/2 − p cos θ=

cos2 θ/2 + m2/4p2 + . . .

sin2 θ/2 + m2/4p2 + . . .' 1

tan2 θ/2

y =1

2ln

E + pL

E − pL

' − ln tan θ/2 = η

Questo ha il vantaggio che le misure di molteplicita si possono fare senza usare campimagnetici e quindi con ampia accettanza e buona uniformita.

La Fig.3.55 (sinistra) mostra la molteplicita di particelle cariche per unita dipseudorapidita prodotte in interazioni protone-protone e antiprotone-protone perdiversi valori dell’energia nel centro di massa. Dall’andamento di dnch/dη si deducednch/dy ' costante in un ampio intervallo, detto plateau di rapidita, che si estendeall’aumentare di

√s, e una diminuzione di dnch/dy per |y| → ymax; ymax(63 GeV ) '

4.2, ymax(900 GeV ) ' 6.9. Questo e in accordo qualitativo con le ipotesi fatte,ma si nota che dnch/dy|y=0 aumenta con l’energia nel centro di massa. La Fig.3.55(destra) mostra la molteplicita di particelle cariche in funzione dell’energia nel centrodi massa, nch =

∫(dnch/dy) dy dove l’integrale va esteso da −ymax a +ymax. La

molteplicita non ha un semplice andamento lineare con ln s, ma piuttosto con (ln s)2

poiche sia dnch/dy|y=0 che ymax aumentano con andamento proporzionale a ln s.Dalle osservazioni precedenti si deduce che, a energia fissa, la sezione d’urto

invariante non dipende dalla rapidita in un ampio intervallo

dσ

dy=

∫E

d3σ

d~pdpT dφ ' costante

Viceversa la dipendenza dall’impulso trasverso ha un andamento esponenziale comeprevisto. La Fig.3.56 mostra la sezione d’urto invariante mediata nel plateau di

333

0

5

1 0

1 5

2 0

2 5

3 0

3 5

4 0

1 0 1 0 0 1000

n ch

s1 / 2 (GeV)

0 . 0

1 . 0

2 . 0

3 . 0

4 . 0

5 . 0

0 . 0 1 . 0 2 . 0 3 . 0 4 . 0 5 . 0

53 GeV

200 GeV

900 GeV

ηηηη

dnc

h/dηηηη

Figure 3.55: Molteplicita di particelle cariche per unita di pseudorapidita in inter-azioni antiprotone-protone. Molteplicita di particelle cariche in funzione dell’energianel centro di massa,

√s.

rapidita in funzione dell’impulso trasverso

dσ

pT dpT

=∫

Ed3σ

d~pdydφ

Per pT < 1 GeV/c i valori della sezione d’urto sono ben rappresentati da una leggeesponenziale e il valore medio dell’impulso trasverso e approssimativamente ugualea quello previsto dal modello statico a quark. La linea in Fig.3.56 rappresental’andamento dei dati sperimentali per pT < 1 GeV/c e

√s = 63 GeV: in questo caso

〈pT 〉 ' 2/6 = 0.33 GeV/c. I risultati si discostano dalla legge esponenziale per valoridi impulso trasverso maggiori e l’effetto e piu evidente all’aumentare dell’energia nelcentro di massa.

Le interazioni di fasci di mesoni π o di mesoni K con bersagli di protoni o deutonimostrano le stesse caratteristiche. In questo caso pero l’energia nel centro di massae limitata a valori minori di 40 GeV.

Dall’analisi di questi risultati possiamo concludere che

• la sezione d’urto inelatica non ha un andamento asintotico costante, ma au-menta lentamente con l’energia ∼ ln s;

• la sezione d’urto differenziale dσ/dy e approssimativamente costante in unampio intervallo di rapidita, ma aumenta lentamente con l’energia ∼ ln s;

• la molteplicita non aumenta ∼ ln s, ma piuttosto ∼ (ln s)2;

334

1 0- 4

1 0- 3

1 0- 2

1 0- 1

1 00

1 01

1 02

0 1 2 3 4 5 6

63 GeV

200 GeV

900 GeV

200 mb e- 6 p T

pT (GeV/c)

E d

3

/d

p3

(m

b G

eV-

2 c3)

σσσσ

Figure 3.56: Sezione d’urto invariante di particelle cariche in funzione dell’impulsotrasverso per diversi valori dell’energia nel centro di massa.

• la sezione d’urto differenziale dσ/pT dpT segue una legge esponenziale, ma soloper piccoli valori dell’impulso trasverso, pT < 1 GeV/c.

Quindi, le caratteristiche generali delle interazioni adroniche sono in accordo quali-tativo con un semplice modello di adroni costituiti di quark con impulso trasversopq ' 250 MeV/c, analogo al modello statistico a gas di Fermi dei nuclei, ma se nediscostano sensibilmente quando gli adroni prodotti hanno impulso trasverso moltomaggiore di pq. La probabilita che questo avvenga e piccola (Fig.3.56), ma sicura-mente maggiore di quanto previsto da un modello statistico. Inoltre, la produzionedi reazioni con molteplicita elevata e fortemente correlata con la presenza di adronicon impulso trasverso elevato e questo e presumibilmente un segnale di come simanifesti la dinamica delle interazioni tra i costituenti degli adroni.

3.6.2 La cromodinamica quantistica

La cromo-dinamica quantistica − QCD per Quantum Chromo-Dynamics − e la teo-ria di campo sviluppata per interpretare la fenomenologia delle interazioni adroniche.Nel capitolo ??? abbiamo visto che il modello statico a quark e in grado di ripro-durre i numeri quantici dei multipletti JP dei mesoni e dei barioni introducendotre cariche di colore in modo che le combinazioni di quark che realizzano gli statidelle particelle osservate siano antisimmetriche rispetto allo scambio dei quark e chequesti stati siano incolori. La simmetria del colore e la simmetria SU(3) delle ma-trici di Gell-Mann (appendice 4.12). Il nome colore deriva dal fatto che si possonoottenere immagini colorate o, nel caso degli adroni, bianche a partire da tre colori di

335

base che indichiamo con rosso, blu e giallo. Inoltre il modello a partoni, discusso nelcapitolo ???, spiega la dinamica di alcuni processi fisici ad elevato impulso trasferitocome interazione tra quark puntiformi, sorgenti del campo, e quanti di massa nulla espin 1 (queste ultime due ipotesi vanno convalidate con altre verifiche sperimentali).

Le ipotesi di base della QCD sono:

• gli adroni sono costituiti di particelle puntiformi, i quark;

• i quark sono fermioni di spin 1/2 e numero barionico 1/3, gli anti-quark sonoi corrispondenti antifermioni con numero barionico -1/3;

• hanno interazione adronica per effetto della carica di colore (gli anti-quarkhanno carica di colore opposta, rosso, blu e giallo);

• l’interazione adronica e mediata da quanti che si accoppiano alla carica dicolore, i gluoni;

• i gluoni sono bosoni di massa nulla e spin 1.

Inoltre i quark hanno interazione elettromagnetica per effetto della carica elettrica(frazionaria), e hanno interazione debole come combinazioni di stati definiti daiparametri della matrice CKM.

Sulla base di queste ipotesi gli stati fondamentali dei barioni sono costituiti datre quark nello stato di momento angolare orbitale ` = 0 nelle combinazioni di spin1/2 oppure spin 3/2, la parita e positiva = (+1)3. Analogamente gli antibarionisono costituiti da tre antiquark e hanno parita negativa = (−1)3. Ad esempio, ilbarione ∆++, con carica elettrica +2, numero barionico +1, spin 3/2, e costituitodalla combinazione incolore di tre quark u tutti con componente dello spin +1/2

|∆++, 3/2+〉 =1√6

∑

rbg

εrbg|ur ↑ ub ↑ ug ↑〉

∆++ = 1√6(urubug − urugub + ubugur − uburug + ugurub − ugubur)

Gli stati fondamentali dei mesoni sono costituiti da un quark e un antiquark nellostato di momento angolare orbitale ` = 0 nelle combinazioni di spin 0 oppure spin1, la parita e negativa, (+1)(−1). Ad esempio, il mesone π+, con carica +1, numerobarionico 0, spin 0 e parita negativa, e costituito da una coppia quark u−antiquarkd con componenti opposte degli spin nelle combinazioni incolori rr, bb, gg

|π+, 0−〉 =1√6

(ur ↑ dr ↓ + ur ↓ dr ↑ + ub ↑ db ↓ + ub ↓ db ↑ + ug ↑ dg ↓ + ug ↓ dg ↑

)

I vettori di base della simmetria SU(3) sono i tre colori

r =

100

b =

010

g =

001

336

che possiamo rappresentare in un piano

b rg

gr b

I gluoni sono bosoni con numero fermionico 0 e carica elettrica nulla che hanno inumeri quantici di coppie qq dello stesso sapore, e sono rappresentati dalle combi-nazioni colore-anticolore. Queste formano un ottetto e un singoletto, otto combi-nazione dotate di colore e una incolore

ottetto

G1 = bg G2 = rg

G4 = br G3, G8 G5 = rb

G6 = gr G7 = gb

singoletto G0

la combinazione del singoletto e simmetrica: G0 = (rr + bb + gg)/√

3, le altre duecombinazioni, G3 e G8, sono ortogonali tra loro e ortogonali a G0:

G3 =rr − bb√

2G8 =

rr + bb− 2gg√6

L’interazione tra quark viene mediata dagli otto campi di gluoni rappresentatidall’ottetto e quindi i gluoni portano colore. Questa e una importante differenzatra l’elettrodinamica, QED, in cui esistono due stati di carica elettrica e un bosonemediatore neutro, il fotone, e la QCD in cui esistono tre stati di carica di colore (etre coniugati) e otto bosoni colorati.

I fattori di accoppiamento di colore

In QED la costante di accoppiamento e definita dall’energia di interazione tra caricheelettriche U = e1e2/4πεor; se e e la carica elementare U = ±α/r. Per definire, inanalogia, la costante di accoppiamento dell’interazione adronica occorre calcolare iprodotti delle cariche di colore c1c2, chiamati fattori di colore, nelle loro possibilicombinazioni. Ad esempio, come mostrato in Fig.3.57

b

b

b

b

r

b

r

b

r

b

b

r

c√2/3

c√2/3

c/√3

c/√3

c

c

bb bb rr+ br

Figure 3.57: Fattori di colore dello scattering qq → qq

• nello scattering quark-quark rr → rr vengono scambiati i gluoni G3 e G8, ilfattore di colore e C = c√

2c√2

+ c√6

c√6

= 2c2

3;

337

• lo stesso si ha per lo scattering bb → bb e gg → gg; quest’ultimo e mediato dalsolo gluone G8: C = −2c√

6−2c√

6= 2c2

3;

• rb → rb e mediato dai gluoni G3 e G8, C = −c√2

c√2

+ c√6

c√6

= −c2

3;

• rg → rg e bg → bg sono mediati dal gluone G8, C = −2c√6

c√6

= −c2

3;

• per i processi di scambio carica rb → br, bg → gb, . . . , mediati dai gluoniG4, G1, . . ., il fattore di colore e c2;

• nello scattering quark-antiquark (qq) le due cariche hanno segno opposto e ilfattore di colore e l’opposto di quello del corrispondente processo qq: C(qq) =−C(qq), mentre nei processi qq cambia il segno di entrambe le cariche eC(qq) = +C(qq).

Riassumendo

〈rr|rr〉〈bb|bb〉〈gg|gg〉 +2/3 〈rr|rr〉 . . . . . . −2/3〈rb|rb〉〈bg|bg〉〈gr|gr〉 −1/3 〈rb|rb〉 . . . . . . +1/3〈rb|br〉〈bg|gb〉〈gr|rg〉 +1 〈rb|rb〉〈rr|bb〉 . . . −1

Fattori di colore positivi corrispondono a interazione repulsiva, fattori di colorenegativi corrispondono a interazione attrattiva, quindi per formare gli adroni che siosservano occorre che il fattore di colore sia negativo e che le combinazioni di quarke/o antiquark siano nello stato di singoletto incolore

• un mesone e un singoletto di colore quark-antiquark, |qq〉sing = 1√3

(rr + bb + gg

).

Il processo rr → rr contribuisce con un fattore −2c2

3e analogamente gli altri

tre. Il processo rr → bb contribuisce con un fattore −c2

3, poiche C(rb → rb) +

C(rb → br) = −2c2

3+c2, e analogamente gli altri sei. Quindi C(|qq〉sing) = −8c2

3.

• un barione e un singoletto di colore di tre quark, |qqq〉sing = 1√6(r[bg − gb] +

b[gr − rg] + g[rb− br]). Per ciascun termine si ha

〈bg − gb|bg − gb〉 = 〈bg|bg〉 − 〈gb|bg〉 − 〈bg|gb〉+ 〈gb|gb〉 =−8c2

3

e quindi C(|qqq〉sing) = 36−8c2

3= −4c2

3

I fattori di accoppiamento quark-gluone

In analogia con la QED possiamo costruire l’interazione tra quark e gluoni con unahamiltonica H(x) = J(x) · A(x) dove J e la corrente associata ai quark e A e ilcampo dei gluoni. Gli elementi di matrice dei processi di scattering sono definiti daifattori di colore. Vi e pero una importante differenza poiche i gluoni hanno caricadi colore e quindi, oltre ai vertici qGq, esistono anche vertici GGG.

All’ordine piu basso dello sviluppo perturbativo esistono tre tipi di vertice diinterazione (Fig.3.58): radiazione di gluoni da quark q → qG, radiazione da gluoniG → GG e annichilazione G → qq

338

√4/3 √3 √1/2

Figure 3.58: Grafici dei vertici di interazione quark-gluone

q → qG Al vertice rGx contribuiscono tre termini: rGr + rGb + rGg con fattori dicolore 2c2

3+ c2 + c2 = 8c2

3e analogamente per gli altri tre casi. Il contributo

del vertice quark-gluone-quark all’elemento di matrice e

|〈Gq|H|q〉|2 = CF =8c2

3

G → GG Per valutare il contributo del vertice GGG consideriamo un gluone Gin dicolore xy e uno Gout = xz rappresentati in Fig.3.59. Poiche 〈xy|xy〉 = 〈xx|yy〉il terzo gluone e G = yz oppure zy. Se x = r abbiamo i seguenti pesi perGout: C(rr) = 2/3, C(rb) = 1/3, C(rg) = 1. La somma dei contributi deitre grafici in Fig.3.59 e 2c2. Le altre possibili combinazioni danno lo stessorisultato. Il fattore 2c2 si riferisce a 3 degli 8 possibili stati di Gin e ci sono 8possibili stati del gluone G, quindi per ogni stato Gin il contributo del verticegluone-gluone-gluone all’elemento di matrice e

|〈GG|H|G〉|2 = CT =3

8× 8× 2c2 = 6c2

G → qq Per la simmetria del colore tutti i gluoni hanno lo stesso peso unitario

|〈qq|H|G〉|2 = CA = c2

r r

r

r

r r r r

b

b

g

g

x

x

x

x

x

x

Figure 3.59: Grafici dei vertici di interazione gluone-gluone

3.6.3 La ”costante” di accoppiamento della QCD

Se le sorgenti del campo sono puntiformi e i quanti hanno massa nulla l’energia diinterazione ha la forma U = c1c2/r. La costante di accoppiamento dell’interazioneadronica o interazione forte, αs (s per strong), e definita in analogia con quella

339

della QED come il prodotto delle cariche c1c2. Vi e pero una differenza dovuta alladefinizione dei generatori della simmetria SU(n). I generatori della simmetria delcolore sono gli operatori λj/2 (le matrici di Gell-Mann ×1

2) che soddisfano le regole

di commutazione [λj/2, λk/2] = iCjklλl/2 (appendice 4.12) e questo comporta che lacorretta definizione della carica di colore e c/

√2 e che la costante di accoppiamento

e αs = c2/2. Con questa definizione l’energia di interazione quark-quark negli adronie

U(qqqsing) = −2αs

3rU(qqsing) = −4αs

3r

e i contributi agli elementi di matrice dei vertici di interazione (Fig.3.58) sono

|〈Gq|H|q〉|2 =4αs

3|〈GG|H|G〉|2 = 3αs |〈qq|H|G〉|2 =

αs

2

Come nel caso della QED, la costante di accoppiamento non e costante, madipende dal 4-impulso trasferito nell’interazione per effetto delle correzioni radiative(appendice 4.20). Vi e pero una importante differenza poiche ai grafici di polar-izzazione del vuoto contribuisce anche l’interazione gluone-gluone come mostratoin Fig.3.60. Questi gluoni possono avere polarizzazione longitudinale o trasversa equindi ci sono tre contributi che modificano il propagatore: grafici chiusi G → qq →G, G → GLGL → G e G → GT GT → G. La costante di accoppiamento e

αs(Q2) =

αs(µ2)

1− bαs(µ2)4π

ln Q2

µ2

q p q-p T L

c c c c

c

c

c

c

c

c

Figure 3.60: Propagatore e grafici di polarizzazione del vuoto in QCD

In QED il fattore b e positivo b = 4n`/3 (n` e il numero dei leptoni) e la costantedi accoppiamento aumenta molto lentamente con q2. In QCD i contributi dei tregrafici non hanno lo stesso segno: b = 2nf/3 + 5 − 16. Il primo termine e analogoa quello della QED (nf e il numero di sapori di quark che contribuiscono quandoQ2 > 4m2

f ), gli altri due termini sono generati dall’auto-accoppiamento dei gluoni.In particolare il terzo termine e negativo e comporta un effetto antischermante dellacarica di colore. Poiche nf ≤ 6, risulta che il fattore b e negativo e la costante diaccoppiamento diminuisce all’aumentare di Q2

αs(Q2) =

αs(µ2)

1 + αs(µ2)12π

(33− 2nf ) ln Q2

µ2

340

La dipendenza della costante di accoppiamento dall’energia di interazione tra quarke gluoni e stata studiata da Gros, Politzer e Wilczek 12 che hanno mostrato chel’interazione e forte a bassa energia, e questo assicura che gli adroni sono forte-mente legati, e diventa debole a energia elevata, e questo comporta che i quarksono debolemente legati nelle interazioni a energia elevata, che e l’osservazione allabase del modello a partoni. Questo andamento si traduce nell’espressione la QCD easintoticamente libera.

Poiche il calcolo con il metodo perturbativo risulta in uno sviluppo in serie dipotenze della costante di accoppiamento, i risultati dei calcoli di elementi di matricie sezioni d’urto sono tanto piu affidabili quanto maggiore e l’energia di interazione,ma sono di difficile applicazione a bassa energia dove αs(Q

2) non e una quantita¿ 1. Nel seguito sono presentati diversi modi di misurare αs e alcuni risultati sonomostrati in Fig.3.76 in funzione dell’energia. Si usa di solito quotare il valore di αs

alla massa del bosone Z0 (capitolo ???), il valore misurato e

αs(m2Z) = 0.120± 0.003

La costante di accoppiamento aumenta per piccoli valori di Q2; il valore allamassa del nucleone e αs(1 GeV ) ' 0.4. Il valore per cui αs diverge e detto parametrodi scala della QCD, ΛQCD, ed e una stima del valore di energia per cui i quark sono

fortemente legati e formano gli adroni. Per Q2 = Λ2 si ha 1 + bαs(µ2)4π

ln Λ2

µ2 = 0,

αs(µ2) = − 4π

b lnΛ2/µ2 e possiamo esprimere αs in funzione di Λ

αs(Q2) =

4π

b ln Q2

µ2 − b ln Λ2

µ2

=12π

(33− 2nf ) ln Q2

Λ2

Dal valore di αs, tenendo conto del numero di quark che contribuiscono, si ottieneΛQCD ' 200 MeV , ovvero 1/ΛQCD ' 1 fm che corrisponde alla dimensione diprotone e neutrone (capitolo ???). Comunque ΛQCD e un parametro non ben definitoed e misurato con grande errore perche l’evoluzione dei fenomeni studiati dipendedal logaritmo di ΛQCD.

La teoria deve inoltre tener conto di altre due evidenze sperimentali

• l’interazione nucleare e a breve raggio di azione R ∼ 1 fm,

• non sono mai stati osservati quark o gluoni liberi.

Invece il potenziale U(r) = −4αs(r)/3r diminuisce con la distanza e questo nonimpedisce la liberazioni dei quark dagli adroni. Consideriamo due quark a distanzar in un nucleone, cioe uno stato di colore 6= 0, e supponiamo che la forma delpotenziale sia

U(r) = −4αs(r)

3r+ βr

Per r ¿ 1 fm il campo delle cariche di colore e approssimativamente coulombianoe le linee di forza si estendono nello spazio, ma per r À 1 fm le linee di forza sono


341

concentrate in un tubo (Fig.3.61). Per allontanare le cariche di colore occorre fornireenergia e quando questa e maggiore di 2mq si puo formare una coppia qq. Questoha come effetto che le linee di campo rimangono concentrate in regioni a formadi tubo tra i quark, cioe il colore rimane confinato in una regione di estensione∼ 1 fm. Se in una collisione inelastica viene ceduta al nucleone energia ∆E À 2mq,si formano molte coppie qq che si combinano in stati incolori di quark e antiquarkcioe mesoni e barioni. In questo modo i quark si adronizzano e il nucleone cosıeccitato frammenta in un certo numero di adroni incolori.

q1 q2 q1 q2

c1 c2 c1 c2

r

Figure 3.61: Linee di forza di dipolo elettrico e dipolo di colore

3.6.4 Funzioni di struttura

Gli esperimenti di diffusione fortemente inelastica di elettroni e muoni (per inter-azione elettromagnetica) o neutrini e antineutrini (per interazione debole) mostranoche il nucleone e costituito di quark, antiquark e gluoni. La sezione d’urto differen-ziale e funzione di due variabili indipendenti, Q2 e x, e dalle misure si estraggono lefunzioni di struttura, F (x,Q2),

d2σ

dQ2dx=

4πα2

Q4

E ′

E

(F2

xcos2 θ/2 +

Q2

4M2x22F1 sin2 θ/2

)

d2σ

dQ2dx=

G2

2π

E ′

E

(F2

xcos2 θ/2 +

Q2

4M2x22F1 sin2 θ/2∓ E + E ′

MF3 sin2 θ/2

)− ν+ ν

La legge di scala di Bjorken prevede che le funzioni di struttura dipendano dallasola variabile adimensionale x = Q2/2Mν, e cioe che l’interazione non dipenda dauna energia (o da una lunghezza) caratteristica. Questa ipotesi e stata confermatadalle prime misure di diffusione anelastica che hanno ispirato il modello a partonidi Feynman. In effetti si tratta di una (fortunata) coincidenza: le prime misureerano effettuate a valori di Q2 relativamente piccoli (5 - 10 GeV 2) in un intervallodi x in cui le funzioni di struttura non mostrano una dipendenza da Q2. D’altraparte la QCD prevede che quark e gluoni si possono considerare asintoticamenteliberi, ma che a energia finita l’interazione adronica sia caratterizzata da una scaladi energia Λ ∼ 200 MeV e quando furono effettuate misure a valori di Q2 piu grandifu osservato che le funzioni di struttura dipendono anche da Q2. Questo fenomenoe detto violazione della legge di scala ed e illustrato in Fig.3.63.

342

Consideriamo l’interazione tra un fotone di 4-impulso (~q, ν) e un quark di tipoi impulso pi caratterizzata da x = Q2/2pi · q. Nel campo di colore del nucleoneil quark puo emettere un gluone, come mostrato in Fig.3.62 in un processo simileall’effetto Compton γ∗q → qg (γ∗ indica che il fotone non e reale, cioe q2 < 0). Primadell’interazione il quark ha una frazione dell’impulso longitudinale del nucleone pi =yp maggiore di xp (x < y) e l’interazione γ∗q e caratterizzata dalla variabile z =Q2/2yp · q = x/y.

La definizione delle funzioni di struttura come densita di partoni

F2(x)

x=

∑

i

e2i fi(x) =

∑

i

e2i

∫fi(y)δ(y − x)dy =

∑

i

e2i

∫ 1

xfi(y)δ(1− x/y)

dy

y

viene modificata dall’interazione γ∗q → qg. Se chiamiamo s, t, u, le variabili diMandelstan (appendice 4.21) la sezione d’urto dell’effetto Compton (appendice 4.21)in funzione dell’impulso trasverso del quark e approssimativamente

dσ

dp2T

=8π

3

e2i ααs

s

1

p2T

e dipende (al primo ordine) dal prodotto ααs. La probabilita dell’interazione γ∗q →qg e proporzionale a

σ(γ∗q → qg) =∫ 8π

3

e2i ααs

s

dp2T

p2T

' 4π2e2i α

s

αs

2πln

Q2

µ2Pqq(z)

dove si e introdotto un limite inferiore di integrazione, µ, per evitare la divergenzaper pT → 0. Pqq(z) = 4

31+z2

1−ze la probabilita che un quark di impulso longitudinale

yp riduca il suo impulso al valore xp ed emetta un gluone di impulso (1− z)yp. Lafunzione di struttura del modello a partoni viene quindi modificata con l’aggiunta

di un fattore che dipende da Q2 proporzionale a αs(Q2)2π

ln Q2

µ2

F2(x)

x q→qg=

∑

i

e2i

∫ 1

xfi(y)

[δ(1− x/y) +

αs(Q2)

2πln

Q2

µ2Pqq(x/y)

]dy

y

e ec

e ce ce ce

c

ee

c

Figure 3.62: Modifiche al vertice di interazione γ∗q

Come detto nel capitolo ???, dalle misure di diffusione fortemente anelastica dielettroni, muoni e neutrini si puo determinare il contributo dei gluoni alle funzionidi struttura del nucleone, la densita di gluoni g(x). I gluoni non interagiscono conil campo di fotoni o bosoni W± e l’interazione e prodotta mediante annichilazione

343

in coppie quark-antiquark γ∗g → qq (Fig.3.62). Analogamente al caso precedente siottiene il contributo dei gluoni

F2(x)

x g→qq=

∑

i

e2i

∫ 1

xfi(y)

αs(Q2)

2πln

Q2

µ2Pgq(x/y)

dy

y

dove Pgq(z) = z2+(1−z)2

2e la probabilita che un gluone di impulso longitudinale yp

produca una coppia qq di impulso zyp e impulso (1− z)yp.

Q2 (GeV2)

F2(

x,Q

2 )*2i x

BCDMS

E665

NMC

SLAC

10-3

10-2

10-1

1

10

10 2

10 3

10 4

10 5

10 6

10 7

10 8

10 9

10-1

1 10 102

Figure 3.63: Funzione di struttura F2(x,Q2) misurata con deuterio (S. Eidelman etal., Phys. Lett. B592, 1, 2004) nota: ×2 per x = 0.85, ×4 per x = 0.75, . . .

Le funzioni di struttura sono mostrate in Fig.3.63 per un bersaglio di deutoniper cui le densita di quark u e d sono uguali. All’aumentare del 4-impulso trasferitoQ2 migliora il potere risolutivo con cui si studia la struttura del nucleone e si osservache diminuisce il numero di partoni con impulso grande (x > 0.25) che interagisconocon il campo elettromagnetico o debole, mentre aumenta il numero di partoni conimpulso piccolo (x < 0.15). Per 0.15 < x < 0.25 la legge di scala di Bjorken erispettata con buona approssimazione. Dalla dipendenza delle funzioni di strutturada Q2 si puo quindi determinare il valore della costante di accoppiamento αs(Q

2).

344

Equazioni di evoluzione delle densita dei partoni

La dipendenza da Q2 delle densita dei quark di tipo i si puo esplicitare nella forma

d

d ln Q2fi(x,Q2) =

αs(Q2)

2π

∫ 1

x

[fi(y, Q2)Pqq(x/y) + g(y,Q2)Pqg(x/y)

] dy

y

e analogamente per la densita dei gluoni

d

d ln Q2g(x,Q2) =

αs(Q2)

2π

∫ 1

x

[∑

i

fi(y, Q2)Pgq(x/y) + g(y,Q2)Pgg(x/y)

]dy

y

dove Pgq(z) e Pgg(z) sono rispettivamente le probabilita dei processi radiativi q → gqe g → gg.

Queste relazioni, dette equazioni di evoluzione di Altarelli-Parisi, permettono,una volta misurate le densita dei partoni per un valore di Q2, di calcolarne il valorein regioni di Q2 non esplorate dagli esperimenti di diffusione fortemente inelas-tica. Questo e particolarmente utile per calcolare le sezioni d’urto quark-quark ogluone-quark in collisione tra adroni ad alta energia, ad esempio processi Drell-Yano produzione di jet adronici.

Correzioni radiative

Come nel caso della QED, il propagatore dei quark viene modificato dai grafici diemissione e ri-assorbimento di gluone e il vertice di interazione qγq (qW±q) vienemodificato da correzioni radiative di ordine αs. I contributi al vertice di interazionein Fig.3.64 corrispondono a diverse potenze della costante di accoppiamento e laprobabilita del processo in studio, sviluppata in serie di potenze di αs, e

A∗Aα + (A∗B + AB∗ + C∗C)ααs +O(α2s)

Il termine C e proporzionale a ln Q2/µ2 e diverge per µ → 0 e il termine B haun andamento simile (appendice 4.20). D’altra parte tutti i termini contribuisconoalla adronizzazione dello stato finale e i diversi contributi non sono sperimentalmentedistinguibili ma comunque devono dare un contrinuto finito alla sezione d’urto. Ineffetti, come in QED, i contribuiti divergenti dei grafici C e dell’interferenza A-Bsi cancellano al primo ordine dello sviluppo in serie in αs e quindi il termine diordine αs risulta finito e la sezione d’urto e proporzionale a α2[1 + a1αs + O(α2

s)].La cancellazione avviene anche per i termini con potenze superiori di αs.

3.6.5 Annichilazione elettrone-positrone in adroni

La sezione d’urto di annichilazione in una coppia fermione-antifermione di massam ¿ E, ad esempio µ+µ−, e

dσ

dΩ(e+e− → µ+µ−) =

α2

2s

1 + cos2 θ

2σ(e+e− → µ+µ−) =

4π

3

α2

s

345

e e cc

ec

e c

e e

c cc

c

A B B B

C C

1 2 3

1 2

2

2

Figure 3.64: Modifiche al vertice di interazione γ∗q

Per energia molto maggiore della massa dei mesoni, il modello a quark prevede

σ(e+e− → adroni) =∑q

Nc e2q

4π

3

α2

s

dove Nc = 3 e il numero dei colori e la somma e estesa alle cariche dei quark conmassa mq <

√s/2. Il rapporto tra la sezione d’urto di annichilazione in adroni e

quella in una coppia fermione-antifermione puntiformi

R =σ(e+e− → adroni)

σ(e+e− → µ+µ−)

e stato misurato su un grande intervallo di energia e i risultati sono mostrati inFig.3.50

Si nota la formazione di stati risonanti con i numeri quantici del fotone, imesoni vettori JPC = 1−−, e l’aumento del valore di R quando viene superatal’energia di soglia per produrre coppie qq. Le altre evidenze sperimentali in favoredell’interpretazione in termini di annichilazione in coppie qq sono

• per√

s À 2mq le particelle sono emesse in fiotti collimati di adroni chiamatijet adronici ;

• i jet adronici sono caratterizzati da un impulso totale ~pJ = Σi~pi, dove pi sonogli impulsi degli adroni associati al jet;

• la distribuzione di particelle all’interno del jet, in termini di molteplicita, im-pulso longitudinale e impulso trasverso rispetto all’asse del jet, sono simili aquelle mostrate in Fig.3.55 e Fig.3.56;

• nella maggior parte dei casi si osserva la produzione di due jet con ~pJ1 +~pJ2 = 0 e pJ '

√s/2 emessi con la distribuzione angolare caratteristica della

produzione di coppie fermione-antifermione ∼ 1 + cos2 θ

• con probabilita minore vengono prodotti tre, quattro, . . . jet adronici con∑i ~pJi = 0,

∑i |~pJi| =

√s;

• la sezione d’urto σ(e+e− → adroni) e leggermente maggiore di quella previstadal semplice modello a partoni.

346

3.6.6 Produzione di jet adronici nell’annichilazione e+e−

Queste caratteristiche trovano una interpretazione diretta e quantitativa nell’ambitodella QCD. Al primo ordine dello sviluppo perturbativo il processo σ(e+e− →adroni) e mediato da un fotone di 4-impulso

√s che si materializza in una cop-

pia qq ciascuno con impulso pq = (s/2 + m2q)

1/2. Quando le cariche di colore siallontanano, il campo di colore genera altre coppie qq e inoltre i quark irraggianogluoni; si produce uno sciame di partoni che si ricombinano a formare adroni incolori(in prevalenza mesoni π, K, η, ρ, . . . ). Gli sciami di partoni si sviluppano attornoalla direzione del partone originario e gli adroni sono raggruppati in jet in modo daconservare impulso, energia e gli altri numeri quantici (Fig.3.65).

D (z)q

D (z)q

Figure 3.65: Produzione di due jet adronici nell’annichilazione e+e−

La distribuzione dell’energia del singolo adrone h in un jet e detta funzionedi frammetazione del jet ed e espressa in funzione della variabile adimensionalez = Eh/EJet. La funzione di frammentazione non si puo calcolare con metodiperturbativi perche l’energia del jet e divisa tra molti adroni con piccolo impulsotrasverso rispetto all’asse del jet, pT ' 300 MeV . Questa e la grandezza che carat-terizza il processo di frammentazione e αs(p

2T ) ' 1. La sezione d’urto inclusiva

di produzione di un generico adrone di energia Eh, e+e− → hX (X rappresentaqualunque stato finale) e

d

dzσ(e+e− → hX) =

∑q

σ(e+e− → qq)[Dh

q (z) + Dhq (z)

]

dove Dhq (z) e la funzione di distribuzione della frammentazione del quark q nel

generico adrone h. La funzione di frammentazione e normalizzata in modo che lasomma delle energie di tutti gli adroni sia uguale all’energia del jet

∑

h

∫ 1

0zDh

q (z)dz = 1

e che la somma delle probabilita di produrre l’adrone h sia pari alla molteplicita diquesto adrone nei jet

∑q

∫ 1

0

[Dh

q (z) + Dhq (z)

]dz = nh

347

Quindi nel modello a partoni ci si aspetta che la sezione d’urto sia funzione dellavariabile adimensionale z e non dipenda da Q2

1

σ

dσ

dz=

Σqe2q [Dh

q (z) + Dhq (z)]

Σqe2q

cioe una legge di scala analoga a quella delle funzioni di struttura. La Fig.3.66mostra la sezione d’urto in funzione di z per diversi valori di Q2 ed e evidenteche si osservano violazioni della legge di scala che si interpretano con l’evoluzionedelle densita di partoni nel processo di frammentazione. Anche in questo caso laQCD prevede delle equazioni di evoluzione per cui le funzioni di frammentazionedipendono dal valore di Q2

d

d ln Q2D(z, Q2) =

αs(Q2)

2π

∫ 1

zD(y, Q2) P (z/y)

dy

y

0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1

100

100

100

100

100

100

100

100

100

10

1

0.1

0.01

0.001

TASSO 22 GeV

TPC/2γ 29

MKII 29

TASSO 35

CELLO 35

TASSO 43.7

AMY 55.2

DELPHI 91.2

ALEPH 91.2

x

1/σ to

t dσ/

dx

Figure 3.66: Funzione di frammentazione nella annichilazione e+e− → hX per di-versi valori di

√s (indicati accanto alla sigla dell’esperimento)

La FIG.3.67 mostra la funzione di frammentazione in funzione della variabilex = p/pmax ' 2p/

√s ' z, per diversi tipi di adroni: mesoni π, mesoni K e nucleoni.

Va notato che

• si tratta di una distribuzione inclusiva, quindi sono rappresentati sia gli adronih prodotti direttamente che quelli prodotti nei decadimenti di adroni a brevevita media, H → h;

• le violazioni della legge di scala delle funzioni di frammentazione riguarda ivalori di x grandi (i dati si separano sensibilmente per x piccoli perche a bassaenergia non vengono prodotti adroni con massa elevata che decadono H → h);

348

• l’integrale e pari alla molteplicita totale del tipo di adrone e risulta nπ ÀnK À np;

• la molteplicia aumenta proporzionalmente a (ln s)2.

0.01

0.03

0.1

0.3

1

3

10

30

100

300

1/σ

had

dσ

/dx

1/σ

had

dσ

/dx

1/σ

had

dσ

/dx

π± (√ s = 91 GeV)

π± (√ s = 29 GeV)

π± (√ s = 10 GeV)

(a)

0.01

0.03

0.1

0.3

1

3

10

30

K± (√ s = 91 GeV)

K± (√ s = 29 GeV)

K± (√ s = 10 GeV)

(b)

0.01

0.03

0.1

0.3

1

3

10

30

0.005 0.01 0.02 0.05 0.1 0.2 0.5 1

xp = p/p

beam

p, _p (√ s = 91 GeV)

p, _p (√ s = 29 GeV)

p, _p (√ s = 10 GeV)

(c)

Figure 3.67: Distribuzione inclusiva di mesoni e barioni, 1σ

dσdx

, nella annichilazionee+e− → hX (S.Eidelman et al., Physics Letters B592, 1, 2004)

Quindi possiamo spiegare l’aumento della molteplicita proporzionale a (ln s)2 conla somma di due effetti, uno statistico dovuto all’aumento dell’intevallo di rapidita∼ ln s, e uno dinamico dovuto alla variazione della funzione di frammentazione deipartoni ∼ ln Q2. Le stesse considerazioni sono valide per le interazioni puramenteadroniche non mediate dall’interazione elettromagnetica.

Produzione di tre jet, e+e− → qqg

Nello sviluppo iniziale dello sciame di partoni puo avvenire che un quark irraggi ungluone con impulso trasverso elevato e che questo dia origine ad un jet adronicoseparato da quelli associati alla coppia qq. L’osservazione di eventi con tre (quattro,. . . ) jet adronici e una conferma diretta dell’emissione di gluoni prevista dalla QCDe il rapporto tra le sezioni d’urto di produzione di tre jet e due jet e proporzionaleal valore di αs(Q

2) (Fig.3.68).Consideriamo il processo elementare e+e− → qqg. Se chiamiamo xq = 2Eq/

√s,

xq = 2Eq/√

s, xg = 2Eg/√

s, le energie normalizzate dei partoni, si ha xq+xq+xg = 2

349

D (z)q

D (z)q

D (z)gpT

z q

z gz q

Figure 3.68: Produzione di tre jet adronici nell’annichilazione e+e−

e solo due delle variabili sono indipendenti. La sezione d’urto differenziale sia puocalcolare a partire dal processo γ∗ → qqg analogo all’effetto Compton γ∗q → qganalizzato in precedenza, e risulta

d2σ

dxqdxq

= σ(e+e− → qq)4αs

3π

x2q + x2

q

(1− xq)(1− xq)

che diverge per xq → 1, xq → 1. Questa condizione e soddisfatta solo se si annullal’impulso trasverso del gluone rispetto alla direzione del partone che lo ha generato.D’altra parte se l’impulso trasverso del gluone e piccolo i due jet si sovrappongonoe non sono sperimentalmente distinguibili. Quindi, se si integra la sezione d’urto inun intervallo delle variabili xq e xq in cui i tre jet sono distinguibili, il risultato efinito e la sezione d’urto e proporzionale a αs

1

σ(e+e− → qq)

∫

pT >0

d2σ

dxqdxq

dxqdxq = fattore× αs(Q2)

Il rapporto tra le sezioni d’urto σ(e+e−→3jet)σ(e+e−→2jet)

fornisce un metodo di misura dellacostante di accoppiamento αs. Inoltre la misura della distribuzione angolare dei trejet conferma l’ipotesi che il gluone abbia spin 1 e massa trascurabile.

Se si vuole confrontare il calcolo con una misura inclusiva della annichilazionee+e− → adroni, l’integrale va esteso a tutto l’intervallo 0 ≤ xq ≤ 1, 0 ≤ xq ≤ 1 ediverge per xg → 0.

1

σ(e+e− → qq)

∫ 1

0

d2σ

dxqdxq

dxqdxq = fattore× αs(Q2) ln xg

Per evitare la divergenza, come nel caso della QED, si introduce un limite inferiorexg = mg/

√s rappresentato dalla ”massa del gluone”. Comunque, come osservato in

precedenza, questa divergenza si cancella con quella originata dall’interferenza tra igrafici γ∗ → qq e quelli con emissione e ri-assorbimento di gluoni e il contributo delprocesso e+e− → qqg alla sezione d’urto inclusiva di produzione di jet risulta finito.Quindi la sezione d’urto σ(e+e− → adroni) si puo sviluppare in serie di potenzedella costante di accoppiamento della QCD

R(Q2) = 3∑q

e2q

[1 + a1

αs(Q2)

π+ a2

α2s(Q

2)

π2+ . . .

]

il valore dei parametri e a1 = 1, a2 = 1.4, . . .

350

3.6.7 Collisioni tra adroni: processi Drell-Yan

I metodi perturbativi della QCD forniscono stime abbastanza accurate delle sezionid’urto quando la costante di accoppiamento e piccola ovvero l’impulso trasferitonell’interazione e grande. Le collisioni tra adroni sono piu complesse dei fenomeniche abbiamo esaminato perche coinvolgono effetti non perturbativi sia nello statoiniziale, le funzioni di struttura, che nello stato finale, la frammentazione dei par-toni. Questo secondo aspetto non interviene nella produzione di coppie leptone-antileptone in collisioni di adroni, i processi Drell-Yan (capitolo ???), poiche lo statofinale `+`− non e soggetto a interazione adronica.

Nel modello a partoni questi sono descritti dalla annichilazione di un quark confrazione x1 dell’impulso longitudinale di un adrone, con un antiquark con frazionex2 dell’altro adrone (Fig.3.70). Il 4-impulso trasferito nella annichilazione e parialla massa invariante della coppia `+`−, Q2 = M2. La massa invariante e l’impulso~p = ~p+ + ~p− sono legati ai valori di x e all’energia totale degli adroni

√s

M2

s= τ = x1x2 y =

1

2ln

E + pL

E − pL

=1

2ln

x1

x2

e quindi negli esperimenti si ha informazione sui valori di x1 e x2 (y e la rapiditadella coppia `+`−). La sezione d’urto differenziale si ottiene come convoluzione dellefunzioni di struttura degli adroni (capitolo ???)

dσ

dM=

8π

9

α2

M3

∫ 1

τ

∑

i

e2i [Fq(x)Fq(τ/x) + Fq(τ/x)Fq(x)]

dx

x.

1 0-3

1 0-2

1 0-1

1 00

1 01

1 02

0 . 0 0 . 1 0 . 2 0 . 3 0 . 4 0 . 5 0 . 6

1 9 . 4

2 3 . 7

2 7 . 4

3 8 . 8

4 4 . 0

6 2 . 0

m / √√√√s

m3 d

σσσσ /

dm

(nb

GeV

2)

√√√√s (GeV)

Figure 3.69: pN → µ+µ−X: sezione d’urto differenziale M3 dσdM

in funzione di m√s

per diversi valori di√

s

In assenza di violazioni della legge di scala l’integrale e funzione della sola vari-abile adimensionale τ e ci si aspetta che il prodotto M3 dσ

dMnon dipenda dall’energia

351

della collisione√

s ma solo dal rapporto M2/s. Dato che le funzioni di strutturavariano con il logaritmo di M2 questa e solo un’approssimazione. La Fig.3.69 mostrala sezione d’urto differenziale per produzione di coppie µ+µ− in collisioni protone-nucleone per diversi valori dell’energia totale. I risultati degli esperimenti mostranoche

• la legge di scala M3 dσdM

= funzione(τ) e una buona approssimazione, ma visono evidenti deviazioni;

• la coppia `+`− puo essere prodotta con impulso trasverso molto maggiore delvalore intrinseco dei quark negli adroni (

√2pq ∼ 300 MeV);

• quando l’impulso trasverso e elevato (À 1 GeV ), questo viene bilanciatodall’emissione di jet adronici;

• la sezione d’urto differenziale e maggiore, per un fattore 1.2 ÷ 1.4, detto K-factor, di quella calcolata sulla base del semplice modello a partoni.

F (x)1

F (x)2

x2

x1

Figure 3.70: Produzione di coppie `+`− in collisioni adroniche, contributi α2, α2αs,α2α2

s

Questi effetti vengono interpretati nell’ambito della QCD e introducono correzionialla sezione d’urto che si possono sviluppare in serie di potenze della costante diaccoppiamento αs. Infatti, oltre al processo di annichilazione qq → γ∗, intervengonol’annichilazione qq → gγ∗, l’interazione quark-gluone (antiquark-gluone) mediantel’effetto Compton qg → gγ∗, al primo ordine in αs; e l’interazione gluone-gluonegg → qqγ∗, al secondo ordine in αs, . . . come mostrato in Fig.3.70. In questi casii partoni emessi nell’interazione frammentano e, se l’impulso trasverso e elevato,producono jet adronici distinti da quelli prodotti dalla frammentazione dei dueadroni. Inoltre, poiche negli adroni bersaglio la densita dei gluoni e maggiore diquella degli antiquark, il contributo dei gluoni fa aumentare sensibilmente la sezioned’urto rispetto al valore calcolato senza correzioni O(αs). La situazione e diversanel caso di fasci di mesoni o antiprotoni che contengono antiquark di valenza.

352

Nell’annichilazione qq vengono prodotte anche risonanze adroniche JPC = 1−−,i mesoni vettori J/ψ, ψ′, . . . Υ, Υ′, . . . che si osservano nella Fig.?? e in effetti alcunidi questi mesoni sono stati scoperti come stati risonanti della sezione d’urto pN →`+`−X. Queste risonanze non compaiono nei dati della Fig.3.69 perche l’effetto ediluito dalla scala e dalla risoluzione sperimentale. La produzione dei bosoni vettoriW± e Z0 e discussa nel capitolo ???.

3.6.8 Collisioni tra adroni: produzione di jet

Gran parte dell’informazione sulle collisioni tra adroni a energia elevata viene da mis-ure fatte presso gli anelli di collisione protone-antiprotone SppS a

√s = 630 GeV, e

TeV atron a√

s = 1800 GeV. La maggior parte delle collisioni inelastiche pp e carat-terizzata dalla produzione di molte particelle, in media 30 adroni carichi e altrettantineutri (Fig.3.55), emesse con impulso trasverso piccolo pT ∼ 0.4 GeV (Fig.3.56). LaQCD non e in grado di fare previsioni sul meccanismo di produzione di particellein interazioni con impulso trasferito piccolo perche il valore della costante di ac-coppiamento αs e grande. In Fig.3.56 si osserva che all’aumentare dell’energia nelcentro di massa aumenta sensibilmente la produzione di adroni con impulso trasversopT À 0.4 GeV. La distribuzione dell’energia trasversa prodotta in un’interazione,ET = ΣipTi, ha valor medio 〈ET 〉 = npT ' 15 GeV e si estende fino a valori piut-tosto elevati. In particolare, quando il rapporto ET /

√s non e piccolo si osserva che

l’energia trasversa e concentrata in due o piu jet adronici. In questo caso la variabileche caratterizza la produzione di jet, Q2 ' p2

TJet, e grande e i metodi perturbatividella QCD permettono di calcolare la sezione d’urto.

La definizione sperimentale di jet e il calcolo teorico sono molto piu complessiche non per l’annichilazione e+e− e i processi Drell-Yan perche

• la frammentazione dei jet si sovrappone a quella degli adroni nello stato in-iziale e non e ovvio distinguere quali particelle sono originate in un processo onell’altro;

• esiste una interazione forte tra i partoni che partecipano a questi due fenomeni;

• la risoluzione sperimentale nella definizione dell’impulso dei jet e peggiore chenel caso dell’annichilazione e+e− o dei processi Drell-Yan in cui si puo applicareun vincolo sulla conservazione del 4-impulso nell’annichilazione qq ↔ e+e−;

• oltre all’annichilazione quark-antiquark, qq → qq, contribuiscono alla sezioned’urto i processi di scattering qq → qq, qq → qq, qg → qg, gg → gg al primoordine in αs, e molti altri agli ordini successivi;

• il valore del 4-impulso trasferito nell’interazione tra partoni, Q2, non e definitoin modo univoco.

353

Produzione di due jet

Quando l’energia trasversa totale e grande, il processo che avviene con maggiorefrequenza e la produzione di due jet con impulso ~p1, ~p2 e componente trasversaapprossimativamente uguale pT = p sin θ1 ' p sin θ2. Questi sono il risultato delloscattering elastico o dell’annichilazione partone-partone e della successiva frammen-tazione dei partoni nello stato finale. Se x1 e x2 sono le frazioni di impulso deipartoni nello stato iniziale (Fig.3.71), il riferimento dell’interazione partone-partonesi muove con velocita β = (x1 − x2)/(x1 + x2) rispetto al centro di massa dei dueadroni e, dalla misura dell’energia e della direzione dei jet, si puo studiare la di-namica dell’interazione partone-partone in termini della variabili di Mandelstam s,t, u

s = x1x2s t = − s

2(1− cos θ∗) u = − s

2(1 + cos θ∗)

Se pT = (pT1 + pT2)/2 e l’impulso trasverso e y1, y2, la rapidita dei jet (si usa disolito la pseudorapidita y ' η = − ln tan θ/2 che implica solo misure di angolo)

x1 =pT√

s(ey1 + ey2) x2 =

pT√s

(e−y1 + e−y2) sin θ∗ =2pT√

s

y1

y2

x p1 cm -x p2 cm

+y *

-y *

s2

√+ s2

√-

Figure 3.71: Produzione di jet jet X in collisioni adroniche

La sezione d’urto si ottiene come convoluzione delle densita dei partoni e dellesezioni d’urto invarianti dei processi elementari ij → kl che si possono esprimere infunzione dell’impulso trasverso e della rapidita y∗ = 1

2ln 1+cos θ∗

1−cos θ∗ = 12(y1 − y2)

Ekd3σ(ij → kl)

d~pk

= 2πd2σ(ij → kl)

pT dpT dy∗

In funzione dell’impulso trasverso e della rapidita dei jet si ha

d4σ(pp → jet1jet2X) =∑

ijkl

fi(x1)fj(x2)

[Ek

d3σ(ij → kl)

d~pk

]2πpT dpT dy∗dx1dx2

Se definiamo τ = x1x2s = s/s e y = 12(y1 + y2) la rapidita del sistema jet-jet, si ha

dτdy = dx1dx2 e si ottiene la sezione d’urto differenziale

d3σ

pT dpT dy1dy2

=2π

s

∑

ijkl

fi(x1)fj(x2)

[Ek

d3σ(ij → kl)

d~pk

]

354

pari alla somma pesata per le densita dei partoni delle sezioni d’urto dei processielementari. Questi sono molti e alcuni sono mostrati in Fig.3.72.

F (x)1

F (x)2

x2

x1

D (z)3

D (z)4

σ(12 34)

qq qq qq gg

qg qg

gg qqgggg

Figure 3.72: Alcuni processi partone-partone che contribuiscono alla sezione d’urtopp → jet jet XP

Per impulsi trasversi pT /√

s < 0.05 sono piu frequenti i processi iniziati da glu-oni, per 0.05 < pT /

√s < 0.15 quelli dovuti a interazioni quark-gluoni, mentre per

pT /√

s > 0.15 sono prevalenti i processi di scattering elastico qq, qq o di annichi-lazione. Il contributo relativo e mostrato in Fig.3.73 per

√s = 1800 GeV. Il rapporto

tra le sezioni d’urto dei processi elementari e determinato dai fattori di colore degliaccoppiamenti gg, gq, qq e qq e risulta

σgg : σgq : σqq = 1 :4

9:(

4

9

)2

per cui la densita effettiva dei partoni e

F (x) = fg(x) +4

9

∑

i

[fqi(x) + fqi(x)]

dove la somma e estesa ai sapori dei quark con mq < pT .La misura della distribuzione angolare dei jet nel riferimento dell’interazione

partone-partone conferma l’ipotesi che l’interazione sia mediata da gluoni di massanulla e spin 1. Inoltre per impulsi trasversi elevati si puo verificare con elevato potererisolutivo l’ipotesi che i quark siano puntiformi. La produzione di jet con impulsotrasverso di 400 GeV corrisponde a un potere risolutivo δr ∼ h/pT ' 10−16 cm. Illimite attuale sulla dimensione spaziale dei quark e 10−17 cm.

La sezione d’urto differenziale in funzione di pT si ottiene integrando su dx1dx2

con il vincolo x1x2 = τ = s/s

dσ

pT dpT

=∫ ∑

ijkl

fi(x1)fj(x2)

[Ek

d3σ(ij → kl)

d~pk

]2πδ(x1x2s− s)dy∗dx1dx2

355

0

0 . 1

0 . 2

0 . 3

0 . 4

0 . 5

0 . 6

0 . 7

0 1 0 0 2 0 0 3 0 0 4 0 0p

T (GeV)

g g

q gqq

scattering

qq annihilation

Figure 3.73: Contributi dell’interazione partone-partone alla sezione d’urto inclusivapp → jetX per

√s = 1800 GeV

Produzione multipla di jet

Nelle interazioni con energia trasversa elevata si osserva anche la produzione ditre, quattro, . . . jet. L’identificazione dei jet non e molto piu complessa che nelcaso precedente, ma aumenta l’incertezza nella definizione delle variabili cinematichedei jet, impulso trasverso e rapidita. Diventano pero molto piu complessi i calcoliin QCD perturbativa perche aumenta molto il numero di processi elementari checontribuiscono alla sezione d’urto. Inoltre vi e una ambiguita nella definizone delvalore di Q2 da utilizzare nel calcolo. Se, ad esempio, il calcolo e effettuato all’ordineα3

s la sezione d’urto eσ = Aα2

s(Q2) + Bα3

s(Q2) + . . .

Nel caso di produzione di due jet possiamo definire Q2 = p2T , oppure Q2 = s/4,

oppure . . . e se modifichiamo la definizione Q2 → zQ2 cambia il valore di αs secondola dipendenza da ln Q2

α2s(zQ

2) = α2s(Q

2) + h2(z)α3s(Q

2) + . . . α3s(zQ

2) = α3s(Q

2) + h3(z)α4s(Q

2) + . . .

per cui il risultato del calcolo all’ordine α3s cambia in

σ′ = Aα2s(Q

2) + [B + h2(z)] α3s(Q

2) + . . .

Il confronto con i risultati delle misure oppure la definizione di Q2 che minimizzala funzione h2(z) possono aiutare a risolvere l’ambiguita. Nel caso di produzione ditre, quattro, . . . jet occorre conoscere il risultato del calcolo all’ordine α4

s e questodiventa molto difficile.

356

Produzione inclusiva di jet

Per confrontare i risultati delle misure con i calcoli di QCD conviene riferirsi allaproduzione inclusiva di jet pp → jet X. La Fig.3.74 mostra la sezione d’urto inclu-siva d2σ(pp → jet X)/dpT dy in funzione dell’impulso trasverso in un intervallo dirapidita intorno a y = 0 misurata a diversi valore di

√s. Il calcolo QCD e effet-

tuato all’ordine α3s e le densita dei partoni sono estratte dalle misure di diffusione

inelastica leptone-nucleone che coprono l’intervallo di x e Q2 mostrato in Fig.3.63 eestrapolate con le equazioni di evoluzione. L’accordo e molto soddisfacente su piudi otto ordini di grandezza.

(GeV)TE10 10

2

) (n

b/G

eV)

η d

T /(

dEσ2 d

10-7

10-6

10-5

10-4

10-3

10-2

10-1

1

10

102

103

104

|<0.7)η at 1.8 TeV, 0.1<|pCDF (p

|<0.7)η at 1.8 TeV, 0.1<|p (p∅D|<0.5)η at 630 GeV, |p (p∅D

, CTEQ4HJ2TE

=µNLO-QCD,

|<0.7)η at 540 GeV, 0.1<|pCDF (p|<0.7)η at 630 GeV, |pUA1 (p

|<0.85)η at 630 GeV, |pUA2 (p=0)ηR807 (pp at 63 GeV,

=0)ηR807 (pp at 45 GeV,

Figure 3.74: Sezione d’urto di produzione inclusiva di jet in collisioni pp in funzionedell’impulso trasverso del jet (S.Eidelman et al., Physics Letters B592, 1, 2004)

3.6.9 Collisioni tra adroni: produzione di fotoni

Alcune delle incertezze sia sperimentali che teoriche dell’analisi della produzione dijet vengono ridotte nel caso di produzione di fotoni con grande impulso trasverso,pp → γX. La QCD prevede che la produzione associata di jet adronici e fotoni conpTγ ' pTJ sia mediata, al primo ordine in αs, dai processi elementari di annichi-lazione qq → gγ e scattering Compton gq → qγ con sezione d’urto proporzionale aααs. Le semplificazioni dell’analisi sono

• l’energia del fotone emesso nell’interazione viene misurata direttamente negliesperimenti senza le incertezze dovute alla frammentazione;

357

• il numero di processi elementari che contribuiscono al primo ordine in αs efortemente ridotto rispetto al caso di produzione di jet;

• e, per la stessa ragione, il calcolo dei contributi alla sezione d’urto all’ordineα2

s, . . . e notevolmente semplificato.

La Fig.3.75 mostra la sezione d’urto inclusiva d2σ(pp → γX)/dpT dy in funzionedell’impulso trasverso in un intervallo di rapidita intorno a y = 0 misurata a diversivalore di

√s. Per confronto e riportato il calcolo QCD all’ordine α3

s. Anche in questocaso l’accordo su piu di sei ordini di grandezza e molto soddisfacente. Il confrontotra Fig.3.74 e Fig.3.75 permette di stimare il rapporto αs/α in funzione di Q2.

(GeV/c)Tp0 20 40 60 80 100 120

)2 (

pb/G

eV3

/dp

σ3E

d

10-5

10-4

10-3

10-2

10-1

1

10

102

103

104

|<0.9)η at 1.8 TeV, |pD0 (p

, CTEQ5MT=EµNLO-QCD,

|<0.9)η at 1.8 TeV, |pCDF (p

|<2.5)η at 1.8 TeV, 1.6<|pD0 (p

|<0.9)η at 630 GeV, |pD0 (p

|<2.5)η at 630 GeV, 1.6<|pD0 (p

at 24.3 GeV, <y>=0.4)pUA6 (p

=0)ηR806 (pp at 63 GeV,

=0)η at 630 GeV, pUA1 (p

=0)η at 630 GeV, pUA2 (p

Figure 3.75: Sezione d’urto di produzione di fotoni in collisioni pp in funzionedell’impulso trasverso (S.Eidelman et al., Physics Letters B592, 1, 2004)

3.6.10 La misura di αs

La costante di accoppiamento dell’interazione adronica, come la costante di strutturafine e la costante universale di Fermi, e un parametro libero del modelle teorico equindi va determinato sperimentalmente. La QCD prescrive una precisa dipendenzadal 4-impulso trasferito nell’interazione che va verificata e fa previsioni su diversifenomeni che permettono di determinare il valore di αs. Alcuni sono stati descritti,altri sono qui elencati

• decadimenti adronici del leptone τ : τ → ντh (Q = 1.77 GeV);

358

• evoluzione delle funzioni di struttura del nucleone misurate in esperimenti didiffusione inelastica eN → eX, µN → µX, νN → µX (Q = 2÷ 50 GeV);

• produzione di jet nella diffusione inelastica ep → eX (Q = 2÷ 50 GeV);

• analisi dei livelli energetici degli stati legati qq (quarkonio) (Q = 1.5÷5 GeV);

• decadimenti dei mesoni vettori Υ, Υ′ (Q = 5 GeV);

• sezione d’urto di annichilazione e+e− → adroni (Q = 10÷ 200 GeV);

• funzione di frammentazione dei jet prodotti in e+e− → adroni (Q = 10÷ 200GeV);

• decadimenti adronici del bosone Z0 (Q = 91 GeV);

• produzione di jet in interazioni pp, pp (Q = 50÷ 300 GeV);

• produzione di fotoni in interazioni pp, pp (Q = 30÷ 150 GeV).

0

0 . 1

0 . 2

0 . 3

0 . 4

0 . 5

1 1 0 1 0 0

a l l

D.I .S .

decays

ppbar

e+e - Xsection

e+e - Jets

Q (GeV)

ααααs

Figure 3.76: Costante di accoppiamento αs in funzione dell’energia

Alcuni risultati sono mostrati in Fig.3.76 nell’intervallo 2 < Q < 200 GeV. I risultatimostrano un chiaro andamento in accordo con quello previsto dalla teoria. Il valorequotato alla massa del bosone Z0 e αs(m

2Z) = 0.120± 0.003

3.7 Interazione elettrodebole

Le particelle elementari, leptoni e quark, sono fermioni di spin 1/2. Le interazionitra queste sono mediate da campi di bosoni di spin 1 e sono descritte dal prodottoscalare della corrente fermionica e del campo di interazione. Nel caso dell’interazione

359

elettromagnetica questo e eJ · A; e e la carica elettrica; Jµ = ψγµψ (µ = 1, 2, 3, 4)sono le componenti della corrente fermionica (appendice 4.18); Aµ sono le compo-nenti del campo elettromagnetico. (Qui e nel seguito h = 1, c = 1, e2 = 4πα). Nelcaso dell’interazione debole ci sono due correnti J+

µ e J−µ , ciascuna con una compo-nente vettoriale e una assiale. Queste agiscono come gli operatori di isospin 1/2 τ±

e sono accoppiate a due campi W−µ e W+

µ che trasmettono carica elettrica. Il fotoneha massa nulla, i bosoni W± hanno massa.

L’interazione elettromagnetica e invariante per una trasformazione che dipendeda un solo parametro, U = eiα(x)q, in cui q e una carica elettrica e α(x) e una funzionereale delle coordinate spazio-temporali. L’analoga trasformazione per l’interazionedebole potrebbe essere quella generata dall’operatore di isospin 1/2, U = eiΣkαkτk

(k = 1, 2, 3) ma, per completare la simmetria, manca la componente τ3 associata adun campo debole neutro.

L’esistenza di un campo debole neutro e stata ipotizzata da Sheldon Glashow13 nel 1961. In effetti nell’interazione elettromagnetica la sezione d’urto di annichi-lazione e+e− → γγ, descritta dal primo grafico in Fig.3.77 (appendice 4.21), da unrisultato finito in accordo con i risultati sperimentali, mentre il calcolo della sezioned’urto per l’analogo processo per interazione debole νν → W+W− da un risultatoche cresce con il quadrato dell’energia, σ ∝ s, e che diverge per

√s À 4M2

W . In-fatti in questo caso il propagatore del campo debole non interviene a modificarel’accoppiamento a contatto. Si puo invece ottenere un risultato finito se si ipotizzache, oltre al secondo grafico in Fig.3.78, esista l’accoppiamento con un campo deboleneutro, Z0, descritto da un propagatore con massa MZ ≈ MW .

e

e

e

γγγγ

γγγγ

W

W

νννν

νννν

e

νννν

νννν

W

W Z0

Figure 3.77: Grafici di Feynman dell’annichilazione e+e− → γγ e νν → W+W−

Lo stesso effetto si ha per l’annichilazione e+e− → W+W− in cui intervengono igrafici mostrati in Fig.3.78: si ottiene un risultato finito per s →∞ aggiungendo ilcontributo di un campo debole neutro. In questo caso la condizione che la sezioned’urto non diverga definisce una relazione tra le due costanti di accoppiamento, lacarica elettrica elementare e la costante universale di Fermi.

3.7.1 Isospin e ipercarica debole

Da questi argomenti e tenendo conto che la carica elettrica interviene direttamentenell’accoppiamento dei fermioni con il campo elettromagnetico mentre la stessa car-ica e trasmessa da un fermione all’altro nelle interazioni con i campi deboli, si puo


360

W

W

W

W

W

W Z0

e

e

νννν

e

eγγγγ

e

e

Figure 3.78: Grafici di Feynman dell’annichilazione e+e− → W+W−

ipotizzare che esista una simmetria piu generale che descrive le due interazioni. Lostudio di questa simmetria e stato fatto da Steven Weinberg e Abdus Salam 14 chenel 1967 hanno messo le basi della teoria dell’interazione elettro-debole.

Per individuare le trasformazioni che generano questa simmetria e opportunoricordare che

• quark e leptoni carichi, `±, si accoppiano con il campo elettromagnetico;

• tutti i fermioni si accoppiano con il campo debole;

• quark e leptoni carichi hanno due stati di elicita, Left e Right;

• i neutrini sono autostati di elicita, νL e νR;

• l’interazione elettromagnetica non dipende dallo stato di elicita dei fermioni;

• l’interazione debole non dipende dallo stato di carica elettrica dei fermioni;

• l’interazione debole agisce su fermioni L e antifermioni R;

• rispetto all’interazione debole, quark e leptoni si possono rappresentare condoppietti caratterizzati dal sapore; la carica elettrica distingue i componentidi ciascun doppietto

(νe

e−

) (νµ

µ−

) (ντ

τ−

) (ud′

) (cs′

) (tb′

)

e la stessa rappresentazione si ha per gli antifermioni.

Queste caratteristiche si possono riassumere introduncendo l’operatore di isospindebole, ~I, che genera doppietti di fermioni L e singoletti di fermioni R

doppietto

(νe

e−

)

L

(νµ

µ−

)

L

(ντ

τ−

)

L

(ud′

)

L

(cs′

)

L

(tb′

)

L

singoletto e−R µ−R τ−RuR cR tRd′R s′R b′R

La connessione tra la simmetria SU(2) generata dall’isospin debole e la simmetriaU(1) generata dalla carica elettrica e stabilita da una relazione analoga a quella di


361

Gell-Mann e Nishijima tra carica elettrica, ipercarica debole Y e terza componentedell’isospin debole

Q = Y/2 + I3

I generatori della simmetria dell’ipercarica debole e dell’isospin debole sono rispet-tivamenete una costante e le matrici di Pauli

U(1)Y 1 SU(2)L1

2

(0 11 0

)1

2

(0 −ii 0

)1

2

(1 00 −1

)

Per i fermioni L e R gli autovalori sono (e = µ = τ , u = c = t, d′ = s′ = b′)

νL eL eR uL d′L uR d′RI 1/2 1/2 0 1/2 1/2 0 0I3 +1/2 −1/2 0 +1/2 −1/2 0 0Y −1 −1 −2 +1/3 +1/3 +4/3 −2/3Q 0 −1 −1 +2/3 −1/3 +2/3 −1/3

gli autovalori relativi agli antifermioni hanno segno opposto.La simmetria e quindi U(1)Y ⊗ SU(2)L. U(1)Y = eiαY descrive l’interazione tra

una corrente fermionica JY e un campo bosonico BY con una costante d’accoppiamentogY . SU(2)L = eiΣkαkIk descrive l’interazione tra tre correnti Jk

I e tre campi BkI con

una seconda costante d’accoppiamento gI . L’interazione corrente · campo previstadalla simmetria e

1

2gY JY BY + gI

(J1B1 + J2B2 + J3B3

)

Esistono quindi due correnti fermioniche cariche associate agli operatori I1 ± iI2

J+µ = (ν e)L γµ

(0 10 0

) (νe

)

L

= (ν e)L γµ

(0e

)

L

= νLγµeL

J−µ = (ν e)L γµ

(0 01 0

) (νe

)

L

= (ν e)L γµ

(ν0

)

L

= eLγµνL

e due correnti fermioniche neutre associate a I3 e Y

J3µ = (ν e)L γµ

1

2

(1 00 −1

) (νe

)

L

= (ν e)L γµ

(ν−e

)

L

=1

2νLγµνL − 1

2eLγµeL

JYµ = (ν e)L γµ

(−1 00 −1

) (νe

)

L

+ eR (−2) γµeR = −νLγµνL− eLγµeL− 2eRγµeR

La corrente elettromagnetica, associata all’operatore Q, e rappresentata dalla com-binazione

Jemµ =

1

2JY

µ + J3µ = −eLγµeL − eRγµeR

362

3.7.2 Angolo di Weinberg

Le tre correnti J+, J−, Jem, sono associate alle interazioni debole e elettromagneticase si identificano i campi corrispondenti come combinazioni dei campi di U(1)Y ⊗SU(2)L

• due campi carichi

W+ =B1 + iB2

√2

W− =B1 − iB2

√2

• due campi neutri

A = BY cos θW + B3 sin θW Z = −BY sin θW + B3 cos θW

Le interazioni mediate dai campi carichi sono

J1B1 + J2B2 =J+ + J−

2

W+ + W−√

2+

J+ − J−

2i

W+ −W−√

2i=

J+W− + J−W+

√2

Le interazioni mediate dai campi neutri sono

1

2gY JY BY + gIJ

3B3 =1

2gY JY (A cos θW − Z sin θW ) + gIJ

3(A sin θW + Z cos θW ) =

=(

1

2gY JY cos θW + gIJ

3 sin θW

)A +

(−1

2gY JY sin θW + gIJ

3 cos θW

)Z

Il primo termine rappresenta l’interazione elettromagnetica e(12JY +J3) ·A. Quindi

si ottiene una relazione tra le costanti di interazione gI e gY e la carica elementare

gY cos θW = gI sin θW = egY

gI

= tan θW

L’angolo con cui sono combinati i due campi neutri e chiamato angolo di Weinberg.Il secondo termine si puo esprimere in funzione della corrente elettromagnetica

− gI

cos θW

sin2 θW (Jem − J3) +gI

cos θW

cos2 θW J3 =gI

cos θW

(J3 − Jem sin2 θW

)

Quindi i quattro tipi di interazione sono (Fig.3.79)

eJemA +gI√2

(J+W− + J−W+

)+

gI

cos θW

(J3 − Jem sin2 θW

)Z

e dipendono solo da due parametri: la carica elementare e la costante di accoppia-mento gI . L’angolo di Weinberg e legato alle due costanti di accoppiamento dallarelazione gI sin θW = e.

363

eL,R

e

γγγγ W W Z 0

eL,R L

eL

νννν

L

eL

ννννg /√√√√2

eL,RLννννeL,RLννννg /cosθθθθWg /√√√√2

Figure 3.79: Rappresentazione delle interazioni elettro-deboli, g sin θW = e

Le relazioni precedenti definiscono i valori di massa dei bosoni W± e Z0. Glielementi di matrice dipendono dal prodotto delle costanti per il propagatore. Intro-ducendo i propagatori, nel limite di interazione a contatto (q2 ¿ M2) si ha:

gI√2

1

q2 + M2W

gI√2→ 4G√

2

gI

cos θW

1

q2 + M2Z

gI

cos θW

→ 8G√2

M2W =

√2g2

I

8G=

√2πα

2G sin2 θW

M2Z =

√2g2

I

8G cos2 θW

=M2

W

cos2 θW

L’accoppiamento dei fermioni con il campo debole neutro e definito dagli autovaloridi I3 −Q sin2 θW (gli autovalori relativi agli antifermioni hanno segno opposto)

ν e u d′

gL = I3 −Q sin2 θW12−1

2+ sin2 θW

12− 2

3sin2 θW −1

2+ 1

3sin2 θW

gR = −Q sin2 θW 0 + sin2 θW −23sin2 θW

13sin2 θW

3.7.3 Interazioni dei neutrini

La teoria di Weinberg e Salam prevede che esistano interazioni di neutrini del tipoνµN → νµX, νµN → νµX, dette interazioni di corrente neutra, con sezione d’urtosimile a quella di interazioni di corrente carica (capitolo ???). Le misure sono piudifficili che nel caso di interazioni νµN → µ−X, νµN → µ+X perche non si conoscel’energia del neutrino incidente e non si osseva il neutrino diffuso.

La prima conferma dell’esistenza di queste interazioni si e avuta nel 1973 os-servando appunto interazioni di neutrini senza l’emissione di muoni. Il confrontotra interazioni per corrente carica, CC, in cui si osserva sia il muone che lo statoX in cui frammenta il nucleone bersaglio, e interazioni per corrente neutra, NC,in cui non si osserva il neutrino, ma solo lo stato X, permette di fare ipotesi sulneutrino non osservato nello stato finale. Il valore dell’angolo di Weinberg e statodeterminato misurando il rapporto tra le sezioni d’urto di neutrini e antineutrini.

Nel caso di interazioni su nuclei si hanno contributi dovuti alla presenza sia diquark che di antiquark nel bersaglio. Piu semplice e l’interpretazione delle misuredi sezione d’urto usando come bersaglio gli elettroni atomici perche il bersaglio ecostituito solo da fermioni. In questo caso pero le misure sono piu difficili perchela sezione d’urto, proporzionale a s = 2meEν , e molto piu piccola. L’osservazionedell’elettrone e la misura dell’energia e dell’angolo con cui e emesso permette didistinguere le interazioni per corrente neutra.

364

La sezione d’urto differenziale dσ/dy delle interazioni elastiche

νµe− → νµe

− νµe− → νµe

−

e definita dalla configurazione di elicita. In diverse configurazioni di elicita pesanoin modo diverso gli autovalori di I3 −Q sin2 θW

νLeL ⇐ ⇒ 12

[−1

2+ sin2 θW

]νLeR ⇐ ⇐ 1

2

[0 + sin2 θW

]

νReL ⇒ ⇒ −12

[−1

2+ sin2 θW

]νReR ⇒ ⇐ −1

2

[0 + sin2 θW

]

e, pesando in contributi per le distribuzioni angolari, si ha:

dσν

dy=

4G2

π2meEν

(1

4

[−1

2+ sin2 θW

]2

+1

4

[sin2 θW

]2(1− y)2

)

dσν

dy=

4G2

π2meEν

(1

4

[−1

2+ sin2 θW

]2

(1− y)2 +1

4

[sin2 θW

]2)

Per cui il rapporto tra le sezioni d’urto dipende solo dall’angolo di Weinberg

σ(νe)

σ(νe)=

1

3

1− 4 sin2 θW + 16 sin4 θW

1− 4 sin2 θW + (16/3) sin4 θW

Il risultato piu preciso si ottiene misurando i rapporti delle sezioni d’urto su nucleoniσNC(νµN → νµX)/σCC(νµN → µ−X) e σNC(νµN → νµX)/σCC(νµN → µ+X). Inquesto caso vanno introdotti gli autovalori di I3 − Q sin2 θW dei diversi sapori diquark e antiquark pesati per le relative densita partoniche. Il valore dell’angolo diWeinberg ottenuto da queste misure e

sin2 θW = 0.226± 0.004

La misura dell’angolo di Weinberg fissa i valori della massa dei bosoni: MW '80 GeV , MZ ' 90 GeV e dell’accoppiamento dei bosoni con coppie fermione-antifermione. Le larghezze di decadimento sono

W → fafbdΓ

dΩ=

g2I

2|Uab|2Nc

1

(2π)2

1

2MW

p2f [F (θ)]2

Z → fafadΓ

dΩ=

g2I

cos2 θW

[g2

L + g2R

]Nc

1

(2π)2

1

2MZ

p2f [F (θ)]2

Uab sono i parametri della matrice CKM (per i leptoni Uab = 1), Nc e la molteplicitadel colore (Nc = 3 per i quark e Nc = 1 per i leptoni), pf e l’impulso dei fermioni,F (θ) = (1− cos θ)/2 e la distribuzione angolare e θ e l’angolo tra lo spin del bosonee la direzione del fermione. I possibili accoppiamenti sono

W+ νee+ νµµ

+ νττ+ ud cd td

us cs tsub cb tb

Z0 e−e+ νeνe µ−µ+ νµνµ τ−τ+ ντ ντ

uu cc tt dd ss bb

365

e quelli coniugati di carica per il bosone W−. Il quark t ha massa maggiore di quelladei bosoni W e Z e quindi gli stati finali con il quark t non sono accessibili. Pertutte le altre coppie fermione-antifermione si ha mf ¿ M per cui pf ' M/2. Lelarghezze di decadimento sono

Γ(W → fafb) =GM3

W

6π√

2|Uab|2Nc Γ(Z → fafa) =

GM3Z

3π√

2

[g2

L + g2R

]Nc

Per il bosone W± si ha Γ`νW = Γ(W → `ν) = GM3

W /6π√

2 ' 0.23 GeV . Tenendoconto che l’accoppiamento debole e universale e che la matrice CKM e unitaria siha ∑

q

Γ(W → qq) = 6 Γ`νW ΓW = 9 Γ`ν

W = 2.1 GeV

Per il bosone Z0 si ha ΓννZ = Γ(Z → νν) = GM3

Z/12π√

2 ' 0.17 GeV . La larghezzadi decadimento negli altri stati finali dipende dall’angolo di Weinberg tramite lecostanti g2

L + g2R che sono

νν `¯ uu dd14

14− sin2 θW + 2 sin4 θW

14− 2

3sin2 θW + 8

9sin4 θW

14− 1

3sin2 θW + 2

9sin4 θW

La teoria prevede: Γ``Z ' 0.5 Γνν

Z , ΓuuZ ' 1.8 Γνν

Z , ΓddZ ' 2.3 Γνν

Z , e quindi

ΓZ ' 15 ΓννZ = 2.5 GeV

3.7.4 Scoperta dei bosoni W± e Z0

I bosoni W± e Z0 possono essere prodotti nell’annichilazione quark-antiquark me-diante processi Drell-Yan (capitolo ???) come illustrato in Fig.3.80. Dal valoredell’angolo di Weinberg misurato in esperimenti di diffusione di neutrini di alta en-ergia si sapeva alla fine degli anni ’70 che i valori di massa erano circa 80− 90 GeV .La soglia di produzione con esperimenti a bersaglio fisso, ad esempio in interazioniprotone-protone, e Ep > M2/2mp ' 4000 GeV cioe 10 volte maggiore dell’energiadel piu grande protosincrotrone allora in funzione. Carlo Rubbia 15 propose di con-vertire il protosincrotrone del CERN in un anello di collisione antiprotone-protoneper poter raggiungere l’energia sufficiente a produrre i bosoni W± e Z0. Il prob-lema di produrre e immagazzinare nell’anello di collisione un fascio sufficientementeintenso di antiprotoni fu brillantemente risolto da Symon van der Meer 16.

La sezione d’urto di produzione di bosoni W± di massa M nell’annichilazionequark-antiquark con energia totale

√sab e

σ(qaqb → W ) =4π(hc)2

sab/4

1

3

1

3

3

4

ΓabΓ/4

(√

sab −M)2 + (Γ/2)2


366

µµµµ

u

dp

p

x1

x2νννν

W

µµµµ

µµµµ

u

ux1

x2

Z0

µµµµ

Figure 3.80: Produzione dei bosoni W− e Z0 in interazioni antiprotone-protone

il primo fattore 1/3 perche solo quark-antiquark dello stesso colore possono produrreuno stato incolore, il secondo fattore 1/3 perche solo gli stati di spin 1 di quark e an-tiquark contribuiscono, la media sugli stati di spin e 2J+1

(2s+1)(2s+1)= 3

4. Approssimando

sab ' M2 nella formula di Breit-Wigner (h = 1, c = 1)

σ(qaqb → W ) =4π

3M2

Γab

Γ

M2(Γ/2)2

(sab −M2)2 + M2(Γ/2)2' π2

3MΓab δ(sab −M2)

nota: lima→0a2

(s−m2)2+a2 = πa2

δ(s−m2)

Se ~p e l’impulso del protone, −~p quello dell’antiprotone,√

s ' 2p l’energia totale ex1p, −x2p gli impulsi di quark e antiquark, il quadrato dell’energia totale e sab =x1x2s. Introducendo le densita di quark e antiquark (la densita di quark nel protonee uguale alla densita di antiquark nell’antiprotone) la sezione d’urto di produzionedel bosone W e

σ(pp → WX) =π2

3MΓab

∫ 1

0

∫ 1

0[qp(x1)qp(x2)+qp(x1)qp(x2)]

1

sδ(x1x2−M2/s) dx1dx2

trascurando la densita dei quark del mare, qp(x) ¿ qp(x), qp(x) ¿ qp(x),

σ(pp → WX) ' π2

3M3Γab

∫ 1

0

∫ 1

0x1qp(x1) x2qp(x2) δ(x1x2 −M2/s) dx1dx2 =

=π2

3M3Γab

∫ 1

τF1(x)F2(τ/x)dx τ =

M2W

s

xq(x) = F (x) sono le funzioni di struttura misurate nella diffusione fortementeinelastica leptone-nucleone e l’integrale F(τ) dipende solo dal rapporto tra la massadel bosone e l’energia totale pp.

Per l’annichilazione du → W+, ud → W−, si ha

Γud

M3W

=G

6π√

2cos2 θc σ(pp → WX) =

Gπ(hc)2

18√

2cos2 θc F±(M2

W /s)

Analogamente per l’annichilazione uu → Z0, dd → Z0

Γqq

M3Z

=G

12π√

2(g2

L + g2R) σ(pp → ZX) =

Gπ(hc)2

36√

2(g2

L + g2R) F0(M

2Z/s)

367

I bosoni W± e Z0 furono scoperti nel 1983 nelle interazioni antiprotone-protonea energia di circa

√s = 300+300 GeV osservando i decadimenti in coppie di leptoni

W+ → e+νe W+ → µ+νµ Z0 → e+e− Z0 → µ+µ−

e i coniugati di carica per il W−. Nel caso dei decadimenti del bosone W± vieneidentificato il leptone (` = e, µ, τ), ma i neutrini non sono osservati direttamente:viene misurata la somma vettoriale degli impulsi di tutte le particelle osservate e siverifica che ~pν = −∑

k ~pk soddisfi la cinematica prevista per il decadimento W → `ν.La massa del bosone W viene misurata dalla distribuzione dell’impulso del leptone.Nel caso dei decadimenti del bosone Z0 si misurano gli impulsi di entrambe i leptonie la massa e M2

Z = (P+ + P−)2.L’esperimento verifico la natura V -A dell’accoppiamento del bosone W± e de-

termino il valore dello spin misurando la distribuzione angolare dei leptoni carichi.Nell’annichilazione quark-antiquark il bosone e prodotto con lo spin parallelo alladirezione dell’antiquark, cioe, trascurando il contributo dei quark del mare, nelladirezione dell’antiprotone. Nel decadimento del W+ l’antileptone `+ e emesso condistribuzione angolare F (θ) = (1 + cos θ)2 rispetto alla direzione dello spin delbosone, mentre nel decadimento del W− il leptone `−ν e emesso con distribuzioneangolare F (θ) = (1− cos θ)2: `− e emesso prevalentemente nella direzione del fasciodi protoni+ e `+ nella direzione del fascio di antiprotoni− (Fig.3.81).

µµµµ

νννν

q q

µµµµ

νννν

+

W W +

Figure 3.81: Correlazione angolare nel decadimento dei bosoni W±

3.7.5 Proprieta dei bosoni W± e Z0

Le proprieta, massa, larghezza e frazioni di decadimento dei bosoni W e Z sonostate misurate con precisione in interazioni antiprotone-protone a energia ancoramaggiore

√s = 900 + 900 GeV sfruttando il fatto che il fattore F(M2/s), e quindi

la sezione d’urto, aumenta considerevolmente con l’energia.Le proprieta del bosone Z sono state misurate con precisione molto maggiore

in interazioni elettrone-positrone all’energia√

s = MZ . In questo caso la sezioned’urto e

σ(e+e− → Z) =4π(hc)2

s/4

3

4

ΓeeΓ/4

(√

s−MZ)2 + (Γ/2)2

In un anello di collisione e+e− l’energia dei fasci e nota con grande precisione e sipuo variare attorno al valore MZ ricostruendo la curva di risonanza della sezione

368

d’urto: in questo modo si misurano la massa e la larghezza. La sezione d’urto ha ilvalore massimo

σmax =12π(hc)2

M2Z

Γee

Γ' 5.8 10−32 cm2

Selezionando diversi prodotti di decadimento si misurano le larghezze di decadimentoparziali in coppie fermione-antifermione

σ(e+e− → Z → ff) =12π(hc)2

M2Z

Γee Γff

Γ2

La misura della sezione d’urto σ(e+e− → Z → ff) e della larghezza di decadimentoha reso possibile anche la misura della sezione d’urto in stati finali non osservatidirettamente (Z → νν) e di stabilire che il numero di neutrini leggeri, cioe quellicon massa minore di MZ/2, e uguale a tre: Nν = 2.99± 0.01 (Fig.3.82)

87 88 89 90 91 92 93 94 95 96 0

5

10

15

20

25

30

35

40

σ (

nb)

= Ecm (GeV)

2 ν's

3 ν's

4 ν'sL3

ALEPH

DELPHI

OPAL

s√

Figure 3.82: Sezione d’urto σ(e+e− → Z → ff) in funzione dell’energia dei fasci

Le proprieta dei bosoni W± sono anche state studiate mediante l’annichilazionee+e− → W+W− (Fig.3.78) ottenendo risultati in ottimo accordo con quelli ricavatinell’annichilazione antiprotone-protone.

I valori delle masse, larghezze e frazioni di decadimento misurati studiando laproduzione e i decadimenti dei bosoni W± e Z0 sono riassunti nella tabella seguente

MW 80.42± 0.04 MZ 91.188± 0.002 GeVΓW 2.12± 0.04 ΓZ 2.495± 0.002 ”

BR(W → eνe) 10.7± 0.2 BR(Z → e+e−) 3.363± 0.004 10−2

BR(W → µνµ) 10.6± 0.2 BR(Z → µ+µ−) 3.366± 0.007 ”BR(W → τ ντ ) 10.7± 0.3 BR(Z → τ+τ−) 3.370± 0.008 ”

BR(Z → νν) 20.00± 0.06 ”BR(W → qq) 67.96± 0.35 BR(Z → qq) 69.91± 0.06 ”

e da questi valori si determina l’angolo di Weinberg: sin2 θW = 0.2311± 0.0002.

369

3.8 Il Modello Standard

Il Modello Standard delle interazioni fondamentali e una teoria di campo efficaceche descrive le interazione elettromagnetiche, deboli e adroniche tra i costituentielementari della materia. La teoria e basata sul minimo di assunzioni a priori,essenzialmente su principi di simmetria, ed e detta efficace in quanto necessita dialcune informazioni che si possono ottenere solo da misure: i parametri del modello.

Le leggi che descrivono un sistema rappresentato con n variabili coniugate, qi, qi,si ottengono minimizzando l’azione S =

∫L(q1, q2, . . . , q1, q2, . . .)dt, dove L = K−U

e la Lagrangiana del sistema; ovvero da n equazioni di Eulero-Lagrange

∂L

∂qi

− d

dt

∂L

∂qi

= 0 (3.1)

In una teoria di campo quantistica invariante per trasformazioni di Lorentz, i campiφi sono funzioni delle coordinate dello spazio-tempo xµ e le equazioni (3.1) si scrivonoin termini della densita lagrangiana L(φi, ∂µφi) tale che L =

∫ Ld3x

∂L∂φi

− ∂

∂xµ

∂L∂(∂µφi)

= 0 (3.2)

Qui e nel seguito usiamo unita naturali (h = 1, c = 1), la notazione ∂µ = ∂∂xµ

e la

somma implicita sugli indici ripetuti: AµBµ con µ = 1, . . . , 4, e il prodotto scalaredi due quadrivettori. In queste unita L ha dimensione energia

volume= energia4.

• Per un campo scalare di particelle di massa m e spin 0

Lφ =1

2∂µφ ∂µφ− 1

2m2φ2 (3.3)

si ottiene l’equazione di Klein-Gordon (appendice 4.18)

∂L∂φ

= −m2φ∂L

∂(∂µφ)= ∂νφ ⇒ ∂µ∂µφ + m2φ = 0

• per un campo di fermioni di spin 1/2

Lψ = iψγµ∂µψ −mψψ (3.4)

si ottiene l’equazione di Dirac

∂L∂ψ

= −mψ∂L

∂(∂µψ)= iψγµ ⇒ i∂µψγµ + mψ = 0

e l’equazione coniugata iγµ∂µψ −mψ = 0

370

• per il campo elettromagnetico (campo vettoriale, spin 1)

LA = −1

4FµνF

µν (3.5)

dove Fµν = ∂µAν − ∂νAµ e il tensore elettromagnetico (appendice 4.2), siottengono le equazioni di Maxwell in assenza di cariche e correnti

∂L∂Aµ

= 0∂L

∂(∂µAν)= −Fµν ⇒ ∂µFµν = 0

Se sono presenti sorgenti di carica rappresentate dal 4-vettore densita di cor-rente jν , si ha ∂µFµν = jν .

3.8.1 Invarianza di gauge

La lagrangiana (3.5) e invariante per trasformazioni di gauge (appendice 4.7)

A′µ(x) = Aµ(x)− ∂µΛ(x) (3.6)

dove Λ(x) e una generica funzione reale. Per dedurre dalla (3.4) la forma dell’interazionedei fermioni col campo elettromagnetico, consideriamo la trasformazione unitariaglobale ψ′ = eiαψ con α costante reale. L’invarianza di (3.4), δL = 0, implicaα∂µ(ψγµψ) = 0 ∀ α, cioe che il 4-vettore ψγµψ e una corrente conservata (appen-dice 4.18). Se si moltiplica α per un parametro reale q, questo corrisponde allaconservazione della corrente qψγµψ e possiamo interpretare q come carica elettrica.

Pero, perche la teoria sia relativisticamente invariante e necessario che α dipendadallo spazio-tempo, cioe che la trasformazione sia locale. La trasformazione unitarialocale

U = eiqΛ(x) ψ → ψ′ = eiqΛ(x)ψ (3.7)

non preserva l’invarianza della lagrangiana perche ∂µψ′ = eiqΛ(x)(∂µ + iq(∂µΛ(x))ψ e

L′ψ = iψγµ[∂µ + iq(∂µΛ(x))]ψ −mψψ

La lagrangiana totale diventa

L′ψ + L′A = iψ(γµ∂µ −m)ψ − ψγµq(∂µΛ)ψ − 1

4FµνF

µν

il termine che compare, −qψγµψ∂µΛ(x), si puo interpretare come l’interazione tracorrente e campo, −jµAµ, se il campo soddisfa la trasformazione di gauge (3.6).Quindi l’ipotesi di invarianza per la trasformazione unitaria (3.7) richiede l’esistenzadi un campo vettoriale Aµ. Se i quanti del campo avessero massa, la lagrangiana (3.5)dovrebbe contenere un termine 1

2m2

AAµAµ, analogo alla (3.3), che non e invariante:

A′µA

′µ = (Aµ − ∂µΛ)(Aµ − ∂µΛ) 6= AµAµ. Quindi i quanti del campo devono avere

massa nulla e questo e vero per il campo elettromagnetico che ha raggio di azioneche si estende per r →∞.

371

La trasformazione unitaria equivale a trasformare l’operatore di derivazione ∂µ →∂µ+iqAµ, cioe il 4-impulso pµ → pµ−qAµ (capitolo ???) e la lagrangiana e invariantese si introduce la derivata covariante

∂µ → Dµ = ∂µ + iqAµ

che si trasforma D′µ = UDµU

+. La trasformazione di gauge eiqΛ(x) e definita da unparametro q, la costante di accoppiamento, e da una funzione scalare reale: e unatrasformazione unitaria in una dimensione, U(1).

L’interazione elettro-debole e caratterizzata dalla conservazione dell’isospin edell’ipercarica debole legati alla carica elettrica dalla relazione q = Y/2 + τ3

17.La conservazione dell’ipercarica e descritta da una trasformazione U(1) simile allaprecedente. Introducento la costante di accoppiamento g′ dei fermioni con il campoBY (capitolo ???)

U = eig′Λ(x) Dµ = ∂µ + ig′(Y/2)BYµ (3.8)

L’isospin invece e un vettore a due componenti e la trasformazione e una rotazionenello spazio a due dimensioni, SU(2), i cui generatori sono le matrici di Pauli, ~σ. Nel1954 Yang e Mills estesero l’invarianza di gauge alla simmetria di isospin del sistemaprotone-neutrone. Nel caso dell’isospin debole si hanno doppietti (e singoletti) dileptoni e quark

Yang-Mills:

(pn

)→

(νe

e−

)

L

. . .

(ud

)

L

. . .

Per un doppietto di fermioni di massa m1, m2, ψ(x) e un vettore a due componentie la lagrangiana (3.4) e

Lψ =(ψ1 ψ2

) [γµ∂µ −

(m1 00 m2

)] (ψ1

ψ2

)(3.9)

In questo caso la trasformazione di gauge e U = eig~τ ·~Λ(x) con ~τ = ~σ/2, dove g

e la costante di accoppiamento dei fermioni con tre campi ~Bµ associati alle trecomponenti dell’isospin. In analogia con il caso di U(1) la derivata covariante e

U = eig~τ ·~Λ(x) Dµ = ∂µ + ig~τ · ~Bµ (3.10)

che si trasforma D′µ = eig~τ ·~Λ(∂µ + ig ~τ · ~Bµ)e−ig~τ ·~Λ. Dato che [τa, τb] = iεabcτc la

trasformazione di gauge dei campi e

~B′µ = ~Bµ + ∂µ

~Λ− g ~Λ ∧ ~Bµ (3.11)

17

τ1 =12

(0 11 0

)τ2 =

12

(0 −ii 0

)τ3 =

12

(1 00 −1

)Y =

(1 00 1

)

372

Come conseguenza, i tensori dei campi che preservano l’invarianza della lagrangianasono le tre componenti del vettore

~Bµν = ∂µ~Bν − ∂ν

~Bµ + g ~Bµ ∧ ~Bν (3.12)

che contiene un termine di auto-interazione: i campi Bj interagiscono tra loro.Introducendo il doppietto ψL e il singoletto ψR di fermioni (capitolo ???), la

lagrangiana L = Lψ + LY + LB e

L = iψL(γµDLµ −mL)ψL + iψR(γµDR

µ −mR)ψR − 1

4BY

µνBY µν − 1

4~Bµν · ~Bµν (3.13)

con DLµ = ∂µ + ig′(Y/2)BY

µ + ig~τ · ~Bµ; DRµ = ∂µ + ig′(Y/2)BY

µ . In funzione deicampi i contributi alla lagrangiana sono (Fig.3.83):

• i campi liberi di fermioni e bosoni ψψ, B2;• i termini di interazione gψψB;• i termini di auto-interazione gB3, g2B4.

Figure 3.83: Termini che descrivono la propagazione dei campi di fermioni e bosonie le interazioni.

Come nel caso del campo elettromagnetico, la (3.13) non e invariante se i quanti delcampo hanno massa; ma le interazioni deboli sono a breve raggio d’azione e quindidevono essere mediate da bosoni con massa. Inoltre la lagrangiana (3.9) e invariantesolo nel caso che le masse dei fermioni del doppietto ψL sono uguali e questo none verificato ne per i leptoni (mν 6= m`−) ne per i quark. Quindi anche i termini dimassa dei fermioni non preservano l’invarianza della lagrangiana.

3.8.2 Il campo di Higgs

Una teoria dell’interazione elettro-debole invariante per le trasformazioni di gauge(3.8) e (3.10) in U(1)Y ⊗ SU(2)L deve necessariamente partire dall’ipotesi che ifermioni e i bosoni di gauge abbiano massa nulla. Ma non esiste un tripletto dibosoni di massa nulla e questa fu l’evidenza che mise in crisi la teoria di gauge diYang-Mills basata sulla simmetria dell’isospin. Inoltre gia prima della loro scopertasi sapeva che i bosoni mediatori dell’interazione debole dovevano avere massa e chequesta fosse grande, À 1 GeV .

Invece di abbandonare l’approccio dell’invarianza di gauge, che ha solide basiteoriche, fu fatta l’ipotesi che la simmetria per trasformazioni di gauge U(1)Y ⊗SU(2)L fosse valida, ma che fosse manifesta solo a energia confrontabile con la massa

373

dei bosoni di gauge e che fosse nascosta a energia piu bassa. Un fenomeno analogoe noto nel ferromagnetismo che e originato dall’interazione tra momenti magneticiatomici. A livello microscopico il momento di dipolo magnetico e proporzionaleallo spin e genera un campo magnetico che tende ad orientare i dipoli, cioe glispin, degli atomi vicini. La hamiltoniana di interazione tra momenti magnetici edel tipo H = κ~s1 · ~s2, scalare e quindi non preferisce alcuna direzione nello spazio.La lagrangiana e quindi invariante per rotazione e infatti a temperatura elevata,maggiore della temperatura di Curie, i momenti magnetici sono orientati in modocasuale, la simmetria per rotazione e manifesta. Ma sotto la temperatura di Curie(Fig.3.84) lo spin ~s2 tende ad allinearsi nella direzione di ~s1 e cosı ~s3, etc.: lasimmetria per rotazione e rotta, in modo spontaneo perche la direzione in cui glispin si allineano e casuale.

T < Tc T > Tc

Figure 3.84: Per T > TC c’e simmetria per rotazione, quando T < TC la simmetriae scomparsa e i momenti di dipolo si orientano a formare i domini magnetici.

Nel 1964 Peter Higgs, e indipendentemente Brout, Englert e altri proposero unateoria di campo che poteva generare in modo naturale il fenomeno della rottura spon-tanea della simmetria e quindi generare la massa dei bosoni di gauge e dei fermioni.Il campo di Higgs non deve individuare una particolare direzione nello spazio: deveessere un campo scalare; deve essere un doppietto di isospin di campi dotati di massae auto-interagenti; deve avere carica elettrica nulla e carica di colore nulla. Se persemplicita ci limitiamo ad una sola componente del campo, la lagrangiana e la (3.3)con l’aggiunta di un termine di auto-interazione

L =1

2∂νφ∂νφ− 1

2µ2φ2 − 1

4λφ4 (3.14)

con µ2 e λ costanti (λ > 0), ed e simmetrica per φ → −φ. Il termine di energiapotenziale, U(φ2), e minimo per

∂U

∂φ= 0 φ(µ2 + λφ2) = 0

per cui φmin = 0 se µ2 > 0, oppure φmin = ±v = ±√−µ2/λ se µ2 < 0. Lo stato

di minima energia e lo stato di assenza di particelle, di vuoto, e v e detto valoredi aspettazione del vuoto. Il primo caso e quello di un campo scalare con massa µ;nel secondo caso il termine di massa e immaginario e vi sono due minimi simmetrici

374

(Fig.3.85). Il calcolo perturbativo va fatto a partire dallo stato di minima energiae la scelta tra i due valori e a priori arbitraria. Se si sceglie di sviluppare il campoattorno al minimo +v

φ(x) = v + χ(x)

χ(x) rappresenta le fluttuazioni del campo attorno al valore di minimo. Eliminandoµ2 = −λv2 la lagrangiana diventa

L =1

2∂νχ∂νχ− λv2χ2 −

(λvχ3 +

1

4χ4

)+

1

4λv4 (3.15)

Il secondo termine ha ora il segno corretto e mχ =√

2λv2 e la massa del campo diHiggs, il terzo rappresenta i termini di auto-interazione, e il quarto e una costante(inessenziale). Un risultato simile si ottiene sviluppando attorno al minimo −v.

La (3.14) e la (3.15) rappresentano lo stesso sistema fisico, ma nel primo caso lamassa e nascosta e la lagrangiana e simmetrica, mentre nel secondo la dipendenzadalla massa e manifesta e la lagrangiana non e simmetrica χ → −χ: la simmetriainiziale e rotta in modo spontaneo senza alcun intervento esterno al sistema.

Per un campo scalare nello spazio dell’isospin

(φu

φd

)=

1√2

(φ1 + iφ2

φ3 + iφ4

)(3.16)

con numeri quantici τ3 =

(+1/2−1/2

), q =

(+10

), Y =

(+1+1

), la lagrangiana

simile alla (3.14) eL = ∂νφ+∂νφ− µ2φ+φ− λ(φ+φ)2 (3.17)

con φ+φ = 12

∑j φ2

j . Per µ2 < 0 il luogo dei minimi e ora una circonferenza (Fig.3.85)e possiamo arbitrariamente definire lo stato di vuoto, ad esempio quando φu = 0 eφd e reale

φmin =1√2

(0v

)v =

√−µ2/2λ (3.18)

φ

U(φ)

-v +vφ

U(φ)

u

φd

Figure 3.85: Energia del campo di Higgs.

375

Analogamente al caso precedente, le perturbazioni del campo attorno al minimosi ottengono aggiungendo una funzione ρ(x) e con una trasformazione di gauge (3.10)cioe una rotazione nello spazio dell’isospin. La variazione del campo e

χ(x) = φ′(x)− φmin = ei~τ ·~Λ(x)

(0

v+ρ(x)√2

)−

(0v√2

)(3.19)

Per una trasformazione infinitesima, Λj ¿ 1, ei~τ ·~Λ(x) ' 1 + i~τ · ~Λ(x), si ha

χ(x) =1√2

((Λ2(x) + iΛ1(x))v/2 + . . .ρ(x)− iΛ3(x)v/2 + . . .

)(3.20)

e i termini che contribuiscono alla lagrangiana sono

∂νχ+∂νχ =1

2

(∂ν~Λ · ∂ν

~Λ) v2

4+

1

2∂νρ∂νρ + . . . χ+χ =

1

2ρ2 + . . .

per cui, in funzione dei quattro campi ρ(x), ~Λ(x), si ha

L =1

2

(∂ν~Λ

v

2· ∂ν

~Λv

2

)+

1

2∂νρ∂νρ− 1

22λv2ρ2 +O(ρ3) (3.21)

e si riconosce la forma della lagrangiana che descrive un campo scalare con massam2

ρ = 2λv2 e tre campi scalari Λ(x)v/2. Questi hanno massa nulla perche la(3.21) non contiene termini in Λ2

j . Di nuovo, da un campo simmetrico nello spaziodell’isospin descritto dalla lagrangiana (3.17) con µ2 < 0 si ha un luogo di stati divuoto φmin = v 6= 0 equivalenti, e con una scelta 18 tra queste soluzioni equivalentisi ottiene una rottura spontanea della simmetria che genera un campo con massa,ma lascia tre campi scalari senza massa, detti bosoni di Goldstone.

3.8.3 Il meccanisco di Higgs

Il passo successivo e di aggiungere alla (3.17) i campi di gauge di U(1) ⊗ SU(2) el’interazione con il campo di Higgs sostituendo ∂µ con la derivata covariante

∂µ → Dµ = ∂µ + ig~τ · ~Bµ + ig′(Y/2)BYµ

e la (3.17) diventa

L = (Dµφ)+Dµφ− µ2φ+φ− λ(φ+φ)2 − 1

4~Bµν · ~Bµν − 1

4BY

µνBY µν (3.22)

Ora la (3.22) e invariante per trasformazioni U(1) ⊗ SU(2) e qualunque scelta delvalore φmin e lecita, in particolare la (3.18). Se si sviluppa φ(x) per piccole variazioni

dello stato di vuoto φmin = v+ρ(x)√2

, il primo termine della (3.22) e

(Dµφ)+Dµφ =1

2∂µρ∂µρ+

1

8g2(B1µB

µ1 +B2µB

µ2 )v2+

1

8(gB3µ−g′BY µ)(gBµ

3−g′BµY )v2+. . .

18 La particolare scelta (3.18) del minimo del campo di Higgs e tale che l’operatore caricaelettrica, q = Y/2 + τ3, ha autovalore zero qualunque sia il valore di v.

376

che contiene un prodotto della combinazione dei campi B3 e BY . Questo si puodiagonalizzare introducendo le combinazioni (capitolo ???)

A = BY cos θ + B3 sin θ BY = A cos θ − Z sin θZ = −BY sin θ + B3 cos θ B3 = A sin θ + Z cos θ

e l’angolo di Weinberg, tan θ = g′/g. In funzione dei nuovi campi si ha

(gB3µ − g′BY µ)(gBµ3 − g′Bµ

Y ) = ZµZµ

cos2 θ, ~Bµν · ~Bµν + BY

µνBY µν = AµνA

µν + ZµνZµν ,

e la lagrangiana (3.22) che descrive i campi diventa

L = 12∂µρ∂µρ− 1

2m2

ρρ2 −1

4B1

µνB1µν + 1

8g2v2B1

µB1µ

−14B2

µνB2µν + 1

8g2v2B2

µB2µ

−14ZµνZ

µν + 18

g2v2

cos2 θZµZ

µ

−14AµνA

µν + . . . . . .

(3.23)

in cui . . . indica i termini di auto-iterazione dei campi. La forma della (3.23) mostrache l’interazione del campo di Higgs con i campi di gauge di U(1)⊗ SU(2) producetre campi vettoriali con massa, un doppietto con mB = gv/2, un campo con mZ =gv/2 cos θ, e un campo A di massa nulla. Questo e il campo elettromagnetico chesi trasforma secondo la (3.6). Nella lagrangiana non compaiono i tre bosoni diGoldstone, questi sono scomparsi e hanno dato origine ai tre nuovi gradi di liberta:la polarizzazione longitudinale dei tre campi vettoriali con massa.

Le combinazioni W±ν = (B1

ν±iB2ν)/√

2 che corrispondono ai generatori τ± = τ1±iτ2 hanno carica elettrica ±e legata alle costanti di accoppiamento di U(1)⊗ SU(2)dalla relazione e = g sin θ. Il valore di aspettazione del vuoto del campo di Higgs equindi determinato dalla massa dei bosoni W± e Z0:

v =2mW sin θ

e=

2mW sin θ√4πα

= (√

2G)−1/2 = 246 GeV

Questo e il valore di energia a cui avviene la rottura spontanea della simmetriadell’interazione elettro-debole ed e chiamato scala di energia di Fermi. Il valoredella massa del bosone di Higgs, mH = v

√2λ, rimane indeterminato poiche λ e un

parametro libero non vincolato dalla teoria.

3.8.4 La simmetria del colore

Per estendere il modello all’interazione adronica, partiamo dalla lagrangiana deiquark e dall’interazione col campo di colore. Introducendo l’indice di colore deiquark, j = 1, 2, 3, la Lagrangiana dei fermioni (3.4) e

Lq =∑q

qj(x)iγµ∂µqk(x)−∑

q

mq qj(x)qj(x)

La costante di accoppiamento si introduce richiedendo che la Lagrangiana sia in-variante per trasformazioni locali di gauge della simmetria del colore SU(3)C

q(x) → q′(x) = eigsTaΛa(x)q(x) a = 1, 2, . . . 8 (3.24)

377

dove Ta sono i generatori di SU(3), le matrici di Gell-Mann (appendice 4.12), chesoddisfano le relazioni di commutazione [Ta, Tb] = ifabcTc, e fabc sono le costanti distruttura (reali) di SU(3). L’invarianza per la trasformazione (3.24) e garantita se siintroducono otto campi vettoriali, i gluoni, che si trasformano secondo la relazione

Gaµ → Ga

µ − ∂µΛa(x)− gsfabcΛb(x)Gcµ

e la derivata covariante ∂µ → Dµ = ∂µ + igsTaGaµ. Nella Lagrangiana compare

il termine di interazione della corrente dei quark con i campi di colore Lint =−gs(qγ

µTaq)Gaµ. Il tensore del campo e

Gaµν = ∂µG

aν − ∂νG

aµ − gsfabcG

bµG

cν

e quindi, come nel caso di SU(2), nella lagrangiana dei campi, L = −14Ga

µνGµνa ,

compaiono termini di auto-interazione dei campi di colore. La Lagrangiana chedescrive le interazioni di quark e gluoni e

Lq =∑q

qj(x)iγµDµqk(x)−∑

q

mq qj(x)qj(x)− 1

4Ga

µνGµνa (3.25)

Nella (3.25) non compare un termine di massa dei campi Gaµ che non e invariante

per la trasformazione (3.24): i gluoni hanno massa nulla. Come nel caso del campoelettromagnetico, l’interazione con il campo di Higgs non produce un termine dimassa poiche il campo di Higgs non ha colore.

I quark partecipano anche all’interazione elettro-debole come doppietti e singo-letti di isospin; questi sono formati da combinazioni dei sapori q′r =

∑s Ursqs. Nel

modello con sei sapori di quark Urs e una matrice 3 × 3 unitaria, la matrice diCabibbo-Kobayashi-Maskawa (capitolo ???), che e definita da quattro parametri.Come nel caso dei leptoni, i termini di massa mq qq non sono invarianti per trasfor-mazioni di SU(2) e quindi la Lagrangiana che descrive l’interazione elettrodebole deiquark non puo contenere termini di questo tipo: nella Lagrangiana i quark hannomassa nulla.

3.8.5 La massa dei fermioni

La (3.13) e la (3.25) non contengono termini di massa dei fermioni. Per i leptoniquesti sono del tipo m`

¯(x)`(x) e, usando i proiettori di elicita (appendice 4.18),

m`¯ = m`

¯(

1− γ5

2+

1 + γ5

2

)` = m`

(¯L`R + ¯

R`L

)

si vede che al termine di massa contribuiscono combinazioni di un doppietto e di unsingoletto non invarianti per la trasformazione (3.10) di SU(2). I termini di massadella Lagrangiana sono generati da un’interazione scalare con il campo di Higgs,detta accoppiamento di Yukawa. Introducendo la costante di accoppiamento g` > 0si ha L` = −g`

(¯Lφ`R + ¯

Rφ`L

)

L` = −g`

[(ν`

¯)

L

(φu

φd

)`R + ¯

R (φ∗u φ∗d)

(ν`

`

)

L

](3.26)

378

= −g`

[ν`φu`R + ¯

Lφd`R + ¯Rφ∗uν` + ¯

Rφ∗d`L

]

infatti i numeri quantici del campo di Higgs permettono l’accoppiamento tra doppi-etto e singoletto (Fig.3.86)

νL `L `R φu φd

τ3 +1/2 −1/2 0 +1/2 −1/2q 0 −1 −1 +1 0Y −1 −1 −2 +1 +1

φφφφ

e R

u

ννννL

φφφφ

e R

d

e L

Figure 3.86: Accoppiamento di Yukawa `L − `R con il campo di Higgs.

Se si rompe la simmetria scegliendo il valore minimo del campo di Higgs, φu = 0,φd = v+ρ(x)√

2, la Lagrangiana (3.26) per variazione del campo attorno a φmin diventa

L` = −g`v√2

(¯L`R + ¯

R`L

)− g`√

2

(¯L`R + ¯

R`L

)ρ(x)

che mostra che l’interazione ha generato un termine di massa m` = g`v/√

2 e untermine di interazione con il campo di Higgs che ha intensita proporzionale al valoredella massa del leptone

L` = −m`¯ − m`

v¯ρ` (3.27)

Il valore delle costanti di accoppiamento g` non e definito dalla teoria e quindi lemasse dei leptoni rimangono parametri liberi. La scelta del valore di minimo delcampo, φu = 0, non accoppia i leptoni L di isospin +1/2 (antileptoni R di isospin-1/2) col campo di Higgs: nel Modello Standard i neutrini sono fermioni di Diracleft-handed di massa nulla 19.

Con lo stesso meccanismo si genera la massa dei quark. Per i leptoni vi e dif-ferenza di carica tra stati L e stati R, mentre per i quark non vi e differenza dicolore. Per simmetria, oltre al campo di Higgs (3.16) occorre introdurre il campoottenuto con una rotazione di π nello spazio dell’isospin (appendice 4.10) 20

φ = eiπτ2

(φu

φd

)=

(φd

−φu

)

19Negli ultimi dieci anni si e accumulata evidenza sperimentale che i neutrini hanno massa 6= 0,il Modello Standard dovra essere esteso per descrivere neutrini con massa.

20

eiθτ2 =(


)

379

Per due sapori di quark, l’analoga della (3.26) e

Lq = −gu

(uL dL

) (φd

−φu

)uR − gd

(uL dL

) (φu

φd

)dR + h.conj.

= −gu

(uLφduR − dLφuuR

)− gd

(uLφudR + dLφddR

)+ h.conj.

e, procedendo come sopra, per variazioni del campo attorno a φmin si ha

Lu = −guv√2

uu− g`√2

uρu ⇒ mu =guv√

2Ld = . . .

3.8.6 I parametri del Modello Standard

Nel Modello Standard le sorgenti dei campi sono tre famiglie di leptoni e tre famigliedi quark organizzate in doppietti e singoletti di isospin debole

(νe

e−

)

L

e−R . . .

(ud

)

L

uR dR . . .

e i rispettivi antifermioni. Le interazioni elettro-debole e adronica sono mediate daicampi vettoriali della simmetria U(1)Y ⊗ SU(2)L ⊗ SU(3)C : il fotone, tre bosoniW± Z0, otto gluoni, e hanno intensita che dipende da tre costanti di accoppiamentog, g′, gs. Le masse dei fermioni e dei bosoni W± Z0 sono generate dall’interazionecon il campo scalare di Higgs. Questo e un doppietto di isospin debole con valoredi minima energia v 6= 0 e, nel vuoto, il campo ha carica elettrica nulla e caricadi colore nulla. Il campo elettromagnetico e i campi di colore non hanno massa.I campi W e Z hanno massa proporzionale a gv; i fermioni hanno ciascuno massaproporzionale a gfv.

La teoria dipende da un numero di parametri liberi e il loro valore si determinada misure:

• le tre costanti di accoppiamento: G, α, αs → g, g′, gs;

• tre valori di massa dei leptoni carichi → g`;

• sei valori di massa dei quark → gq;

• quattro parametri della matrice di Cabibbo-Kobayashi-Maskawa;

• la massa del bosone di Higgs → λ.

Sedici di questi parametri sono misurati, la maggior parte con grande precisione, illoro valore dipende dalla scala di energia, Q2, a cui si effettua la misura, ma la teoriaprevede il loro andamento in funzione di Q2 e, a volte, l’andamento di un parametroin funzione del valore di altri. Manca pero la verifica sperimentale dell’esistenza delcampo di Higgs; quindi, nonostante la coerenza e il notevole potere predittivo delmodello, l’ipotesi del campo di Higgs non e ancora verificata e il parametro λ rimaneindeterminato.

380

La ricerca del bosone di Higgs

Il bosone di Higgs si accoppia con tutti i fermioni e con i bosoni W , Z, e quindi puodecaderere in coppie ff o di bosoni vettori. La larghezza di decadimento H → ff e

Γff = 2π|M|2ρ(E) = Nc

√2GMHm2

f

8πβ3 (3.28)

Nc = 3 [1] per quark [leptoni], l’elemento di matrice e M =mf

v√

2E, ρ = 4πp2

8π3dpdE

, p =MH

2β, β = (1− 4m2

f/M2H)1/2 e la velocita dei fermioni. Se MH < 2mW il contributo

maggiore e dovuto al decadimento in quark beauty H → bb. Se MH > 2mZ '180 GeV contribuiscono i decadimenti H → W+W−, H → ZZ, con larghezzaapprossimativamente proporzionale a M3

H

ΓWW '√

2GM3H

16πβ3 ΓZZ ' 1

2ΓWW (3.29)

Se MH > 2mt ' 350 GeV contribuisce anche il decadimento in coppie di quark topsecondo la (3.28). Il bosone di Higgs puo essere prodotto in interazioni e+e− oppurein interazioni adroniche, qq, qq, qg, . . . : negli esperimenti si cerca di identificaregli stati finali risonanti che corrispondono ai decadimenti piu probabili. Il ModelloStandard e autoconsistente e predice sezioni d’urto e probabilita di decadimentodel bosone di Higgs; finora non e stato trovato uno stato fisico che corrisponde allecaratteristiche previste e le misure, alcune dirette altre indirette, indicano che lamassa del bosone di Higgs e vincolata nell’intervallo 110 < mH < 200 GeV/c2.

Il limite inferiore alla massa del bosone di Higgs e stato determinato studiandole collisioni e+e− alla massima energia del LEP,

√s = 209 GeV . Dato che la

sezione d’urto di annichilazione e+e− → H e proporzionale a (me/v)2, e quindipiccolissima, non c’e sensibilita nell’annichilazione diretta; si cerca la produzioneassociata e+e− → Z0H che avviene tramite un bosone Z virtuale come illustratoin Fig.3.87 sfruttando il forte accoppiamento Z-H-Z; in questo caso non si possonoprodurre masse maggiori di

√s−mZ . In questa regione di massa il decadimento piu

probabile e in coppie quark-antiquark beauty e quindi si e cercato di identificare glistati finali Z0H → qq bb. La ricerca non ha dato risultato positivo e si e stabilito unlimite inferiore mH > 114 GeV . Vari parametri del Modello Standard, in particolarei valori di mW e della massa del quark top, dipendono dalla massa del bosone di Higgsattraverso le correzioni radiative (appendice 4.20) a vari processi. La dipendenza e∼ ln(mH) quindi piuttosto debole, ma alcune misure sono molto precise per cui epossibile definire un limite superiore mH < 200 GeV .

Inoltre, dato che λ ∼ (mH/v)2, la corenza del modello impone un limite su-periore alla massa del campo di Higgs perche se λ e grande aumenta il potenzialedi autointerazione dei campi nella (3.14) e si raggiunge il limite di unitarieta per lasezione d’urto di alcuni processi elementari quali WW → WW . Inoltre va notato cheall’aumentare di MH aumenta la larghezza totale ΓH =

∑i Γi (per MH > 800 GeV

si ha Γ > 250 GeV ) per cui diventa problematico definire uno ”stato risonante”.Nella presente formulazione il Modello Standard non ammette un bosone di Higgscon massa maggiore di ∼1 TeV .

381

e Z-

e+ HZ*

Figure 3.87: Produzione del bosone di Higgs in collisioni e+e−.

3.9 Oscillazioni di neutrini

I neutrini sono fermioni di spin 12

con carica eletrica nulla e momento magmeticonullo; si manifestano in tre sapori: νe, νµ, ντ , con numeri leptonici, Le, Lµ, Lτ , chesi conservano separatamente. Hanno massa molto piccola, i limiti di massa sono

m(νe) < 2 eV m(νµ) < 0.19 MeV m(ντ ) < 18 MeV

Nel Modello Standard, basato sull’equazione di Dirac per i fermioni, si assume che ineutrini abbiano massa nulla e che siano autostati di elicita, come i corrispondentiantineutrini, νL e νR: non esistono νL ne νR. Ma molti esperimenti hanno messo inevidenza transizioni tra neutrini di diverso sapore e questo non e possibile se questistati sono degeneri in massa e mν = 0. In effetti l’ipotesi di oscillazioni di neutriniera stata fatta da Bruno Pontecorvo nel 1957, in analogia con quella di oscillazionidei mesoni K0 proposta da Gell-Mann e Pais due anni prima (capitolo ???), e primadella scoperta del secondo neutrino, νµ.

3.9.1 La massa dei neutrini

L’origine della massa dei neutrini non e ancora chiarita, comunque perche i neutriniabbiano massa e necessario modificare il Modello Standard. La massa di leptonicarichi e quark e originata dall’accoppiamento delle componenti left-handed e right-handed al campo di Higgs che produce un termine g`(¯Lφd`R + ¯

Rφ∗u`L) (capitolo???), ma questo e nullo per i neutrini. Per originare la massa dei neutrini di Dirac,si possono introdurre ad hoc le componenti νR e νL, che pero non si accoppiano conil campo debole, ne con altri campi di interazione tranne il campo gravitazionale, equindi sono neutrini sterili. Questo non contraddice l’evidenza che si osservano soloνL e νR.

Ma c’e una seconda possibilita basata sulla Teoria simmetrica dell’elettrone e delpositrone formulata nel 1937 da Ettore Majorana. Secondo questa teoria, gli statidi fermione e anti-fermione coincidono se non hanno carica elettrica. Il campo delneutrino ha due componenti: |ν〉 e il suo coniugato per la trasformazione CP , chee con ottima approssimazione una simmetria dell’interazione debole: |νc〉 = CP |ν〉.La trasformazione CP e rappresentata formalmente con la coniugazione complessae le matrici γ di Dirac (appendice ???). Questa rappresentazione dei fermioni hadue importanti conseguenze:

382

• poiche la trasformazione CP cambia lo stato di elicita, i neutrini hanno duestati di elicita e possono acquistare massa con l’accoppiamento col campo diHiggs;

• poiche CP e una trasformazione discreta, la legge di combinazione del numeroleptonico e moltiplicativa e non additiva: si conserva la parita leptonica e nonnecessariamente il numero leptonico, L = Le + Lµ + Lτ . Questo permette,ad esempio, il decadimento doppio-β senza emissione di neutrini, A

ZX →A

Z+2Y e− e−, che conserva la parita leptonica ma non il numero leptonico(Fig.3.88) ed e vietato per i neutrini di Dirac. Questo decadimento non eancora stato osservato.

W-

νc

ν

W-

e-

e-XAZ

YAZ+2

Figure 3.88: Decadimento 2β senza emissione di neutrini.

3.9.2 Oscillazioni nel vuoto

Non sappiamo quale delle due versioni, neutrini di Dirac o neutrini di Majorana, rap-presenti meglio le osservazioni, comunque esistono modifiche del Modello Standardche possono originare la massa dei neutrini. Assumiamo che ci siano tre autostatidi sapore e tre autostati di massa

(νe νµ ντ ) (ν1 ν2 ν3)

e che si possano convertire uno nell’altro tramite una matrice unitaria 3×3: |να〉 =U|νi〉

U =

Ue1 Ue2 Ue3

Uµ1 Uµ2 Uµ3

Uτ1 Uτ2 Uτ3

che soddisfa la condizione U†U = 1

∑

j

U∗αjUβj = δαβ

∑α

U∗αjUαk = δjk (3.30)

La matrice U che mescola gli autostati di sapore e gli autostati di massa, dettamatrice di Pontecorvo-Maki-Makagawa-Sakata, ha le stesse proprieta della matriceCKM (capitolo ???) e dipende da tre angoli di mixing e un parametro complesso.

383

La matrice si puo rappresentare come la combinazione di tre rotazioni con angoli diEulero θjk (cjk = cos θjk, sjk = sin θjk) UPMMS = R23R13R12

UPMMS =

1 0 00 c23 s23

0 −s23 c23

c13 0 s13e−iδ

0 1 0−s13e

iδ 0 c13

c12 s12 0−s12 c12 0

0 0 1

(3.31)

=

c12c13 s12c13 s13e−iδ

−s12c23 − c12s23s13eiδ c12c23 − s12s23s13e

iδ s23c13

s12s23 − c12c23s13eiδ −c12s23 − s12c23s13e

iδ c23c13

Nel caso di neutrini di Majorana si aggiungono due parametri complessi

UPMMS = R23R13R12

eiφ1 0 00 eiφ2 00 0 1

Nel vuoto l’equazione del moto degli autostati di massa e ih ddt|νj〉 = Hm|νj〉,

gli autovalori sono Ej = ((pc)2 + (mjc2)2)

12 e l’evoluzione temporale e |νj(t)〉 =

|νj(0)〉e−iEjt/h. Poiche la massa dei neutrini e molto piccola Ej ' pc+(mjc2)2/2pc '

pc + m2jc

4/2E. Nel seguito: h = 1, c = 1. La hamiltoniana e diagonale

Hm = p +1

2E

m21 0 0

0 m22 0

0 0 m23

(3.32)

Se al tempo t = 0 si ha un fascio di soli neutrini di sapore α, νβ(0) =∑

j Uβj|νj〉 =δβα, l’evoluzione temporale del fascio e

νβ(t) =∑

j

Uβj|νj〉e−iEjt

e 〈νβ(t)|να(0)〉 =∑

jk U∗βjUαke

−iEkt〈νj|νk〉 =∑

j U∗βjUαje

−iEjt. La probabilita diavere neutrini di sapore β al tempo t e

Pα→β(t) = |〈νβ(t)|να(0)〉|2 = |∑j U∗βjUαje

−iEjt|2 =∑

kj U∗αkUαjUβkU

∗βje

i(Ek−Ej)t

=∑

j |Uβj|2|Uαj|2 + 2∑

j>k <(U∗βjUβkUαjU

∗αk) cos(Ej − Ek)t

(3.33)La probabilita di transizione e modulata nel tempo dall’ultimo termine, per questosi parla di oscillazione di neutrini, e la condizione di unitarieta (3.30) assicura chela somma delle probabilita sia

∑β Pα→β(t) = 1 ∀ t.

Se consideriamo per semplicita il caso di due neutrini, vi e solo un angolo dimixing (

να

νβ

)=

(cos θ sin θ− sin θ cos θ

) (ν1

ν2

)

e l’evoluzione temporale e

|να(t)〉 = cos θe−iE1t|ν1〉+ sin θe−iE2t|ν2〉|νβ(t)〉 = − sin θe−iE1t|ν1〉+ cos θe−iE2t|ν2〉

384

Se al tempo t = 0 sono presenti solo neutrini να, al tempo t si ha

〈να(t)|να(0)〉 = cos2 θeiE1t + sin2 θeiE2t

e la probabilita di sopravvivenza di neutrini να e (3.33)

Pα→α(t) = |〈να(t)|να(0)〉|2 = cos4 θ + sin4 θ + 2 sin2 θ cos2 θ cos(E2 − E1)t= cos2 2θ + 1

2sin2 2θ + 1

2sin2 2θ cos(E2 − E1)t

= 1− sin2 2θ sin2(E2 − E1)t/2

Se invece si ha una transizione να → νβ

〈νβ(t)|να(0)〉 = sin θ cos θ(eiE2t − eiE1t)

la probabilita di transizione e (3.33)

Pα→β(t) = |〈νβ(t)|να(0)〉|2 = 2 sin2 θ cos2 θ(1− cos(E2 − E1)t)= sin2 2θ sin2(E2 − E1)t/2= 1− Pα→α(t)

Il termine sin2 2θ indica l’intensita dell’accoppiamento να-νβ, e la probabilita e mod-ulata nel tempo dal fattore sin2(E2 − E1)t/2, con E2 − E1 ' (m2

2 − m21)/2E. A

distanza L dalla sorgente dei neutrini να si ha

sin2(E2 − E1)t/2 ' sin2(m22 −m2

1)t/4E = sin2(m22 −m2

1)c4L/4Ehc

che dipende dal valore della differenza ∆m2 = m22 −m2

1. Dato che i limiti sui valoridi massa dei neutrini sono ∼eV , le unita naturali per esperimenti sulle oscillazionidi neutrini sono: mc2 in eV , E/L in GeV/km = MeV/m. In queste unita si ha1

4hc= 1.27 GeV

eV 2 km

(MeV

eV 2 m

)

Pα→β(t) = sin2 2θ sin2

(1.27

∆m2 [eV 2]× L [km]

E [GeV ]

)(3.34)

e la lunghezza d’onda di oscillazione e

λ =πE

1.27∆m2= 2.48

E

∆m2(3.35)

Nella base dei sapori, l’equazione del moto nel vuoto e i ddt|να〉 = Hf |να〉 con Hf =

UHmU †

Hf =

(cos θ sin θ− sin θ cos θ

) [p +

1

2E

(m2

1 00 m2

2

)] (cos θ − sin θsin θ cos θ

)

= p +Σm2

4E+

∆m2

4E

(− cos 2θ sin 2θsin 2θ cos 2θ

)(3.36)

Esistono diverse condizioni favorevoli allo studio di oscillazioni di neutrini perdiversi valori dell’energia E e della distanza L tra sorgente e osservatore

385

• i neutrini solari νe sono prodotti nel Sole con le reazioni termonucleari descrittenel capitolo ??? con energia da zero a pochi MeV, la distanza e 108 km;

• i reattori nucleari producono νe con energia da zero ad alcuni MeV e si possonoosservare a distanze da ∼10 m a molti km;

• i neutrini atmosferici sono originati nei decadimenti di adroni prodotti nelleinterazioni dei raggi cosmici primari con l’atmosfera. Sono prevalentementeνµ, νµ dai decadimenti leptonici dei mesoni π e K; con minore probabilitaνe, νe prodotti nei decadimenti dei muoni e decadimenti semi-leptonici deimesoni; i neutrini ντ , ντ sono trascurabili. L’energia va da ∼1 a ∼20 GeV . Ladistanza puo variare da∼10 km, se prodotti nell’atmosfera sopra il laboratorio,a∼104 km se prodotti nell’altro emisfero e attraversano la Terra prima di essererilevati.

• acceleratori di protoni producono intensi fasci secondari di neutrini νµ, νµ

(capitolo ???) con energia E = 1 − 100 GeV che possono essere rivelati adistanze da ∼ 100 m a ∼ 1000 km.

Diverse condizioni sperimentali hanno diversa sensibilita alla misura alla differenzadi massa secondo la relazione (3.34); le condizioni sono riassunte nella Tabella 3.1.Ci sono due possibili approcci sperimentali per misurare oscillazioni dei neutrini:

sorgente ν energia (GeV) distanza (km) ∆m2 (eV2)sole νe 10−3 108 10−10

reattore νe 10−3 1-100 10−5-10−3

atmosfera νµ νµ (νe νe) 1-20 10-104 10−4-1acceleratore νµ νµ 1-100 1-103 10−3-10

Table 3.1: Sensibilita in ∆m2 per diverse sorgenti di neutrini.

esperimenti di scomparsa e esperimenti di apparizione.

Esperimenti di scomparsa

Se si conosce una sorgente che emette solo neutrini να e si conosce il flusso all’origine,Φα(0), la misura del flusso a distanza L di neutrini dello stesso sapore fornisce,tramite il rapporto Φα(L)/Φα(0), la probabilita di sopravvivenza |〈να(t)|να(0)〉|2.Questo tipo di esperimento non fornisce informazione sul tipo di neutrino in cui να

ha eventualmente oscillato. E il caso di esperimenti fatti con neutrini solari νe, o dareattore νe: infatti questi hanno energia bassa e oscillazioni νe → νµ o νe → ντ nonsono rivelabili poiche l’energia di questi ultimi e molto minore dell’energia di sogliaper produrre leptoni µ (110 MeV ) o τ (3.5 GeV ). Nel caso di neutrini da reattoresi puo misurare il flusso Φνe(L) a diverse distanze dalla sorgente, mentre la distanzaTerra-Sole e quasi costante.

386

Esperimenti di apparizione

Questo e il caso di esperimenti con fasci di neutrini νµ o νµ prodotti con acceleratori:il flusso di neutrini e conosciuto bene e la contaminazione di neutrini di altro saporee piccola. Leptoni e o leptoni τ prodotti in reazioni νeN → e−X o ντN → τ−X (econiugate di carica) in un rivelatore a distanza L dalla sorgente misurano la proba-bilita di oscillazione |〈να(t)|νµ(0)〉|2. L’energia del fascio e sufficiente a produrre lereazioni che segnalano l’oscillazione di neutrini.

Nel caso di esperimenti con raggi cosmici, il flusso di neutrini non e ben conosci-uto ne in intensita ne nel tipo di sapore. Questi esperimenti hanno pero il vantaggioche sia l’energia E che la distanza dalla sorgente L sono variabili e questo estendel’intervallo di sensibilita in ∆m2.

3.9.3 Oscillazioni nella materia

Se i neutrini si propagano nella materia, si possono verificare oscillazioni anche nelcaso di mν = 0 se esiste qualche differenza nel comportamento dei diversi sapori dineutrini. Questo e stato studiato da Mikheyev-Smirnov-Wolfenstein- ed e chiamatoeffetto MSW ; e dovuto alla diffusione coerente in avanti che distingue i νe dagli altrineutrini. La diffusione coerente e proporzionale all’ampiezza di diffusione f(q = 0) eal numero di bersagli per unita di volume N , mentre l’assorbimento e proporzionaleal quadrato. L’effetto e analogo alla propagazione della luce in un mezzo, l’indicedi rifrazione n = 1 + 2πN

k2 f(0) introduce uno sfasamento nella propagazione di ondecon indici diversi: ei(n2−n1)kx.

Poiche f(0) e proporzionale alla costante di Fermi G e l’assorbimento e pro-porzionale a G2, questo e trascurabile, ma la diffusione coerente puo produrre uneffetto importante se il fascio si propaga per grandi distanze in un mezzo di densitaelevata. Consideriamo due sapori di neutrini, νe e νµ: le interazioni elastiche conemissione di neutrini a q = 0 per correnti neutre sono uguali, ma quelle per correnticariche sono diverse

νe νµ

νee− → νee

− νµe− → νµe

−

NC νen → νen νµn → νµnνep → νep νµp → νµp

CC νee− → e−νe νµe

− → µ−νe

e la differenza e legata alla densita di elettroni nel mezzo. Questo comporta chein un mezzo di densita ρ si introduce uno sfasamento per unita di lunghezza tra leonde

2πhf(0)Ne

p=√

2G(hc)2Ne = 3.8 10−9 cm−1 × Z

Aρ (3.37)

dove ρ e in g/cm3. L’effetto e importante nel caso della propagazione dei neutrinidal centro alla superficie del Sole (L = 0.7 1011 cm) tenendo anche conto che la den-sita cambia notevolmente; e meno importante su distanze pari all’attraversamento

387

della Terra (L ' 108 cm). La combinazione con le oscillazione nel vuoto modi-fica i parametri della matrice di evoluzione, in particolare il termine νe → νe, cuisi aggiunge lo sfasamento (3.37) che interviene come una differenza di energia diinterazione (nel seguito h = 1, c = 1)

√2G(hc)3Ne = 7.6 10−14 eV × Zρ

A

modificando la parte non diagonale della matrice (3.36)

Hf = (. . .) +

(−(∆m2/4E) cos 2θ +

√2GNe (∆m2/4E) sin 2θ

(∆m2/4E) sin 2θ (∆m2/4E) cos 2θ

)(3.38)

Gli angoli di mixing e la differenza ∆m2 si ottengono da (3.36) e (3.38)

sin 2θ∗

cos 2θ∗=

2Hf21

Hf22 −Hf11

=sin 2θ

cos 2θ − χχ =

√2GNe

2E

∆m2= 1.5 10−7 E [MeV ]

∆m2 [eV 2]×Zρ

A

sin 2θ∗ =sin 2θ√

(cos 2θ − χ)2 + (sin 2θ)2∆∗m2 = ∆m2

√(cos 2θ − χ)2 + (sin 2θ)2

(3.39)e la probabilita di oscillazione (3.34) diventa

Pα→β(t) = sin2 2θ∗ sin2(1.27∆∗m2L/E)

Dalla relazione (3.39) se χ ' cos 2θ l’angolo di mixing osservato e θ∗ ' 45, simu-lando oscillazione massima, qualunque sia l’effettivo mixing dei neutrini.

3.9.4 Neutrini solari

Le reazioni nucleari che producono energia nel Sole sono presentate nel capitolo ???;la Fig.3.89 mostra lo spettro di energia dei neutrini νe emessi nelle reazioni. Il flussodi neutrini e valutato sulla base del Modello Solare Standard (SSM) che tiene contodelle sezioni d’urto e del bilancio energetico delle reazioni, della termodinamica efluodinamica solare e dell’energia di radiazione solare misurata sulla Terra. Gliesperimenti per rivelare i neutrini sulla Terra sono condotti in laboratori sotterraneia grande profondita per schermare i rivelatori dai raggi cosmici, e hanno un bersagliodi grande massa (da decine a migliaia di tonnellate) perche la sezione d’urto e moltopiccola. Si misura il flusso di neutrini νe e, dal flusso previsto dal SSM, la probabilitaPνe→νe(L), L = 1.5 108 km. Sono stati fatti due tipi di esperimenti: con metodiradiochimici e con rivelatori di elettroni emessi nelle reazioni νeN → e−N ′.

Gli esperimenti radiochimici sono piu sensibili a neutrini di bassa energia. Simisura il numero di reazioni νe

AZX → e− A

Z+1Y in un dato intervallo di tempo∆t1. Si sceglie una reazione che abbia una soglia bassa e che produca un nucleo Ysoggetto a cattura elettronica con vita media τ . In questo modo non e necessariorivelare gli elettroni prodotti che hanno energia molto piccola, ma si registra il

388

Figure 3.89: Flusso di neutrini solari in funzione dell’energia.

numero di eventi e− AZ+1Y → A

ZX νe contando in un intervallo di tempo ∆t2 i raggiX di energia caratteristica emessi immediatamente dopo la cattura elettronica. Sieseguono diversi cicli di attivazione e conteggio: se Λ = σνΦνNb e il numero diinterazioni per unita di tempo, il numero di nuclei Y formati e nY (1) = Λτ(1 −e−∆t1/τ ) e il numero di decadimenti registrati e nY→X(2) = Λτ(1 − e−∆t1/τ )(1 −e−∆t2/τ ).

Il primo esperimento pioneristico di questo tipo e stato fatto da Raymond Davis 21

usando come bersaglio il 3717Cl, un isotopo stabile del Cloro con abbondanza relativa

24%. L’esperimento e stato fatto in una miniera a 1600 metri di profondita con unbersaglio di ∼1000 tonnellate di C2Cl4. Nella cattura dei neutrini si produce 37

18Arche decade al 100% per cattura elettronica

νe3717Cl → 31

18Ar e− e− 3118Ar → 37

17Cl νe τ = 24.3 giorni

La soglia di reazione e Eminν = 0.814 MeV , quindi l’esperimento non e sensibile alla

maggior parte dei neutrini solari, ma solo a quelli emessi dal decdimento del Boro85B e, in parte, a quelli del ciclo CNO, (Fig.3.89). Questo esperimento fu il primo aregistrare un deficit di neutrini solari, cioe Pνe→νe < 1. Misuro un tasso di conteggio∼1

3di quello previsto dal SSM con un errore relativo del 10%.Altri esperimenti sono stati fatti con il 71

31Ga, un isotopo stabile del Gallio conabbondanza relativa 40%. Si produce 71

32Ge che decade al 100% per cattura elettron-ica

νe7131Ga → 71

32Ge e− e− 7132Ge → 71

31Ga νe τ = 7.9 giorni

La soglia di reazione, Eminν = 0.233 MeV , e notevolmente piu bassa e gli esper-

imenti sono sensibili a gran parte dei neutrini del ciclo protone-protone. Questiesperimenti hanno misurato un tasso di conteggio (53 ± 3)% di quello previsto dalSSM confermando la effettiva scomparsa dei neutrini νe.

21 Premio Nobel per la Fisica nel 2002.

389

Gli esperimenti che rivelano l’emissione di elettroni sono costruiti con grandirecipienti con acqua, o acqua pesante, per studiare le reazioni di νe su elettroniatomici o su nucleo (protone, deutone). Questo metodo di misura e stato sviluppatoda Masatoshi Koshiba 22: la rivelazione e fatta osservando la radiazione Cerenkov(capitolo ???) emessa dagli elettroni che si trasmette nel mezzo trasparente. Gliesperimenti misurano la velocita degli elettroni e la direzione, questa e correlatacon la direzione del Sole e permette di ridurre il fondo da altre sorgenti. Il valoreminimo di velocita e βe ' 0.9 e la soglia di reazione e di alcuni MeV , quindi questiesperimenti sono sensibili ai neutrini di alta energia. Con lo studio della reazioneelastica νee

− → νee− e stato misurato un tasso di conteggio pari al (47 ± 3)% di

quello previsto dal SSM.Esperimenti che usano grandi recipienti con scintillatore liquido hanno soglie di

rivelazione ∼1 MeV , e sono sensibili a neutrini di bassa energia.Se il bersaglio e di acqua pesante, si possono studiare diverse reazioni neutrino-

deuterio

(a) νe d → p p e−, prodotta solo da νe per CC;

(b) να d → να p n, prodotta da ogni tipo di neutrino per NC;

(c) να e− → να e−, prodotta da ogni tipo di neutrino per NC, e da νe anche perCC.

Le reazioni (a) e (c) sono osservate con la rivelazione dell’elettrone, la reazione (b)con la rivelazione di sciami elettrofotonici prodotti da raggi γ emessi nella reazionedi cattura neutronica con formazione di trizio, n d → 3

1H γ con Eγ = 6.5 MeV . Eun’esperimento di scomparsa per le reazioni (a) e (c) e un esperimento di apparizionedi neutrini νµ e ντ (tra loro indistinguibili) per la reazione (c).

Il flusso dei neutrini si ottiene dal numero di reazioni osservate e dai valori disezione d’urto. Si hanno tre relazioni

na = Φ(νe)σCC(νed)Nd

nb = (Φ(νe) + Φ(νµ + ντ )) σNC(ναd)Nd

nc =((Φ(νe)σ

NC+CC(νee) + Φ(νµ + ντ )σNC(ναe)

)Ne

da cui si estrae il flusso di neutrini Φ(νe) e Φ(νµ + ντ ) tenendo conto che la sezioned’urto per NC e la stessa per ogni tipo di neutrino, e inoltre si puo verificare (capitolo???) che

σNC(νee)

σNC+CC(νee)=

g2L + g2

R/3

(1 + gL)2 + g2R/3

=1− 4 sin2 θW + (16/3) sin4 θW

1 + 4 sin2 θW + (16/3) sin4 θW

' 0.16

Il risultato conferma le osservazioni degli altri esperimenti e inoltre dimostra lavalidita del SSM nel predire il flusso di neutrini solari

Φ(νe) + Φ(νµ + ντ )

φSSM(νe)= 1.01± 0.14

Φ(νe)

Φ(νe) + Φ(νµ + ντ )= 0.34± 0.04

22 Premio Nobel per la Fisica nel 2002.

390

quindi 23

dei neutrini νe prodotti nel Sole hanno cambiato sapore prima di raggiun-gere la Terra. Dalle misure delle interazioni neutrino-deutone si deduce che

• la previsione del Modello Solare Standard del flusso di neutrini Φ(νe) e corretta;

• il flusso di neutrini misurato dipende dall’energia dei neutrini per l’effettoMSW e i risultati di esperimenti con soglie diverse vanno corretti secondo la(3.39);

• corretti i risultati, la probabilita di sopravvivenza a distanza L per diversiintervalli di energia E fornisce i parametri di oscillazione

Pνe→νe = 1− cos4 θ13 sin2 2θ12 sin2(∆m212L/4E)− sin2 2θ13 sin2(∆m2

13L/4E)(3.40)

• nel caso θ13 ' 0, come misurato con i neutrini da reattore, le oscillazioni deineutrini solari si riducono al caso di due stati: |ν1〉 e |ν2〉, e la matrice di mixinge R12

Pνe→νe ' 1− sin2 2θ12 sin2(∆m212L/4E)

• e si ottiene: θ12 = 33, ∆m212 = 7 10−5 eV 2.

3.9.5 Neutrini da reattori

I reattori nucleari sono un’intensa sorgente di anti-neutrini νe con energia che si es-tende da zero ad alcuni MeV . Gli esperimenti usano grandi recipienti di scintillatoreliquido, materiale organico ricco di protoni, con l’aggiunta di nuclei N0 che hannoun grande sezione d’urto di cattura di neutroni di bassa energia, nN0 → N∗

1 → N1γ.Il metodo di rivelazione e sostanzialmente quello che ha portano alla scoperta delneutrino descritta nel capitolo ???. Si sfrutta la reazione

νe p → e+ n

che ha un’energia di soglia di 1.8 MeV . La produzione del positrone e segnalata dallamisura di E ∼ 1 MeV dall’annichilazione e+e− → γγ, il neutrone viene moderatonelle collisioni elastiche con i protoni e catturato dal nucleo N0 dopo un tempocaratteristico del processo di moderazione ∆t0.

Esperimenti fatti a piccola distanza dal reattore, da 10 m a 1 km, non hannomostrato evidenza di scomparsa di νe, il valore misurato e φL(νe)

φ0(νe)' 1 con errori

relativi di pochi %. Un esperimento fatto a grande distanza ha invece misurato lascomparsa di 1

3di νe

φL(νe)

φ0(νe)= 0.66± 0.06 〈Eνe〉 = 4 MeV L ' 150 km

391

I risultati in funzione della distanza sono mostrati in Fig.3.90. Gli esperimentimisurano il rapporto φL(νe)

φ0(νe)integrando in un intervallo di energia dal valore di soglia

al valore massimo

ΦL(ν)

Φ0(ν)= 1− Sf(L) f(L) =

1

∆k

∫sin2 kL dk k =

∆m2

4E

f(L) =1

(k2 − k1)L

∫ k2

k1

sin2 kL dk =1

2− sin 2k2L− sin 2k1L

4(k2 − k1)L(3.41)

Questa funzione e nulla per kL ¿ 1, alta energia e/o piccole distanze, oscilla perkL ' π/2 e tende al valore 1

2per kL À 1, bassa energia e/o grandi distanze.

0 . 0

0 . 2

0 . 4

0 . 6

0 . 8

1 . 0

1 . 2

1 0- 2 1 0- 1 1 00 1 01 1 02

L (km)

Figure 3.90: Flusso di νe in funzione della distanza dal reattore.

Il confronto con gli esperimenti con i neutrini solari indica

• per L ≤ 3 km il termine sin2(∆m212L/4E) e trascurabile e quindi (3.40) si

riduce aPνe→νe = 1− sin2 2θ13 sin2(∆m2

13L/4E) (3.42)

gli esperimenti con reattori vicini misurano Pνe→νe ' 1 e possono mettere unlimite superiore all’angolo di mixing: θ13 < 10;

• con questo limite, usando (3.40) con cos4 θ13 ' 1, la misura di attenuazione diνe da reattori lontani permette di migliorare il risultato ottenuto con i neutrinisolari:

θ12 = 32.4 ∆m212 = 7.9 10−5 eV 2

3.9.6 Neutrini atmosferici

Gli esperimenti che studiano i neutrini prodotti nell’atmosfera sono fatti in laboratorisotterranei e usano come bersaglio l’acqua. Rivelano la produzione di elettronie muoni mediante la radiazione Cerenkov, misurano la direzione e il percorso nelrivelatore, la prima e fortemente correlata con la direzione dei neutrini, il secondo

392

fornisce una stima (non precisa) dell’energia. Elettroni e muoni sono prodotti nelrivelatore con le reazioni

νeN → e−N ′ νµN → µ−N ′ (3.43)

e le reazioni coniugate di carica iniziate da anti-neutrini che producono e+ e µ+, mai rivelatori Cerenkov non distinguono la carica elettrica.

θ θνµ

µ

ν6400

km

30 km

L

Figure 3.91: Interazioni di neutrini atmosferici in un rivelatore Cerenkov. Un neu-trino attraversa la Terra percorrendo la distanza L =

√R2 cos2 θ + 2Rh − R cos θ.

Il rivelatore (a destra) misura l’angolo θ.

Nell’atmosfera vengono prodotti neutrini e antineutrini nei decadimenti in cas-cata dei mesoni

νµ νµ νe νe

π+ → µ+νµ µ+ → e+νµνe × × ×K+ → µ+νµ µ+ → e+νµνe × × ×K → πµ+νµ µ+ → e+νµνe × × ×K → πe+νe ×

e i decadimenti coniugati di carica per cui ν ↔ ν. Il rapporto tra la frequenzadelle due reazioni (3.43) dipende dall’energia dei neutrini e non e molto diverso daµ : e = 2 : 1. Lo studio delle oscillazioni e stato fatto dividendo le osservazioni inquattro categorie

µ di alta energia e di alta energiaµ di bassa energia e di bassa energia

La direzione fornisce una misura della distanza L come mostrato in Fig.3.91, men-tre la classificazione in energia fornisce un’indicazione sull’energia dei neutrini, E.Confrontando il risultato con quanto previsto dal flusso di raggi cosmici si osservache:

• non ci sono deviazioni per gli elettroni ne in funzione dell’angolo, ne in funzionedell’energia;

393

• si osserva una chiara diminuzione del flusso dei muoni per cos θ < 0 (grande

distanza) sia per bassa energia che per alta energia, ΦL(νµ)Φ0(νµ)

→ 12;

• l’effetto diminuisce per cos θ → 1 (piccola distanza) per muoni di bassa energiae si annulla per muoni di alta energia.

Non si osservano oscillazioni di νe, mentre vi e una chiara evidenza di oscillazionidi νµ che dipendono da L/E. Il valore di sin2 ∆m2

12L/4E e troppo piccolo perprodurre un effetto nell’intervallo di distanze e energie esplorate, se ne deduce chela differenza di massa e ∆m2

23 À ∆m212 e/o ∆m2

13 À ∆m212. Gli esperimenti con

neutrini da acceleratori indicano che ∆m213 ' ∆m2

23, quindi si possono esprimere leprobabilita di oscillazione in funzione di un solo valore

Pνe→νµ = sin2 2θ13 sin2 θ23 sin2 ∆m223L/4E

Pνe→ντ = sin2 2θ13 cos2 θ23 sin2 ∆m223L/4E

Pνe→νe = 1− sin2 2θ13 sin2 ∆m223L/4E

Pνµ→νe = Pνe→νµ

Pνµ→ντ = cos4 θ13 sin2 2θ23 sin2 ∆m223L/4E

Pνµ→νµ = 1− (sin2 2θ13 sin2 θ23 + cos4 θ13 sin2 2θ23) sin2 ∆m223L/4E

(3.44)

Le oscillazioni di νe sono soppresse perche sin2 2θ13 < 0.1 e analogamente le os-cillazioni νµ → νe, quindi la diminuzione del flusso di muoni e interpretata comeoscillazioni νµ → ντ . La Fig.3.92 mostra la funzione 1 − Sf(L), nel caso S = 1,per νµ di bassa e alta energia e la correlazione tra la L e cos θ dell’esperimento inFig.3.91. I νµ di bassa energia oscillano sempre, quelli di alta energia solo per valorigrandi della distanza. Dato che il flusso si riduce di 1

2a grande distanza, questo

indica che S = sin2 2θ13 sin2 θ23 + cos4 θ13 sin2 2θ23 ' sin2 2θ23 ' 1, cioe il mixingνµ → ντ e massimo. Dalle misure si ottiene

θ23 = 45 ∆m223 = 2.5 10−3 eV 2 (3.45)

3.9.7 Neutrini da acceleratori

Dalla Tabella 3.1 si osserva che gli esperimenti di scomparsa di neutrini νµ e νµ

prodotti con acceleratori sono poco sensibili a piccoli valori di ∆m2. Gli esperimentidi apparizione di νe sono sensibili a

Pνµ→νe = sin2 2θ13 sin2 θ23 sin2 ∆m213L/4E

se L/E ' 100 km/GeV . Un esperimento fatto in queste condizioni ha confermatoche θ13 e piccolo e ha misurato ∆m2

13

θ13 < 10 ∆m213 = 2.8 10−3 eV 2 ' ∆m2

23

394

0 . 0

0 . 2

0 . 4

0 . 6

0 . 8

1 . 0

- 1 . 0

- 0 . 5

0 . 0

0 . 5

1 . 0

1 0 1 02 1 03 1 04

L (km)

f ( L ) c o s θθθθ

E > 1.5 GeVE < 0.5 GeV

Figure 3.92: Funzione 1 − Sf(L) con S = 1 per νµ di bassa e alta energia perl’esperimento di Fig.3.91 (scala a sinistra). Angolo di zenith (scala a destra).

L’indicazione dei neutrini atmosferici e che le oscillazioni νµ → ντ sono massime,questo va pero confermato con esperimenti di apparizione di ντ . Questi esperi-menti devono usare fasci di energia elevata per superare la soglia di produzioneντN → τ−N ′ e quindi distanze L À 100 km. Inoltre l’identificazione del leptone τrichiede impulsi elevati, p > mτ , e rivelatori con ottima risoluzione spaziale perchela lunghezza di decadimento e molto piccola, λτ = p

mτcττ con mτ = 1.78 GeV/c2

e cττ = 0.087 mm. Esperimenti con queste caratteristiche sono in corso, ma nonhanno ancora prodotto risultati.

3.9.8 I parametri delle oscillazioni

Le osservazioni su neutrini solari, da reattore e atmosferici forniscono informazionicomplementari che riflettono la fattorizzazione della matrice UPMMS in tre rotazionidi:

UPMMS = R23 × R13 × R12

neutrini atmosferici da reattore solari

sin2 θ12 0.30 ± 0.02sin2 θ23 0.50 ± 0.08sin2 θ13 < 0.03∆m2

12 7.9 ± 0.2 10−5 eV 2

∆m223 2.5 ± 0.2 10−3 eV 2

∆m213 ' ∆m2

23

Table 3.2: Parametri di oscillazione di neutrini.

Dal confronto delle varie misure si ottengono i valori di Tabella 3.2. Per l’angoloθ13 esiste solo un limite superiore e non si hanno informazioni sulla fase δ che rap-

395

12θ

12θ

13θ

13θ

23θ

1ν

2ν

3ν

eν

νµ

ντ

23θ

Figure 3.93: Angoli di rotazione per gli autostati dei neutrini.

presenta la violazione della simmetria CP per i leptoni. Gli angoli di mixing sonorappresentati in Fig.3.93. Nell’ipotesi sin θ13 ¿ 1, cos θ13 ' 1, la matrice di mixingsi approssima con

UPMMS '

c12 s12 s13

−s12c23 c12c23 s23

s12s23 −c12s23 c23

Poiche sin2 θ23 ' 12

e sin2 θ12 ' 13

gli autostati di massa si possono approssimare con

|ν1〉 ' 2|νe〉 − |νµ〉+ |ντ 〉√6

|ν2〉 ' |νe〉+ |νµ〉 − |ντ 〉√3

|ν3〉 ' |νµ〉+ |ντ 〉√2

e, poiche ∆m212 ¿ ∆m2

23, i valori di massa dei neutrini che contengono |νe〉 sonosimili: m1 ' m2. Esistono due possibili ordinazioni di massa, quella normale:m3 À m2 > m1, e quella invertita: m2 > m1 À m3, rappresentate in Fig.3.94.Qualunque sia l’ordine, i valori effettivi delle masse non sono noti perche si misuranosolo le differenze ∆m2

jk e si conoscono solo i limiti superiori delle masse mνα .

νµµµµ νττττ

νe νµµµµ νττττ


m21

m22

m23

8 10 eV-5 2

2.5 10 eV-3 2

0

νµµµµ νττττ



m23

8 10 eV-5 2

2.5 10 eV-3 2

0

m21

m22

? ?

normal inverted

Figure 3.94: Valori delle differenze di massa m2j −m2

k.

396

3.10 Universo e particelle

L’Universo, come lo osserviamo oggi, non e statico e la sua estensione e finita. GiaKeplero aveva osservato che in un Universo statico e infinito e con densita di stelleuniforme, come si riteneva all’inizio del ’600, il cielo non dovrebbe essere scuro maluminoso. Il paradosso del cielo scuro di notte e stato analizzato da Olbers nel 1823ed e noto come paradosso di Olbers.

Il flusso di energia che si osserva emesso da una stella di luminosita L a distanzar e φ = L/4πr2. Se si fa l’ipotesi che le stelle abbiano una densita uniforme ρ, il

flusso totale di energia e Φ =∫ 〈L〉

4πr2 ρ 4πr2dr. Questo e infinito nelle ipotesi chela luminosita non dipenda dalla distanza, la densita sia uniforme e che l’integralevada esteso a r → ∞. Per risolvere il paradosso alcune di queste ipotesi devonoessere false. Le sorgenti luminose sono in effetti raggruppate in galassie e ammassidi galassie, ma se osservato su grande scala, l’Universo ha una densita di sorgentiabbastanza uniforme. Le altre due ipotesi invece non sono verificate. L’Universonon e statico, tutte le sorgenti luminose si allontanano dalla Terra con velocita cheaumenta con la distanza: la luce che si osserva diminuisce con la distanza. Sequesto e vero, tutte le sorgenti si allontanano tra loro ed e plausibile che il moto diallontanamento sia iniziato ∆t tempo fa e che quindi si possa osservare solo la luceemessa entro un orizzonte finito pari a c∆t.

3.10.1 L’Universo in espansione

La prima fondamentale osservazione fu fatta da Edwin Hubble nel 1929 che scoprıche ogni galassia si allontana dalla Terra con velocita proporzionale alla sua distanza.La distanza era determinata dalla luminosia, la velocita dallo spostamento verso ilrosso, redshift 23, delle righe degli spettri atomici rispetto a quelli osservati sullaTerra; il rapporto tra velocita e distanza, H = r/r e chiamato costante di Hubbleanche se non e propriamente costante. Questa osservazione mostra che l’Universo ein espansione e che l’espansione e iniziata approssimativamente H−1 tempo fa dopouna fase iniziale esplosiva come ipotizzato gia nel 1923 da Georges Lemaıtre. Ilmodello del Big Bang e stato formulato in modo piu quantitativo venti anni dopoda Gamow.

Se consideriamo due osservatori che partono dallo tesso punto al tempo t0 eprocedono con velocita ~v1 e ~v2, la loro velocita relativa al tempo t sara ~v = d

dt(~r2 −

23 Se una sorgente luminosa emette radiazione con frequenza ν e si muove ripetto all’osservatorecon velocita u = ±βc lungo la direzione di osservazione, per la legge di trasformazione del 4-impulso(appendice 4.2), la frequenza osservata e

ν′ = ∓βγν + γν =1∓ β

(1− β2)1/2ν =

((1∓ β)2

(1 + β)(1− β)

)1/2

ν

Se la sorgente si allontana, ν′ =√

(1− β)/(1 + β)ν, λ′ =√

(1 + β)/(1− β)λ, l’osservatore misurauna lunghezza d’onda λ′ maggiore, spostata verso il rosso. Il redshift e il rapporto z = λ′−λ

λ ;1 + z =

√(1 + β)/(1− β).

397

~r1) = d~rdt

, e la loro distanza sara r =∫ |~v2 − ~v1|dt = v(t − t0) se hanno proceduto

a velocita costante. In realta la velocita sara diminuita per effetto dell’attrazionegravitazionale e quindi la costante di Hubble viene a dipendere dal tempo. Il valoremisurato oggi e H0 = 100h km s−1/Mpc, il MegaParSec 24 e pari a 3.09 1019 kme il valore del parametro di Hubble h tiene conto della variabilita delle definizioni:h = 0.73± 0.04. Per le considerazioni che seguono assumiamo

H0 = 2.36 10−18 s−1 H−10 = 13.4 109 anni

che corrisponde ad un orizzonte di ∼ 1026 m. I valori delle grandezze misurate, oderivate, qui e nel seguito hanno in generale un’incertezza del (5÷10)%.

L’evoluzione dell’Universo e definita dall’equazione di campo di Einstein della rel-ativita generale. Per una distribuzione di materia omogenea e isotropa, la soluzioneper l’estensione di spazio R e fornita dalle equazioni di Friedmann-Lemaıtre

R

R= −4πG

3c2(ρ + 3p) +

Λ

3c2(3.46)

H2 =

(R

R

)2

=8πGρ

3c2− k

R2− Λ

3c2(3.47)

G = 0.67 10−10 m3Kg−1s−2 = 1.07 10−20 GeV −1m5s−4 e la costante di Newton, ρ ela densita di energia, p e la pressione, k e il parametro di curvatura dello spazio e Λ ela costante cosmologica introdotta da Einstein, prima dell’affermazione del concettodi espansione dell’Universo, per evitare l’implosione gravitazionale e ottenere unasoluzione stazionaria.

La relazione tra densita e pressione si ottiene derivando la (3.47) rispetto al

tempo e dividendo per 2R/R: RR− R2

R2 = 4πG3c2

ρR

R+ k

R2 ;

sostituendo la (3.46) si ha: RR

= 4πG3c2

(ρR

R+ 2ρ

)+ Λ

3c2= −4πG

3c2(ρ + 3p) + Λ

3c2;

ρ = −3R

R(ρ + p) (3.48)

• se ρ ∼ R−3, come previsto per la materia, ρ = −3ρR/R e quindi p = 0;

• se ρ ∼ R−4, come previsto per la radiazione, ρ = −4ρR/R e quindi p = ρ/3:la pressione di radiazione si aggiunge alla gravita;

• se ρ fosse costante si otterrebbe p = −ρ: la pressione si oppone alla gravita.

La soluzione con Λ = 0, e quella che si ottiene con la meccanica classica. Se infatticonsideriamo una massa m all’interno del campo gravitazionale prodotto da unadistribuzione di materia uniforme, posta a distanza r dal centro della distribuzione

24 Il parallasse-secondo e la distanza che corrisponde all’osservazione di una stella sottol’angolazione di un secondo d’arco (2π/60 × 60 × 360 = 4.85 µrad) da due punti distanti unaunita astronomica (AU = 1.5 1011 m): pc = 3.09 1016 m.

398

di materia, la legge di gravitazione e mr = −GmM/r2. La somma dell’energiacinetica e dell’energia potenziale della massa m e una costante del moto che possiamoesprimere in termini dell’energia di riposo mc2

1

2mr2 − GmM

r= −κ

2mc2

Nell’ipotesi di densita di energia uniforme, la massa M all’interno della sfera diraggio r e M = 4πρr3/3c2 e si ha

1

2mr2 − 4πGmρr2

3c2= −κ

2mc2 r2 =

8πGρ

3c2r2 − κc2

Se κ = −1, la curvatura e positiva e l’energia totale e positiva: il sistema tenderaad espandersi indefinitivamente e, poiche ρr3 e costante ρr2 → 0, il valore asintoticodella velocita e limt→∞ r = c. Se κ = +1, la curvatura e negativa e l’energia enegativa: il sistema raggiungera una dimensione massima e poi tendera a collassare.Se κ = 0, lo spazio e piatto e l’energia totale e nulla: il sistema si espande convelocita asintotica nulla, limt→∞ r = 0.

Poiche nella descrizione dell’evoluzione dell’Universo possiamo considerare solodistanze relative ad un certo istante, definiamo la distanza al tempo t come prodottodella distanza misurata al tempo t0 per un fattore di scala: ~r(t) = ~r0R(t); la Fig.3.95mostra l’andamento di R(t) per un Universo chiuso (k = +1), piatto (k = 0) o aperto(k = −1). L’equazione di evoluzione di R(t) e

r20R

2 =8πGρ

3c2r20R

2 − κc2 ⇒ R2

R2=

8πGρ

3c2− k

R2

Nel caso di Universo piatto, con k = 0, Λ = 0, l’Universo di Einstein-de Sitter, si

R(t)

t∆t

t0

k = 0

k = -1

k = +1

Figure 3.95: Fattore di scala dello spazio per i tre valori del parametro di curvatura;le misure son fatte oggi al tempo t0.

ha

H2 =R2

R2=

8πGρ

3c2

399

Il valore di densita di energia per cui si ha un Universo piatto e chiamata densitacritica

ρc =3c2H2

0

8πG= 5.6 GeV/m3

se il valore misurato e ρ < ρc l’Universo tendera ad espandersi indefinitivamente,se ρ > ρc tendera a contrarsi. Alla densita di energia contribuisce la materia nonrelativistica (barioni) e la radiazione (fotoni e neutrini); le misure mostrano che ilcontributo di materia barionica e radiazione e molto minore di ρc. Inoltre le misuredei moti delle galassie mostrano che queste si muovono con velocita maggiori di quellepreviste se fossero soggette all’attrazione gravitazionale della materia visibile concui interagiscono. Da queste osservazioni si deduce che nell’Universo e presente ungrande quantita di materia che non emette radiazione, materia oscura, con densitadi energia maggiore della materia barionica visibile. La densita di energia totaledella materia e della materia barionica visibile e

ρm = 1.33 ρb = 0.23 GeV/m3

e la densita di energia della materia oscura e ρdm = 1.10 GeV/m3. In un Universodominato dalla materia, la densita e inversamente proporzionale a R3 e, se l’Universoe piatto, si ha ρR3 = ρcR

30

R2

R2=

8πGρc

3c2R3R =

(8πGρc

3c2R

)1/2

In un Universo piatto dominato dalla materia lo spazio si espande proporzionalmentea t2/3

∫R1/2dR =

2

3R3/2 =

(8πGρc

3c2

)1/2

t R(t) =(

6πGρc

3c2

)1/3

t2/3

e il tempo di espansione e t0 = 2/3H0 ' 9 109 anni, un po’ piu breve di quello chesi ottiene da varie informazioni astronomiche.

3.10.2 La radiazione cosmica di fondo

La seconda fondamentale scoperta fu fatta da Arno Penzias e Robert W. Wilson 25

che nel 1965 osservarono che la potenza emessa dal cosmo sotto forma di radiazioneelettromagnetica si comporta come quella di un corpo nero a temperatura di circa2.7 K. La radiazione cosmica di fondo e emessa in modo isotropo da ogni partedell’Universo con una distribuzione in frequenza che segue rigorosamente la dis-tribuzione di Planck. La temperatura dell’Universo e oggi T = (2.725 ± 0.002) K.La densita di energia della radiazione si ottiene dalla legge di emissione del corponero (appendice 4.1)

ργ =4

cσT 4 = 0.26 10−3 GeV/m3


400

σ = 354 GeV s−1m−2K−4 e la costante di Stefan-Boltzmann. Poiche ργ ¿ ρm, oggil’Universo e dominato dalla materia.

La legge di espansione della radiazione nello spazio e pero diversa da quelladella materia perche la lunghezza d’onda aumenta con R e l’energia diminuisce,la radiazione si raffredda. Poiche ργ ∼ R−4, il termine di curvatura ∼ R−2 sipuo trascurare nell’equazione (3.47) per R → 0; da questo si deduce che c’e stataun’epoca, prima che si formassero gli atomi, in cui la densita della radiazione eramaggiore di quella della materia. La legge di espansione della radiazione e

R2

R2=

8πGργ

3c2

ργ

ργ

= −4R

R= −4

(8πGργ

3c2

)1/2

ρ1/2γ

Risolvendo l’equazione ργ = −4√

(. . .)ρ3/2γ si ha

ργ =

(3c2

32πG

)t−2 =

4σ

cT 4 (3.49)

quindi nell’epoca dominata dalla radiazione R(t) ∼ t1/2 ∼ T−1.Alla densita della radiazione elettromagnetica va aggiunta quella di fermioni ul-

trarelativistici, i neutrini che assumiamo abbiano massa nulla. Non si hanno misuredel fondo di neutrini cosmici, ma da argomenti sulla produzione e separazione deineutrini dalla materia barionica si puo stimare che abbia oggi una temperatura di1.9 K. Considerando il numero di specie di neutrini e antineutrini, e assumendo cheabbiano massa nulla, la stima della densita di energia della radiazione e

ρν

ργ

=6

2

7

8

T 4ν

T 4γ

= 0.68 ρr = ργ + ρν = 0.43 10−3 GeV/m3

• Riassumiamo le relazioni delle statistiche di bosoni e fermioni:

dn = g±4πp2dp

8π3h3

1

eE/kT ± 1= g±

1

2π2(hc)3

E2dE

eE/kT ± 1

n =∫

dn = g±(kT )3

2π2(hc)3

∫ x2dx

ex ± 1(3.50)

ρ =∫

Edn = g±(kT )4

2π2(hc)3

∫ x3dx

ex ± 1(3.51)

Bose-Einstein:∫ xsdx

ex−1= s!ζ(s + 1); Fermi-Dirac:

∫ xsdxex+1

= s!(1− 2−s)ζ(s + 1);ζ e la funzione di Riemann: ζ(s) =

∑n s−n;

con N = 1/2π2(hc)3 = 6.6 1036 MeV −3m−3, Z3 = 2ζ(3) = 2.404; Z4 =6ζ(4) = π4/15, si ha per fotoni e per specie di neutrino:

g n ρ 〈E〉 = ρ/nγ 2 2NZ3(kT )3 2NZ4(kT )4 2.70kT

ν + ν 2 234NZ3(kT )3 27

8NZ4(kT )4 3.15kT

401

Per le densita di particelle, si ha: nb = ρb/mbc2 = 0.24 m−3, nγ = ργ/2.7kTγ =

4.1 108 m−3, nν = ρν/3.15kTν = 3.3 108 m−3. Il rapporto tra barioni e fotoni e

nb

nγ

= 0.58 10−9 (3.52)

3.10.3 L’energia del vuoto

Indicando con Ωi = ρi/ρc la densita di energia normalizzata alla densita critica, siha ΩT =

∑i Ωi = 0.24

barioni materia oscura radiazioneΩ = 0.042 0.20 7.8 10−5

Le osservazioni astronomiche danno altre informazioni importanti:

• l’isotropia della radiazione cosmica di fondo indica che l’Universo si sta espan-dendo con ρ ' ρc e questo richiede ΩT ' 1;

• nella distribuzione della radiazione cosmica di fondo si osserva un piccolaanisotropia, al livello di ∼ 10−5, che indica che fluttuazioni di densita, chepresumibilmente hanno dato poi origine alle galassie, erano presenti in epocaanteriore alla separazione della radiazione dalla materia; questo implica che lamateria oscura sia di natura non relativistica, cioe fredda, per cui e improbabileche questa sia formata da neutrini;

• la misura di alcune sorgenti ad elevato redshift (z = 0.5 ÷ 1) mostra chequeste hanno velocita di recessione maggiore della legge lineare di Hubble;questo implica una accelerazione dell’espansione dell’Universo, contrariamentea quanto ci si aspetterebbe nel caso di densita critica se questa fosse soggettaalla sola attrazione gravitazionale.

Questa ultima osservazione, davvero sorprendente, puo trovare una spiegazione sesi fa l’ipotesi di un contributo alla densita di energia costante nel tempo che puoessere legato alla costante cosmologica. Infatti nell’equazione (3.46) una sorgente dienergia con densita costante produce una pressione negativa p = −ρ che, come lacostante cosmologica, tende ad accelerare l’espansione

R

R= +

8πGρ

3c2

Dato che la densita di energia della materia e della radiazione cambiano nel tempo,si ritiene che questo contributo sia originato dalle fluttuazioni del vuoto (che noncambia nel tempo) e, per questo, si parla di energia del vuoto.

Alcune misure sull’anisotropia della radiazione cosmica di fondo indicano che ladensita di energia del vuoto, ΩΛ ' 0.75, sia tale da ottenere l’energia critica: ΩT ' 1.L’origine della materia oscura e dell’energia del vuoto sono tuttora misteriosi e sonooggetto di un intenso lavoro di ricerca teorica e sperimentale per trovare spiegazione.

402

3.10.4 Il modello del Big-Bang

Sulla base dell’informazione disponibile, si cerca di andare indietro nel tempo e ri-costruire le fasi dell’espansione dell’Universo. Trascuriamo la fase esplosiva iniziale equella immediatamente successiva che sono di difficile rappresentazione. L’Universoe inizialmente dominato dalla radiazione e per t → 0 la densita di energia aumenta∼ T 4 e, per questo, si parla di Hot Big Bang. A temperatura kT maggiore dellamassa delle particelle, queste – bosoni e fermioni, e le rispettive antiparticelle – sonoin equilibrio con popolazione proporzionale al loro peso statistico di spin e isospin.Anche le particelle fortemente instabili sono mantenute in equilibrio fintanto che iltasso di produzione λp = nσv e maggiore della costante di decadimento λd = 1/τe le reazioni di produzione bilanciano i decadimenti, ad esempio qiqj ↔ W±. Ladensita di energia, dalla relazione (3.51), e

ρ =π2

30(hc)3g (kT )4 g =

∑gB +

7

8

∑gF

e la somma e fatta sui pesi statistici di bosoni e fermioni di massa mc2 > kT .Dall’equazione (3.49) si ha il tempo di espansione

t =

(3c2

32πGρ

)1/2

=

(90c2(hc)3

32π3G

)1/21

g1/2(kT )2=

1

g1/2

(1.55 MeV

kT

)2

s

che dipende, oltre ∼ T−2, anche dal numero di particelle in equilibrio con la radi-azione. A temperatura kT compresa tra la massa del protone e ΛQCD ∼ 200 MeVsi ha una importante transizione da una fase in cui quark e gluoni sono liberi allacondensazione in adroni. Prima della transizione si ha

γ gluoni gB quark u + d e µ ν gF

2 2× 8 18 3× 8 4 4 6 38 g = 205/4

Dopo la transizione il numero di stati si e ridotto a 1/3

γ gB e µ ν gF

2 2 4 4 6 14 g = 57/4

A temperatura kT ' 200 MeV , si sono formati protoni e neutroni, che non sonorelativistici, il tempo di espansione e t ' 20 µs, i pioni decadono mentre i muoniiniziano a decadere. Barioni e antibarioni dovrebbero avere la stessa densita, unpo’ piu bassa della densita dei fotoni perche inizia a diminuire piu rapidamente∼ emc2/kT . A questa temperatura la reazione γγ ↔ pp (nn) non e piu all’equilibrio esi ha solo l’annichilazione nucleone-antinucleone che avviene fintanto che nσppvpp >1/t. Quando la densita di nucleoni e divenuta troppo piccola l’annichilazione siarresta. Secondo stime basate sulla legge di espansione e sulla sezione d’urto diannichilazione, a temperatura kT ∼ 10 MeV si ha nb/nγ = nb/nγ ' 10−18, equesto valore si dovrebbe conservare fino a oggi. Ma oggi non si osserva presenza

403

di antibarioni nell’Universo e il rapporto di densita nb/nγ misurato (3.52) e diversoper un fattore ∼ 109! Quindi si deve supporre che la scomparsa dell’antimateriasia dovuta a fenomeni avvenuti a temperatura molto piu elevata e che coinvolganoquark e antiquark. Le condizioni necessarie per la scomparsa dell’antimateria sonostate enunciate da Sakharov nel 1966 e sono:

• l’intervento di un’interazione che non conserva il numero barionico;

• questa interazione agisce in condizioni di non equilibrio termico;

• la violazione della simmetria CP.

Quando l’Universo ha raggiunto la temperatura kT ' 10 MeV , la densita di barionisi e stabilizzata, le particelle leggere (γ, e+, e−, ν, ν) sono in equilibrio termico conpesi statistici gB = 2, gF = 10, g = 43/4, il tempo di espansione e t ' 7 ms, protonie neutroni (τn = 980 s) sono stabili e hanno la stessa molteplicita.

3.10.5 La nucleosintesi primordiale

La terza importante osservazione quatitativa in supporto al modello del Big Bange la misura dell’abbondanza di nuclei leggeri presenti nell’Universo. Infatti a tem-peratura piu bassa, nei minuti successivi, si verificano le condizioni per la fusione diprotoni e neutroni a formare i nuclei leggeri, Deuterio, Elio, . . . , e le abbondanze rel-ative prodotte in questa fase sono rimaste invariate fino all’inizio della nucleosintesinelle stelle (capitolo ???).

Fintanto che la tempertura e maggiore della differenza di massa tra neutrone eprotone, ∆m = 1.29 MeV , e della massa dell’elettrone, 0.51 MeV , le reazioni

γγ ↔ e+e− νeνe ↔ e+e− νep ↔ e+n νen ↔ e−p

mantengono l’equilibrio tra le diverse specie di particelle. I neutroni non hannoancora il tempo di decadere, e protone e neutrone non hanno modo di fondere aformare il Deuterio perche questo, non appena formato con la reazione p d → 2H γviene immediatamente scisso con la reazione inversa dato che nγ À nb.

A temperatura kT = 1 MeV , la sezione d’urto dei neutrini e σν ' G2F (hc)2E2

ν/π '10−47 m2 (capitolo ???) e la densita dei neutrini e nν = 1.2 1037 m−3 per specie.La velocita di interazione, nνσνc ' 0.1 s−1 e ormai minore dell’inverso del tempo diespansione, t ' 1 s. A questo punto i neutrini νe si disaccoppiano e, data la piccolasezione d’urto, non interagiranno piu col resto dell’Universo (i neutrini νµ e ντ sisono disaccoppiati da tempo).

A temperatura kT < mec2 la densita di elettroni e positroni inizia a diminuire

rispetto a quella dei fotoni. Come nel caso dei barioni, c’e un piccolo eccesso dielettroni e l’annichilazione e+e− → γγ consuma il resto dei positroni. QuandokT ' 20 keV il numero di elettroni si e stabilizzato e non cambiera piu. Durantequesta fase, per effetto dell’annichilazione, la densita di fotoni non e diminuita ∼ T 4,ma piu lentamente. Nella trasformazione si conserva la densita di entropia, s =

404

ρ+p/3T

= 4ρ3T

, fintanto che e+, e−, γ, sono in equilibrio. Se T1 e T2 sono le temperatureiniziale e finale:

g1T31 = g2T

32

(T2

T1

)3

=2 + 4× 7/8

2=

11

4

Quindi Tγ e aumentata rispetto alla temperatura dei neutrini, Tν , e il rapporto si emantenuto durante l’espansione fino ad oggi se i neutrini hanno massa nulla, e oggidovremmo osservare Tν = (4/11)1/3 2.725 K = 1.95 K.

I neutrini si disaccoppiano dai nucleoni quando kT ' 0.9 MeV e t ' 1 s, ilrapporto tra neutroni e protoni e n0

n/n0p = e−∆m/kT ' 0.24 e i neutroni iniziano a

decadere n → pe−ν con vita media τ = 890 s. Al tempo t si ha nn(t) = n0ne−t/τ ,

np(t) = n0p + n0

n(1− e−t/τ ) e il rapporto cambia

nn(t)

np(t)=

0.24 e−t/τ

1.24− 0.24 e−t/τ

La reazione p n → 2H γ e esotermica con Q = 2.23 MeV , e l’energia media deifotoni comincia a essere ¿ Q, ma la formazione del Deuterio e ritardata perchenγ À nb. I rapporti delle densita di p, n, 2H e γ si stabilizzano quando la densitadei fotoni non e piu sufficiente a produrre la fotodisintegrazione; per kT ' 0.05 MeVe t ' 400 s si e formata una piccola quantita di 2H e ora il rapporto e

r =nn

np

= 0.14

Una volta formato, il Deuterio partecipa alle reazioni di fusione

p 2H → 3He γ Q = 5.5 n 3He → 4He γ Q = 20.6 MeVn 2H → 3H γ Q = 6.3 p 3H → 4He γ Q = 19.8 MeV

Tutte queste reazioni sono fortemente esotermiche, Q À kT , e procedono in tempimolto brevi solo nel verso →. Si formano l’Elio e piccole quantita di 2H, 3He, 3Hche poi decadra in 3He. Con un rapporto r di 2 neutroni ogni 14 protoni, il rapportonHe/nH e 1/12 (= r/2

1−r). La frazione di massa di Elio formata (mHe ' 4mH) e

Y =4nHe

nH + 4nHe

=2r

1 + r= 0.25

Non si formano nuclei con A = 5, ma piccolissime quantita di 6Li, 7Li, e 7Be(fortemente instabile), poi la nucleosintesi non puo avanzare perche le densita dinuclei con A = 6–7 e troppo piccola e il nucleo 8Be non si forma nella fusione4He4He.

Le abbondanze relative dei nuclei leggeri formati in questa fase di evoluzionedell’Universo dipende dal rapporto nb/nγ e si e mantenuta costante fin quando,molto tempo dopo, e iniziata la nucleosintesi nelle stelle che pero ha variato di pocoi rapporti. Le misure forniscono questi risultati

Y = 0.25± 0.012H

H= (2.8± 0.3) 10−5

7Li

H= (1.7+1.0

−0.1) 10−10

405

La Fig.3.96 mostra il confronto tra questi risultati e la previsione del modello del BigBang in funzione del rapporto nb/nγ. Le abbondanze relative sono in buon accordocon il valore nb/nγ = (0.56 ± 0.5) 10−9 che si ottiene da misure della radiazionecosmica di fondo.

0 . 2 0

0 . 2 1

0 . 2 2

0 . 2 3

0 . 2 4

0 . 2 5

0 . 2 6

0 . 2 7

0 . 2 8

1 0- 1 1

1 0- 1 0

1 0- 9

1 0- 8

1 0- 7

1 0- 6

1 0- 5

1 0- 4

1 0- 3

1 0- 1 0 1 0- 9

7Li/H

3He/H

D/H

Y

nb/ n

gamma

Figure 3.96: Previsione del modello del Big Bang per il rapporto Y di Elio/Idrogeno(scala a sinistra) e di altri nuclei leggeri (scala a destra) in funzione di nb/nγ.

La materia neutra

Protoni, nuclei leggeri ed elettroni sono rimasti sotto forma di plasma in equilibriocon la radiazione fintanto che l’energia termica si e mantenuta maggiore dell’energiadi ionizzazione. Per kT < 1 eV inizia la formazione degli atomi che procede lenta-mente perche nb ¿ nγ; al tempo t ' 106 anni, si sono formati gli atomi, la materiabarionica dell’Universo e costituita per 3/4 di Idrogeno, 1/4 di Elio e una piccolafrazione di Deutero, Elio-3, . . . , ed e divenuta trasparente alla radiazione γ. Questa,che ha kT ' 0.1 eV , continua a raffreddarsi ∼ T 4, ed e la stessa che si osserva dopo13 miliardi di anni come radiazione cosmica di fondo.

Da questo momento inizia l’epoca della materia che e neutra e non interagiscepiu con la radiazione, e si raffredda ∼ T 3. Ma ha memoria di alcune fluttuazionidi densita formatesi nella prima fase di espansione; inizia a lavorare la gravitazioneche che sulla base di queste fluttuazioni di densita, forma le galassie e gli ammassi.

La Fig.3.97 mostra l’andamento della densita di energia in funzione del tempoda 1 microsecondo dopo il Big Bang, quando si sono formati gli adroni, a t0 = oggi.

406

La tabella riassume alcune tappe importanti della storia.

t kT ρ (GeV/m3)1 µs 1 GeV 1047 quark+gluoni → adroni1 s 1 MeV 1035 ν si disaccoppiano, e+ annichilano5 minuti 50 keV 1029 si formano i nuclei leggeri13M anni 0.3 eV 109 si formano gli atomi, γ si disaccoppiano

100M anni 10 meV 105 si formano le galassie13G anni 0.2 meV 1 oggi

- 2 0

- 1 0

0 . 0

1 0

2 0

3 0

4 0

5 0

- 1 0 - 5 0 5 1 0 1 5 2 0

log

ener

gy d

ensi

ty

(GeV

/m3)

log time (s)

radiation

matter

vacuum

hadronsnucleo

synthesis recombination today

Figure 3.97: Densita di energia della radiazione, materia e vuoto in funzione deltempo di espansione dell’Universo.

407

Chapter 4

Appendici

4.1 Radiazione del corpo nero

Un corpo in equilibrio termico a temperatura T irraggia energia, la radiazione ha unospettro di frequenza continuo che dipende solo dalla frequenza e dalla temperaturae non dalla forma ne dal materiale. La potenza emessa per unita di frequenzadall’elemento di superficie dS nell’angolo solido dΩ che forma un angolo θ rispettoalla normale alla superficie (Fig.4.1) e

d3W =e(ν, T )

πcos θdSdΩdν

dove e(ν, T ) e il potere emissivo specifico [J m−2]. Questo e pari alla potenza irrag-giata in un emisfero per unita di superficie e per unita di frequenza

d2W

dSdν=

e(ν, T )

π

∫ 1

0

∫ 2π

0cos θd cos θdφ = e(ν, T )

Se il corpo e esposto a radiazione, parte di questa sara riflessa o diffusa e l’altra

dS

n δΩ

θ

dS

nδΩ

θdVr

Figure 4.1: Radiazione emessa da una superficie

parte sara assorbita. La frazione di energia assorbita, a(ν, T ), e il potere assorbentespecifico ed e una quantita adimensionale. La legge di Kirchhoff, del 1859, stabilisceche il rapporto tra il potere emissivo e il potere assorbente di un corpo e una funzione

408

universale di frequenza e temperatura, questa e il potere emissivo del corpo nero

e(ν, T )

a(ν, T )= eo(ν, T )

Il corpo nero ha potere assorbente specifico unitario per ogni frequenza, a(ν, T ) = 1.Per provare questa legge, Kirchhoff considero due superfici inizialmente alla stessatemperatura T . Se il rapporto tra potere emissivo e potere assorbente fosse diversoper le due superfici, si stabilirebbe un passaggio di energia da una all’altra e questeacquisterebbero temperature diverse. Con queste due sorgenti si potrebbe realiz-zare una macchina termica capace di convertire energia termica in lavoro senza altricambiamenti del sistema, in contraddizione con il secondo principio della termodi-namica.

Per realizzare una sorgente che rappresenti un corpo nero, Kirchhoff considerouna cavita mantenuta a temperatura T in cui e praticato un foro piccolo rispetto allasuperficie della cavita. La radiazione che penetra all’interno della cavita attraversoil foro ha una piccola probabilita di uscire dal foro e, anche se le pareti interne nonsono molto assorbenti, sara totalmente assorbita dopo riflessioni multiple all’interno.

Le misure fatte da Plummer e Pringsheim nel 1899 sul potere emissivo di cavitaconfermarono le previsioni basate sulla trattazione della radiazione come un fluidotermodinamico e, in particolare che

• lo spettro emissivo del corpo nero a temperatura T e una funzione universale,indipendente dal materiale, che tende a zero per ν → 0 e per ν →∞;

• il rapporto tra la frequenza per cui si ha il massimo dello spettro e la temper-atura del corpo e una costante (legge dello spostamento di Wien)

νmax

T= costante

• l’energia totale irraggiata e proporzionale alla quarta potenza della temper-atura (legge di Stefan-Boltzmann)

Il potere emissivo di una cavita, la quantita che si misura negli esperimenti, e pro-porzionale alla densita di energia per unita di volume e per unita di frequenza,quantita che si puo calcolare in base a considerazioni di termodinamica. Conside-riamo una superficie chiusa (Fig.4.1); la potenza irraggiata per unita di frequenzadall’elemento di superficie dS e

d3W

dν=

eo(ν, T )

πcos θ dSdΩ

Questa si propaga con velocita c all’interno della cavita; l’energia contenuta nell’elementodi volume dV e

d4E

dν=

d3W

dνdt =

eo(ν, T )

πcos θ dSdΩ

dr

c

409

L’elemento di volume all’interno della cavita e dV = r2drdΩ = dS cos θdr

d3E

dν=

eo(ν, T )

π

dV

cdΩ

Integrando sull’angolo solido otteniamo la densita di energia specifica

u(ν, T ) =d2E

dV dν=

4

ceo(ν, T )

Trattando la radiazione all’interno della cavita come un fluido termodinamico, Wienottenne nel 1894 una relazione funzionale per la densita di energia specifica

u(ν, T ) = ν3F (ν/T )

dove F (ν/T ) e una funzione universale che dipende solo dal rapporto tra frequenzae temperatura. Integrando lo spettro si ottiene la legge di Stefan-Boltzmann

U(T ) =∫ ∞

0u(ν, T )dν =

∫ ∞

0ν3F (ν/T )dν = T 4

∫ ∞

0x3F (x)dx = costante× T 4

con x = ν/T . Introducendo la formula di Planck della densita di energia per unitadi frequenza

e(ν, T ) =c

4

8π

c3

hν3

ehν/kT − 1∫

e(ν, T )dν =2π(kT )4

h3c2

∫ x3dx

ex − 1=

(kT )4

4π2h3c2

π4

15= σ T 4

si ottiene il valore della costante di Stefan-Boltzmann

σ =π2k4

60h3c2= 5.67 10−8 Wm−2K−4

Calcolando il massimo dello spettro, νmax, si ottiene la legge dello spostamento diWien

d

dνu(ν, T ) = x2T 2 [3F (x) + xF ′(x)] = 0

infatti la soluzione dell’equazione differenziale, se esiste, si ha per xmax = costante

νmax

T= 5.9 1010 s−1K−1

4.2 Richiami di relativita ristretta

4.2.1 Il principio di relativita

Consideriamo due sistemi di riferimento in moto relativo con velocita costante esupponiamo per semplicita che le terne di assi siano parallele. L’osservatore O ein quiete nel riferimento ~x ≡ (x, y, z). L’osservatore O′ e in quiete nel riferimento

410

~x′ ≡ (x′, y′, z′) e si muove con velocita ~u ≡ (u, 0, 0) rispetto all’osservatore O. Larelativita galileiana assume che il tempo sia lo stesso per i due osservatori t′ ≡ t. Leleggi di trasformazione sono, per le coordinate

x′ = x− ut y′ = y z′ = z

per le componenti della velocita

~v′ =d~x′

dt′=

d~x′

dtv′x = vx − u v′y = vy v′z = vz

e per l’accelerazione

~a′ =d~v′

dt′=

d~v′

dt= ~a = invariante

Quindi, se la massa (il coefficiente di inerzia al moto) non dipende dal sistema diriferimento le leggi della meccanica sono valide in qualunque riferimento inerziale.

Le leggi dell’elettromagnetismo prevedono che l’evoluzione temporale delle com-ponenti del campo elettromagnetico nel vuoto soddisfi l’equazione di d’Alembert

∂2φ

∂x2+

∂2φ

∂y2+

∂2φ

∂z2=

1

c2

∂2φ

∂t2c =

1√εoµo

che non e invariante per trasformazioni galileiane. D’altra parte, il principio di rel-ativita deve essere valido sia per le leggi della meccanica che per quelle dell’elettromagnetismo, a meno che non si assuma ad hoc che esista un mezzo in cui si pro-pagano le onde elettromagnetiche con velocita c solidale con un sistema di riferi-mento privilegiato, l’etere. L’esperimento fatto da Michelson e Morley nel 1887 hadimostrato che la velocita della luce e indipendente dal moto relativo tra la sorgentee l’osservatore e che cioe non esiste un sistema di riferimento privilegiato in cui sipropagano le onde elettromagnetiche. Rimangono quindi due ipotesi possibili perchesia le leggi della meccanica che quelle dell’elettromagnetismo rispettino il principiodi relativita

• le leggi della meccanica non sono formulate in modo corretto;

• le leggi dell’elettromagnetismo non sono formulate in modo corretto.

Il Principio di Relativita enunciato da Einstein nel 1905 prevede che

• le leggi della fisica (meccanica e elettromagnetismo) sono le stesse in ogniriferimento inerziale;

• la velocita della luce nel vuoto e la stessa in ogni riferimento inerziale.

Le conseguenze dell’enunciato sono

• il tempo non e invariante;

• la relativita galileiana e le leggi della meccanica newtoniana non sono formulatein modo corretto, ma sono valide solo nell’approssimazione u/c ¿ 1.

411

4.2.2 Le trasformazioni di Lorentz

Le leggi di trasformazione dello spazio-tempo che soddisfano il principio di relativitadi Einstein sono state ricavate da Lorentz 1 nel 1890 per assicurare l’invarianzadelle leggi dell’elettromagnetismo. Per rispettare l’isotropia dello spazio-tempo, cioel’equivalenza di tutti i sistemi di riferimento inerziali, le leggi di trasformazionedevono essere lineari nelle quattro coordinate

x′ = a11x + a12y + a13z + a14ty′ = a21x + a22y + a23z + a24tz′ = a31x + a32y + a33z + a34tt′ = a41x + a42y + a43z + a44t

Facendo riferimento alla Fig.4.2 si ha a21 = a23 = a24 = 0; a31 = a32 = a34 = 0;a22 = a33 = 1; e, per simmetria del moto lungo gli assi x − x′, a12 = a13 = a42 =a43 = 0. Senza perdere di generalita, le trasformazioni diventano

x′ = a11x + a14ty′ = yz′ = zt′ = a41x + a44t

Inoltre, poiche quando x′ = 0 si ha x = ut per ogni valore di t, risulta a14 = −ua11.

x

y

z

x'

y'

z'

O O'

u

t t'

Figure 4.2: Due riferimenti inerziali in moto relativo

Le relazioni tra gli altri parametri liberi si ottengono imponendo che la velocita dipropagazione della luce sia la stessa nei due riferimenti

x2 + y2 + z2 = c2t2 x′2 + y′2 + z′2 = c2t′2

a211 − c2a2

41 = 1 c2a244 − u2a2

11 = c2 c2a41a44 + ua211 = 0

Da cui si ottiene:

a11 = a44 = ± 1√1− (u/c)2

a41 = ∓ u/c2

√1− (u/c)2


412

Quindi, introducendo i parametri β = u/c, γ = 1/√

1− β2, e fissando la direzione(±) del moto di x′ rispetto a x, si ha

x′ = γ(x− βct)y′ = yz′ = zt′ = γ(−βx/c + t)

Definendo il quadrivettore posizione, X ≡ (x, y, z, ct) ≡ (~x, ct), la trasformazione diLorentz e X ′ = L(β) ·X

x′

y′

z′

ct′

=

γ 0 0 −βγ0 1 0 00 0 1 0

−βγ 0 0 γ

·

xyzct

=

γx− βγctyz

−βγx + γct

La matrice di trasformazione L(β) ha determinante unitario, det(L) = γ2−β2γ2 =1 , cioe una trasformazione di Lorentz e una rotazione nello spazio-tempo. Per latrasformazione inversa si ha X = L−1(β) ·X ′, con L−1(β) = L(−β)

xyzct

=

γ 0 0 βγ0 1 0 00 0 1 0

βγ 0 0 γ

·

x′

y′

z′

ct′

=

γx′ + βγct′

y′

z′

βγx′ + γct′

Nell’approssimazione non relativistica, u ¿ c, β ¿ 1, γ = 1 + β2/2 + . . ., al primoordine in β si ha:

x′ = (1 + β2/2 + . . .)x− β(1 + β2/2 + . . .)ct = x− βct + . . . ≈ x− ut

t′ = −(β/c)(1 + β2/2 + . . .)x + (1 + β2/2 + . . .)t = t− β2x/u ≈ t

Alcune conseguenze delle trasformazioni di Lorentz sulle misure di distanze e inter-valli di tempo sono:

• Contrazione delle distanze. L’osservatore O′ misura la distanza tra due puntido = x′2 − x′1. Questa si trasforma: x′2 − x′1 = γ(x2 − x1) − βγc(t2 − t1).L’osservatore O misura le posizioni corrispondenti x2, x1 allo stesso istantet2 = t1: quindi misura la distanza d = x2 − x1 = do/γ.

• Dilatazione degli intervalli di tempo. L’osservatore O′ misura l’intervallo tradue istanti: To = t′2 − t′1 nello stesso punto x′2 = x′1. L’osservatore O misural’intervallo di tempo T = (βγ/c)(x′2 − x′1) + γ(t′2 − t′1) = γTo. Quindi gliintervalli di tempo non sono invarianti. L’intervallo di tempo misurato nelsistema di quiete e chiamato intervallo di tempo proprio: dto = dt/γ.

413

4.2.3 Quadrivettori

Le trasformazioni di Lorentz assicurano che la relazione ∆x2 + ∆y2 + ∆z2 = c2∆t2

sia valida in ogni sistema di riferimento, ovvero

c2∆t2 −∆x2 −∆y2 −∆y2 = invariante

Se consideriamo il quadrivettore posizione X ≡ (x, y, z, ct), l’indipendenza dellavelocita della luce dal sistema di riferimento corrisponde all’invarianza del prodottoscalare tra quadrivettori posizione definendo il tensore metrico

gαβ =

−1 0 0 00 −1 0 00 0 −1 00 0 0 1

Il prodotto sacalare di due quadrivettori e invarianate

• se X, Y , sono due quadrivettori definiti nel riferimento dell’osservatore Oe X ′ = L(β)X, Y ′ = L(β)Y i quadrivettori corrispondenti nel riferimentodell’osservatore O′ di componenti

x′α = Σγ Lαγ xγ y′β = Σδ Lβδ yδ

il prodotto scalare e

X ′ · Y ′ = Σαβ x′α gαβ y′β = ΣαβΣγ Lαγ gαβ Σδ Lβδ yδ =

= ΣγΣδ xγ (Σαβ Lαγ gαβ Lβδ) yδ = Σγδ xγ gγδ yδ = X · YNello spazio-tempo (~x, ct) l’ipercono X2 = c2t2 − ~x2 = 0, x = ±ct, detto cono diluce, definisce tre zone (Fig.4.3):

x

ct

presente

presente

futuropassato

Figure 4.3: Cono di luce

• nella la zona X2 < 0 due eventi dello spazio-tempo possono essere contempo-ranei: questa zona rapresenta quindi il presente. Quadrivettori con V 2 < 0sono definiti di tipo spazio;

414

• eventi nella la zona X2 > 0 non possono essere contemporanei. Quadrivettoricon V 2 > 0 sono definiti di tipo tempo;

• la zona t > 0 rappresenta il futuro;

• la zona t < 0 rappresenta il passato.

4.2.4 Trasformazione della velocita

Se un corpo ha velocita ~v′ = d~x′/dt′ nel riferimento dell’osservatore O′ e questo si

muove con velocita ~u rispetto al riferimento dell’osservatore O, la velocita del corpo

rispetto all’osservatore O ha componenti

vx = dxdt = dx

dt′dt′dt =

ddt′ (γx′+βγct′)d

dt′ (βγx′/c+γt′) = γv′x+βγcβγv′x/c+γ = v′x+βc

1+βv′x/c

vy = dydt = dy

dt′dt′dt =

v′yγ(1+βv′x/c)

vz = dzdt = dz

dt′dt′dt = v′z

γ(1+βv′x/c)

La trasformazione inversa si ottiene cambiando +β in −β.

4.2.5 Il quadrivettore velocita

Il quadrivettore velocita e definito come la derivata rispetto al tempo proprio delquadrivettore posizione U = dX/dto ≡ d(~x, ct)/dto. Poiche dto = dt/γ, si ha

d~x

dto=

d~x

dt

dt

dto= γ~v

dct

dto= γc U =

dX

dto≡ (γ~v, γc)

Le componenti del quadrivettore velocita si trasformano secondo le trasformazioni

di Lorentz, U ′ = L(β) · U e il prodotto scalare di quadrivelocita e invariante.

U ′x = dx′

dto= d

dto(γx− βγct′) = γUx − βγU4

U ′y = dy′

dto= dy

dto= Uy

U ′z = dz′

dto= dz

dto= Uz

U ′4 = dct′

dto= d

dto(−βγx + γct) = −βγUx + γU4

Il modulo della quadri-velocita e chiaramente invariante

U ′2 = U2 = U24 − U2

x − U2y − U2

z = γ2c2 − γ2~v2 = γ2c2(1− β2) = c2

415

4.2.6 Il quadrivettore quantita di moto

In meccanica classica la quantita di moto ~p = m~v = md~x/dt si conserva in unsistema isolato. Poiche la velocita non e invariante, per preservare la conservazionedella quantita di moto occorre supporre che la massa non sia invariante. Se definiamomo la massa misurata nel riferimento di quiete, la quantita di moto e

~p = mod~x/dto = moγd~x/dt = γmo~v = m~v

si ha cioe la definizione della meccanica classica se definiamo m = γmo. La massa,il coefficiente di inerzia al moto, aumenta con la velocita. Definiamo il

quadrivettore quantita di moto P = moU = (moγ~v,moγc)

Il modulo della quadri-quantita di moto, o quadri-impulso, e invariante

P 2 = m2c2 − ~p2 = m2(c2 − ~v2) = m2oc

2γ2(1− β2) = m2oc

2

quindi dP 2 = 2c2mdm−2~p ·d~p = 0. L’energia cinetica e K = ~p2/2m e la variazionedi energia cinetica e

dK = ~p · d~p/m = c2dm K =∫ p

odK = c2∆m = mc2 −moc

2

Se interpretiamo moc2 come energia di riposo, l’energia meccanica totale e pro-

porzionale alla quarta componente del quadri-impulso

E = moc2 + K = mc2 = γmoc

2

Nel limite non relativistico, β ¿ 1, γ = 1 + β2/2 + 3β4/8 + . . .,

E = moc2 +

1

2moβ

2c2

Le componenti del quadrivettore quantita di moto, P = moU ≡ (~p,E/c), si trasfor-mano secondo le trasformazioni di Lorentz

p′x = γpx − βγE/cp′y = py

p′z = pz

E ′/c = −βγpx + γE/c

Per una particella di massa mo e velocita βc si ha

p = βγmoc E = γmoc2 E2 = (moc

2)2 + (pc)2

ovvero

β =pc

Eγ =

E

moc2βγ =

p

moc

Il valore dell’energia si esprime di solito in eV (o nei multipli: keV , MeV , GeV ,. . . ), quindi e pratica usuale esprimere i valori di massa in MeV/c2 e i valori diquantita di moto in MeV/c. In questo modo si puo omettere c in tutte le relazionitra massa, quantita di moto e energia.

416

4.2.7 Il quadrivettore accelerazione

Il quadrivettore accelerazione e definito come la derivata rispetto al tempo propriodella quadri-velocita

A =dU

dto≡

(d

dtoγ~v,

d

dtoγc

)=

1

mo

dP

dto

Le componenti della quadri-accelerazione si trasformano secondo le trasformazionidi Lorentz, A′ = L(β) · A. Per trovare le componenti osserviamo che

dγ

dto= γ

d

dt(1− ~β2)−1/2 = γ4 ~β · d~β

dt

d~v

dto= γc

d~β

dt

Le componenti sono

d

dtoγ~v = γ4c

~β · d~β

dt

~β + γ2c

d~β

dt

d

dtoγc = γ4c ~β · d~β

dt

Il modulo quadro del quadrivettore e

A2 = γ8c2(~β · d~β

dt)2 − γ8c2(~β · d~β

dt)2 β2 − 2γ6c2(~β · d~β

dt)2 β2 − γ4c2(

d~β

dt)2 =

γ8c2(~β · d~β

dt)2(1−β2)−2γ6c2(~β · d

~β

dt)2β2−γ4c2(

d~β

dt)2 = −γ6c2(~β · d

~β

dt)2β2−γ4c2(

d~β

dt)2

A2 = −γ4c2

γ2

~β · d~β

dt

2

+

(dβ

dt

)2 = −γ4 [γ2(~v · ~a)2 + ~a2]

Nel limite non relativistico β ¿ 1, γ → 1; in relativita galileiana si ha A2 →−c2(dβ

dt)2 = −~a2, e poiche A2 e invariante, il valore dell’accelerazione, a =

√−A2, einvariante.

4.2.8 Il quadrivettore forza

Se nel riferimento dell’osservatore O′ agisce la forza ~f ′ su un corpo in moto con

velocita ~v′, le componenti della forza ~f nel riferimento O sono (Fig.4.4)

fx = dpx

dt =d

dt′ (γp′x+βγE′/c)d

dt′ (βγx′/c+γt′) = f ′x+β ~f ′·~v′/c1+βv′x/c

fy = dpy

dt =f ′y

γ(1+βv′x/c)

fz = dpz

dt = f ′zγ(1+βv′x/c)

e la potenza e

dE

dt=

ddt′ (βγp′xc + γE ′)d

dt′ (βγx′/c + γt′)~f · ~v =

βcf ′x + ~f ′ · ~v′1 + βv′x/c

417

x

y

z

x'

y'

z'O O'u

t t'F'

v'

Figure 4.4: Trasformazione delle componenti di una forza

Il quadrivettore forza, definito come derivata rispetto al tempo proprio del quadri-impulso,

F =dP

dto≡

(d~p

dto,dE/c

dto

)

si trasforma secondo le trasformazioni di Lorentz, F ′ = L(β) ·F . Se il corpo e in qui-ete nel riferimento dell’osservatore O′, (~v′ = 0, ~v = ~u), la componente longitudinale,fL = fx, e la componente trasversa, fT = (f 2

y + f 2z )1/2, della forza nel riferimento

dell’osservatore O sonofL = f ′L fT = f ′T /γ

La componente longitudinale della forza rimane invariata, mentre la componentetrasversa si riduce del fattore 1/γ. Poiche dt = γdt′, la componente trasversadell’impulso fT dt e invariante.

Per ricavare la legge di trasformazione delle componenti dei campi elettrici e mag-netici, consideriamo una carica elettrica q in quiete nel riferimento dell’osservatoreO′, (~v′ = 0, ~v = ~u) e soggetta all’azione dei campi ~E e ~B. La forza che agisce sulla

carica e ~f = q( ~E + ~v ∧ ~B). L’invarianza di gauge dell’elettromagnetismo (appen-dice 4.7) assicura che la carica elettrica e invariante. L’osseratore O′ misura una

forza ~f ′ = q( ~E ′ + ~v′ ∧ ~B′). Le componenti del campo elettrico sono:

f ′x = fx ⇒ E ′x = Ex

f ′y = γfy ⇒ E ′y = γ(Ey − uBz)

f ′z = γfz ⇒ E ′z = γ(Ez + uBy)

e, invertendo la relazione, si ha

Ey = γ(E ′y + uB′

z) Ez = γ(E ′z − uB′

y)

Per le componenti del campo magnetico si ha

B′x = Bx B′

y = γ(By + uEz/c2) B′

z = γ(Bz − uEy/c2)

Quindi le componenti longitudinali del campo elettrico e del campo magnetico sonoinvariate, la componente trasversa del campo elettrico [magnetico] aumenta del fat-tore γ e dipende anche dal valore del campo magnetico [elettrico] nel riferimento

418

dell’osservatore O

E ′L = EL E ′

T = γ(ET + c (~β ∧ ~B)T

)

B′L = BL B′

T = γ(BT − 1

c(~β ∧ ~E)T

)

Ad esempio, una carica q produce un campo elettrico a simmetria sferica nel rifer-imento di quiete e il campo magnetico e nullo. Nel riferimento in cui ha velocita ~u(Fig.4.5) le linee di campo si addensano per la contrazione delle distanze e inoltree presente una corrente elettrica lungo l’asse del moto, x ix = q~u, che produce uncampo magnetico secondo la legge di Biot-Savart.

Analogamente per un dipolo magnetico ~µ. Nel riferimento di quiete vi e il campomagnetico di dipolo e il campo elettrico e nullo. Nel riferimento in cui ha velocita ~u lelinee di campo si addensano e si osserva un campo elettrico indotto dalla variazionedi flusso del campo magnetico.

E E'

B'u

q

B B'

x E'µµµµu

Figure 4.5: Trasformazione dei campi generati da una carica elettrica e da un dipolomagnetico in moto con velocita ~u

Le trasformazioni delle componenti del campo elettromagnetico sono

B′x = Bx E ′

x = Ex

B′y = γBy + βγEz/c E ′

y = γEy − βγcBz

B′z = γBz − βγEy/c E ′

z = γEz + βγcBy

ovvero

B′x

B′y

B′z

E ′x/c

E ′y/c

E ′z/c

=

1 0 0 0 0 00 γ 0 0 0 +βγ0 0 γ 0 −βγ 00 0 0 1 0 00 0 −βγ 0 γ 00 +βγ 0 0 0 γ

Bx

By

Bz

Ex/cEy/cEz/c

419

4.2.9 Il tensore elettromagnetico

Usando la definizione del 4-vettore potenziale elettromagnetico (appendice 4.7), A =

( ~A, V/c) e del 4-gradiente, ∇ = (~∇, ∂/∂ct), che si trasformano

A′α =

∑

β

Lαβ Aβ ∂′α =∑

β

Lαβ ∂β

si definisce il tensore elettromagnetico (antisimmetrico) come 4-rotore del 4-potenzialeelettromagnetico, F = ∇∧A, con componenti Fαβ = ∂αAβ−∂βAα che si trasformano

F ′αβ =

∑

γδ

Lαγ Lβδ Fγδ

Le componenti del tensore elettromagnetico sono

F12 = ∂xAy − ∂yAx = +Bz

F23 = ∂yAz − ∂zAy = +Bx

F13 = ∂xAz − ∂zAx = −By

F41 = ∂4Ax − ∂xA4 = Ex/cF42 = ∂4Ay − ∂yA4 = Ey/cF43 = ∂4Az − ∂zA4 = Ez/c

Fαβ =

0 Bz −By −Ex/c−Bz 0 Bx −Ey/cBy −Bx 0 −Ez/c

Ex/c Ey/c Ez/c 0

e si trasformano

F ′12 = ∂′xA

′y − ∂′yA

′x = (γ∂x − βγ∂4)Ay − ∂y(γAx − βγA4) = γF12 − βγF42

F ′13 = ∂′xA

′z − ∂′zA

′x = (γ∂x − βγ∂4)Az − ∂z(γAx − βγA4) = γF13 − βγF43

F ′23 = ∂′yA

′z − ∂′zA

′y = ∂yAz − ∂zAy = F23

F ′41 = ∂′4A

′x − ∂′xA

′4 = (γ∂4 − βγ∂x)(γAx − βγA4)− (γ∂x − βγ∂4)(γA4 − βγAx) =

= (γ2 − β2γ2)(∂4Ax − ∂xA4) = F41

F ′42 = ∂′4A

′y − ∂′yA

′4 = (γ∂4 − βγ∂x)Ay − ∂y(γA4 − βγAx) = γF42 − βγF12

F ′43 = ∂′4A

′z − ∂′zA

′4 = (γ∂4 − βγ∂x)Az − ∂z(γA4 − βγAx) = γF43 − βγF13

Le equazioni di Maxwell sono invarianti per trasformazioni di Lorentz e si scrivonoin modo compatto

~∇ · ~D = ρ ~∇∧ ~H − ∂ ~D

∂t= ~j ⇒ ∑

α

∂αFβα = µojβ

~∇ · ~B = 0 ~∇∧ ~E +∂ ~B

∂t= 0 ⇒ ∑

α

εαβγ∂αFβγ = 0

e la densita di energia del campo elettromagnetico, u = 12( ~E · ~D + ~H · ~B), e

1

4

∑

αβ

FαβFαβ =1

2

(E2

c2+ B2

)= µou

420

4.3 L’esperimento di Michelson e Morley

Se esiste un mezzo in cui si propagano le onde elettromagnetiche, l’etere, un osser-vatore in moto rispetto ad esso deve essere in grado di rivelare l’effetto della velocitarelativa. In particolare, un osservatore sulla Terra si trova in un riferimento chesi muove con velocita media u = 3 104 m s−1 (β = 10−4) attorno al Sole. (Lavelocita di rotazione attorno all’asse terrestre e circa 100 volte piu piccola e quinditrascurabile).

L’esperimento per osservare l’effetto della volicita relativa tra una sorgente el’ipotetico etere fu fatto nel 1887 usando l’interferometro messo a punto da Michelson2 (Fig.4.6). Una sorgente S invia un fascio luminoso la cui intensita e in partetrasmessa e in parte riflessa da una lastra di vetro semi-argentata P che forma unangolo di 45 con la direzione del fascio. I due fasci percorrono i tratti di lunghezza`1 e `2 e vengono riflessi dagli specchi M1 e M2. Poi il primo fascio viene riflesso dallalastra P e il secondo la attraversa di modo che i due fasci raggiungono il telescopioT dove si osserva l’interferenza. Se `1 = `2 e l’interferometro e in quiete rispettoall’etere, i due fasci giungono in fase e l’interferenza e costruttiva.

S

T

S

T

M2

M1MP

P

l2

l 1

u

Figure 4.6: Esperimento di Michelson e Morley

Se l’interferometro si muove con velocita u parallela a `1,

• il primo raggio percorre il tratto `1 prima a velocita c+u e poi a velocita c−ue impiega il tempo

t1 =`1

c + u+

`1

c− u=

2`1c

c2 − u2=

2`1

c

1

1− β2= γ2 2`1

c

• il secondo raggio percorre due volte il tratto di lunghezza ` = [`22 +(ut2)

2]1/2 avelocita c; t22 = `2/c2 = `2

2/c2 + u2t22/c

2; t22(1− β2) = `2/c2; e impiega il tempo

t2 = γ2`2

c


421

Se `1 = `2, la differenza in tempo e

∆t = t1 − t2 =2`

c(γ2 − γ) =

2`

c(1 + β2 + . . .− 1− β2/2− . . .) ' `

cβ2

Nell’esperimento si utilizzava come sorgente una lampada di Sodio che emettevaluce di lunghezza d’onda λ = 0.59 10−10 m e i bracci dell’interferometro eranolunghi circa 10 m. Quindi l’esperimento era sicuramente in grado di misurare unadifferenza di fase dovuta al moto rispetto all’etere con velocita β ' 10−4, φ =2πc∆t/λ = 2πβ2`/λ ' 1 rad, ma non fu osservato alcun effetto di interferenza.L’interferometro era flottante su un bagno di mercurio e poteva essere ruotato inogni direzione rispetto alla velocita u della Terra. In particolare, ruotando di 90 siscambiava il tempo di percorrenza della luce lungo i due bracci.

L’esperimento fu ripetuto con diverse orientazioni dei bracci dell’interferometroe in diversi periodi dell’anno senza mai osservare alcun effetto del moto rispettoall’etere. Alcune ipotesi ad hoc per sotenere l’ipotesi dell’esistenza dell’etere, comequella del trascinamento da parte della Terra oppure della contrazione dei braccidell’interferometro lungo la direzione della velocita u, si dimostrarono infondate.Quindi fu concluso che non esiste un riferimento privilegiato per la propagazionedelle onde elettromagnetiche.

4.4 Il paradosso dei gemelli

Il paradosso dei gemelli e un effetto reale, verificato con precisione in molti es-perimenti. Condideriamo due orologi identici, ad esempio, due particelle instabiliidentiche che hanno vita media τ , e hanno carica elettrica. La prima e ferma nel labo-ratorio, la seconda e vincolata da un campo magnetico a percorrere una circonferenzadi raggio R con velocita angolare costante ω e periodo T (misurato dall’orologio dellaboratorio). Le due particelle si incontrano nello stesso punto dopo ogni periodo,ma per un osservatore nel laboratorio la particella ferma ha vita media τ mentrela particella in moto ha vita media γτ con γ = (1 − ω2R2/c2)−

12 > 1. Quindi la

seconda invecchia piu lentamente della prima. Dopo n giri, la probabilita di so-pravvivenza della particella in quiete e P = e−nT/τ minore di quella della particellain moto P ′ = e−nT/γτ . La simmetria tra due sistemi di riferimento e assicurata sequesti sono inerziali, ma in questo caso il secondo orologio non e in moto rettilineouniforme rispetto al primo e quindi la simmetria non sussiste: da qui il paradosso.

Consideriamo due riferimenti inerziali in moto relativo con velocita costante ~vlungo l’asse x. Rispetto alle quantita misurate dall’osservatore O del primo riferi-mento l’osservatore O′ misura

x′ = γx− βγct ct′ = −βγx + γct

e la trasformazione e rappresentata nel piano x×ct in Fig.4.7. La retta x′ = costantee nel cono del futuro, mentre la linea di simultaneita, t′ = costante, e nel cono delpresente. Proiettando sull’asse ct un punto lungo la retta x′ = costante si ottiene

422

che O osserva che i tempi si dilatano per l’osservatore O′. L’effetto e simmetrico sefacciamo la stessa rappresentazione dell’osservatore O che si muove con velocita −~vrispetto all’osservatore O′: x = γx′ + βγct′ , ct = βγx′ + γct′.

x

ct

x - v

t = c

osta

nte

ct - vx/c = costante

x = ct

presente

futuro

Figure 4.7: Rappresentazione del moto di O′ visto da O.

Consideriamo ora due gemelli che sincronizzano gli orologi nello stesso punto,x = x′ = 0. Il gemello O rimane fermo, il gemello O′ si muove con velocita costantev1 fino ad un punto a distanza d, qui inverte il moto e torna al punto di partenza convelocita costante v2. Quando si incontrano, se per semplicita assumiamo v2 = −v1, ilprimo gemello ha misurato un intervallo di tempo T = 2d/v, il secondo ha misurato

T ′ =∮

dt′ =∫ dt

γ1

+∫ dt

γ2

=T

γ< T (4.1)

ed e quindi piu giovane.La storia dei gemelli e rappresentata nel piano x×ct in Fig.4.8. Il gemello O

percorre la linea x = costante = 0. Nel primo tratto, il gemello O′ percorre lalinea x − vt = 0 fino al punto x = d. Qui inverte il moto e percorre la lineax = d − v(t − td) = 2d − vt e incontra il gemello O al tempo 2td = 2d/v. Le lineedi simultaneita durante il moto sono γ(ct − vx/c) = costante nel primo tratto, eγ(ct + vx/c) = costante nel secondo. Quindi nel primo tratto il gemello O′ vede ilgemello O piu giovane, ma nel punto di inversione del moto vi e una discontinuitae O diventa improvvisamente piu vecchio di un intervallo di tempo ∆t. Anche nelsecondo tratto il gemello O′ vede che l’orologio di O scorre piu lentamente, mal’effetto totale al momento dell’incontro e che O risulta piu vecchio.

Il tempo trascorso per l’orologio di O e 2td. Le due linee di simultaneita che siincrociano nel punto di inversione sono

t = td ± v

c2(x− d)

L’intervallo di tempo tra queste due linee per x = 0 e ∆t = 2vd/c2 = 2tdβ2. Ma per

il gemello O′ risulta ∆t′ = 0. Il tempo trascorso per l’orologio di O′ e secondo la

423

d x

ct

td∆t

x

ct

d

td

Figure 4.8: Linee orarie del viaggio andata-ritorno di O′ visto da O.

(4.1) 2t′d = 2td/γ e al momento dell’incontro O′ e piu giovane. Ma il tempo trascorsosenza contare ∆t e 2td − ∆t = 2td(1 − β2) = 2td/γ

2, 2t′d = γ(2td − ∆t) e quindiO′ si immagina che al momento dell’incontro O sia piu giovane mentre invece e piuvecchio.

Quindi l’effetto gemelli e dovuto alla asimmetria tra i due riferimenti, cioe allaaccelerazione del riferimento O′ che, in questo caso, e trattata come una disconti-nuita. Alle stesse conclusioni si arriva se il riferimento O′ e accelerato con continuitacome mostrato in Fig.4.8 a destra.

4.5 La precessione di Thomas

Il moto di precessione di un vettore in un riferimento rotante e un effetto relativis-tico: fu calcolato da Llewellyn Thomas nel 1926 e chiarı l’origine del fattore ×2introdotto ad hoc da Goudsmit e Uhlenbeck nel fattore giromagnetico relativo allospin dell’elettrone. La precessione di Thomas e originata dall’osservazione che duesuccessive trasformazioni di Lorentz in direzioni diverse equivalgono ad una trasfor-mazione piu una rotazione attorno all’asse normale al piano delle due.

La trasformazione di Lorentz di un generico 4-vettore A rispetto a due riferimentiinerziali in moto relativo con velocita ~β e

A′0 = γA0 − γ~β · ~A

~A′ = −γ~βA0 + ~A⊥ + γ ~A‖ = −γ~βA0 + ~A + (γ − 1)(β · ~A)β

A′0 = γA0 − γ

∑k βkAk

A′j = −γβjA0 +

∑k

(δjk + γ−1

β2 βjβk

)Ak

L(~β) =

γ −γβx −γβy −γβz

−γβx 1 + γ−1β2 β2

xγ−1β2 βxβy

γ−1β2 βxβz

−γβyγ−1β2 βyβx 1 + γ−1

β2 β2y

γ−1β2 βyβz

−γβzγ−1β2 βzβx

γ−1β2 βzβy 1 + γ−1

β2 β2z

424

Per una rotazione attorno all’asse z si ha

L(φ) =

1 0 0 00 cos φ sin φ 00 − sin φ cos φ 00 0 0 1

Consideriamo una trasformazione con velocita ~β lungo l’asse x seguita da una trasfor-mazione con velocita δ~β nel piano x-y. Le trasformazioni del 4-vettore spazio-temposono:

X1 = L(~β)X0 X2 = L(~β + δ~β)X0

per cui si passa da X1 a X2 con la trasformazione

X2 = L(~β + δ~β)L(−~β)X1

Sviluppando al primo ordine in δ~β si ha

δγ = γ3~β · δ~β δγ~β = γδ~β + ~βδγ = γδ~β + γ3(~β · δ~β)~β = γ(1 + γ2β2)δ~β = γ3δ~β

L(~β + δ~β) =

γ + γ2δβx −(γβ + γ3δβx) −γβy 0−(γβ + γ3δβy) γ + γ2δβx

γ−1β

δβy 0

−γβyγ−1β

δβy 1 0

0 0 0 1

L(−~β) =

γ γβx 0 0γβx γ 0 00 0 1 00 0 0 1

L(~β + δ~β)L(−~β) =

1 −γ2δβx −γδβy 0−γ2δβx 1 γ−1

βδβy 0

−γδβy −γ−1β

δβy 1 0

0 0 0 1

Questa e la combinazione di due trasformazioni di Lorentz tra riferimenti inerzialicon velocita δβx e δβy, ma il sistema di riferimento risulta ruotato attorno all’assez di un angolo δφ = γ−1

β2 βδβ. La velocita angolare della precessione di Thomas e

~ωT = limδt→0

γ − 1

β2

~β ∧ δ~β

δt=

γ − 1

β2~β ∧ d~β

dt

Per β ¿ 1, γ = 1 + β2/2 + . . .

~ωT =1

2~β ∧ d~β

dt=

~v ∧ ~a

2c2

425

4.6 Cinematica relativistica

Le variabili cinematiche di una particella di massa m, velocita ~v = ~βc e fattore diLorentz γ = (1− β2)−1/2, sono

• impulso: ~p = ~βγmc• energia totale: E = γmc2

• energia cinetica: K = E −mc2 = (γ − 1)mc2

• 4-impulso: P = (~p,E/c)

Il prodotto scalare di 4-vettori, A ·B = A4B4− ~A · ~B, e invariante per trasformazionidi Lorentz, per cui risulta P 2 = E2/c2− p2 = (mc)2. Le variabili mc2, pc, E, hannotutte le stesse dimensioni e quindi nelle relazioni si puo omettere la velocita dellaluce c e usare come unita di misura MeV/c2, MeV/c e MeV .Per una particella: P 2 = E2 − p2 = m2;per due particelle: (P1 + P2)

2 = P 21 + P 2

1 + 2P1 · P2 = m21 + m2

2 + 2E1E2 − 2~p1 · ~p2.

4.6.1 Trasformazioni delle variabili

Il riferimento naturale di un sistema di due o piu particelle e quello del centrodi massa in cui ~p =

∑k ~pk = 0. Spesso pero il riferimento dell’osservatore, detto

riferimento del laboratorio, e quello in cui una delle particelle e inizialmente in quiete.Se nel riferimento del laboratorio la particella m e in moto con impulso ~p e laparticella M e in quiete (Fig.4.9)

lab P1 = (~p,E) P2 = (0,M) P = (~p,E + M)cm P ∗

1 = (+~p∗, E∗1) P ∗

2 = (−~p∗, E∗2) P ∗ = (0, E∗)

E∗ = E∗1 + E∗

2 e la massa totale del sistema. Il quadrato dell’energia nel centro di

m M m M

p +p* -p*

ββββo

lab c.m.

Figure 4.9: Riferimenti del laboratorio e del centro di massa

massa eP 2

cm = E∗2 = P 2lab = m2 + M2 + 2EM

per cui la velocita del centro di massa nel laboratorio βo e

βo =p

E + Mγo =

E + M

E∗ βoγo =p

E∗

con E∗ = (m2 + M2 + 2EM)1/2. La trasformazione di Lorentz dal riferimento dellaboratorio a quello del centro di massa

p∗Lp∗TE∗

=

γo 0 −βoγo

0 1 0−βoγo 0 γo

pL

pT

E

426

(in questo caso p = pL, pT = 0) definisce i valori dell’impulso e delle energie inquest’ultimo

p∗1 = γop− βoγoE =(E + M)p

E∗ − pE

E∗ =Mp

E∗ p∗2 = −βoγoM = −Mp

E∗

E∗1 = −βoγop+γoE = − p2

E∗ +(E + M)E

E∗ =ME + m2

E∗ E∗2 = γoM =

ME + M2

E∗

4.6.2 Energia di soglia di una reazione

Nell’urto tra una particella di massa m e energia E e una particella di massaM in quiete nel laboratorio si possono produrre due o piu particelle di massam1,m2,m3, . . . se l’energia E e maggiore della soglia di reazione definita dalla re-lazione

P 2lab ≥

(P 2

cm

)min

m2 + M2 + 2EM ≥ (Σkmk)2

perche all’energia di soglia le particelle nello stato finale hanno impulso nullo nelriferimento del centro di massa. L’energia cinetica di soglia della particella m e

m2 + M2 + 2(Kmin + m)M = (Σkmk)2 Kmin =

[(Σkmk)

2 − (m + M)2]/2M

Esempio

L’antiprotone e stato scoperto in urti protone-nucleone producendo la reazionepN → pNpp. Se il nucleone e libero, cioe usando un bersaglio di idrogeno, m =M = 0.94 GeV

Kmin =[(4m)2 − (2m)2

]/2m = 6m = 5.6 GeV

Se il nucleone e legato in un nucleo, allora e soggetto al moto di Fermi con impulsop ≤ pF ' 0.24 GeV . Questo e diretto in modo casuale rispetto alla direzionedi collisione. Il valore minimo [massimo] dell’energia di soglia si ha quando ~pF eantiparallelo [parallelo] a ~p. L’energia del nucleone e EF = (p2

F + m2)1/2. L’energiadi soglia e definita dalla relazione

P 2lab = 2m2 + 2EEF − 2~p · ~pF = 2

(m2 + EEF ± ppF

)≥ 16m2

approssimando EF = m + p2F /2m + . . ., p ' E,

EEF ± ppF = E(m± pF + p2F /2m) ≥ 7m2 E ≥ 7M

1± pF /m + p2F /2m2

l’energia cinetica minima e Kmin = 4.2 GeV , Kmin = 7.5 GeV , nei due casi.

427

Esempio

Il valor medio dell’energia della radiazione del fondo cosmico di 2.7 K e 〈Eγ〉 =kT = 8.62 10−5× 2.7 eV = 2.3 10−4 eV . Nell’urto di protoni di raggi cosmici con laradiazione di fondo si possono produrre mesoni π0 di massa mπ = 0.135 GeV con lareazione di fotoproduzione γp → π0p.

Pγ = (−~pγ, pγ) P = (~p, E) m2p + 2pγE + 2pγp ≥ (mp + mπ)2

E + p ≥ (mp + mπ)2 −m2p

2pγ

=0.27 GeV 2

4.6 10−13 GeV= 5.9 1011 GeV

L’energia di soglia, E = 3 1020 eV , e vicina alla massima energia oggi raggiuntanell’osservazione dei raggi cosmici (Fig.3.2 del capitolo ???).

4.6.3 Urto elastico

Nell’urto elastico tra una particella di massa m e impulso p e una particella dimassa M in quiete nel riferimento del laboratorio si ha una relazione tra l’energia ela direzione delle particelle nello stato finale

P1 = (~p,E) P2 = (0,M) P ′1 = (~p′, E ′) P ′

2 = (~p′′, E ′′)

La conservazione dell’energia e impulso e riassunta nella relazione P1 +P2 = P ′1 +P ′

2

(P ′2)

2 = M2 = (P1 + P2−P ′1)

2 = m2 + M2 + m2 + 2EM − 2EE ′ + 2pp′ cos θ− 2E ′M

dove θ e l’angolo di diffusione della particella m nel riferimento del laboratorio

EE ′ − pp′ cos θ + E ′M = EM + m2

Se E À m, E ′ À m, cioe p ' E, p′ ' E ′,

E ′[E(1− cos θ) + M ] = EM E ′ =E

1 + (E/M)(1− cos θ)

Questo si applica sicuramente alla diffusione di un fotone (m = 0) di energia E = hνe impulso p = hν/c

ν ′ =ν

1 + (hν/Mc2)(1− cos θ)λ′ = λ +

h

Mc(1− cos θ)

Quest’ultima e la relazione dell’effetto Compton, γe → γe, e λe = h/mec =2.4 10−10 cm e la lunghezza d’onda Compton dell’elettrone.

428

p

p1

p2

M m

θθθθ

Figure 4.10: Collisione tra una particella di massa M e impulso ~p e una particelladi massa m in quiete

4.6.4 Energia trasferita in una collisione

Consideriamo la collisione tra una particella di massa M e impulso ~p (p = βγM) euna particella di massa m in quiete. Se ~p1 e ~p2 sono gli impulsi dopo la collisione,si ha: E + m = E1 + E2; ~p = ~p1 + ~p2. La particella di massa m e emessa ad angolopolare θ con energia E2 (Fig.4.10)

E1 = E + m− E2 = [M2 + p21]

1/2 = [M2 + (~p− ~p2)2]1/2

E2 + m2 + E22 + 2mE − 2EE2 − 2mE2 = M2 + p2 + p2

2 − 2pp2 cos θ

sostituendo E2 = M2 + p2 e E22 = m2 + p2

2;

(E + m)2E22 − 2m(E + m)2E2 + m2(E + m)2 = p2E2

2 cos2 θ −m2p2 cos2 θ

[(E + m)2 − p2 cos2 θ]E22 − 2m(E + m)2E2 + m2[(E + m)2 + p2 cos2 θ] = 0

la soluzione dell’equazione e

E2 = m(E + m)2 + p2 cos2 θ

(E + m)2 − p2 cos2 θ

L’energia trasferita e massima per cos θ = 1

Emax2 = m

(E + m)2 + p2

(E + m)2 − p2= m +

2mp2

m2 + 2mE + M2

dove s = m2 + 2mE + M2 e il quadrato dell’energia nel centro di massa. L’energiacinetica massima trasferita e

Kmax2 =

2mp2

m2 + 2mE + M2

Se M À m, come nel caso di collisioni di particelle con gli elettroni atomici, si ha

• per E ¿ M2/2m

Kmax2 =

2mp2

2mE + M2' 2mp2

M2= 2mβ2γ2

• per E À M2/2m, quasi tutta l’energia E viene trasferita alla particella dimassa m

Kmax2 ' 2mp2

2mE= β2E

429

4.6.5 Decadimento

L’esempio piu semplice e il decadimento in due particelle M → m1m2. Nel riferi-mento della particella M

P = (0,M) P1 = (+~p∗, E∗1) P1 = (−~p∗, E∗

2)

M2 = m21 + m2

2 + 2E∗1E

∗2 + 2p∗2

M2 −m21 −m2

2 − 2p∗2 = 2(m21 + p∗2)1/2(m2

2 + p∗2)1/2

(M2 −m21 −m2

2)2 − 4(M2 −m2

1 −m22)p

∗2 + 4p∗4 = 4m21m

22 + 4(m2

1 + m22)p

∗2 + 4p∗4

(M2 −m21 −m2

2)2 − 4m2

1m22 = 4M2p∗2

Nel centro di massa le due particelle hanno impulso

p∗ =[(M2 −m2

1 −m22)

2 − 4m21m

22]

1/2

2M

e energia

E∗1 = (m2

1 + p∗2)1/2 =M + m2

1 −m22

2ME∗

2 = (m22 + p∗2)1/2 =

M −m21 + m2

2

2M

Se nel laboratorio la particella M ha impulso ~p, gli impulsi delle due particelle sonodefiniti dalla trasformazione di Lorentz con β = p/E, βγ = p/M (Fig.4.11)

θθθθ∗∗∗∗

ππππ−−−−θθθθ∗∗∗∗

p*

p*

p1

p2

θθθθ1

θθθθ2pββββ = p/E

c.m. lab

Figure 4.11: Decadimento M → m1m2 nel riferimento del centro di massa e dellaboratorio

p1 cos θ1 = γp∗ cos θ∗ + βγE∗1 p2 cos θ2 = −γp∗ cos θ∗ + βγE∗

2

p1 sin θ1 = p∗ sin θ∗ p2 sin θ2 = p∗ sin θ∗

E1 = βγp∗ cos θ∗ + γE∗1 E2 = −βγp∗ cos θ∗ + γE∗

2

L’angolo di emissione rispetto alla linea di volo della particella M e

tan θk =p∗ sin θ∗

±γp∗ cos θ∗ + βγE∗k

=sin θ∗

γ(± cos θ∗ + β/β∗k)

con β∗1 = p∗/E∗1 , β∗2 = p∗/E∗

2 . Quindi, se β∗k < β si ha θk > 0 e la particellak e emessa nell’emisfero in avanti per qualunque valore di θ∗. Il valore massimodell’angolo θ si ha quando d tan θ/dθ∗ = 0

d tan θ

dθ∗=

1 + cos θ∗β/β∗

γ(cos θ∗ + β/β∗k)2= 0 cos θ∗ = −β∗

β

430

tan θmax =[1− (β∗/β)2]1/2

γ(β/β∗ − β∗/β)=

1

γ[(β/β∗)2 − 1]1/2

L’angolo θ = θ1 + θ2 tra le due particelle si ottiene dalla relazione

P 2 = m21 + m2

2 + 2E1E2 − 2p1p2 cos θ = M2

cos θ =m2

1 + m22 + 2E1E2 −M2

2p1p2

Nel limite Ek À mk, cioe pk ' Ek, si ha

2E1E2(1−cos θ) = 4E1E2 sin2 θ/2 = M2−m21−m2

2 sin θ/2 =(M2 −m2

1 −m22)

1/2

2(E1E2)1/2

L’angolo minimo di apertura si ha quando E1 = E2.

Massa invariante

La massa di una particella che decade M → m1 + m2 + m3 + . . . si determinamisurando l’impulso ~pk e la massa mk di tutte le particelle prodotte (o facendoipotesi sul valore delle masse)

P 2 = M2 = (ΣkPk)2 = (ΣkEk)

2 − (Σk~pk)2

Nel caso di due particelle

M2 = (E1 + E2)2 − (~p1 + ~p2)

2 = m21 + m2

2 + 2E1E2 − 2p1p2 cos θ

Se Ek À mk la relazione si semplifica

M2 = m21 + m2

2 + 2p1p2(1− cos θ) M2 −m21 −m2

2 = 4p1p2 sin2 θ/2

Differenziando questa relazione si ha

dM2 = 2MdM = 4p1p2 sin2 θ/2

(dp1

p1

+dp1

p1

+dθ

tan θ

)

Se δp e δθ sono gli errori con cui si misurano gli impulsi e l’angolo, e gli errori nonsono correlati, la risoluzione nella misura della massa e

δM

M=

M2 −m21 −m2

2

2M2

(δp1

p1

)2

+

(δp2

p2

)2

+

(δθ

tan θ

)2

1/2

Vita media

Una particella di massa m e vita media τ decade con funzione di distribuzione

dn

dt=

e−t/τ

τ

Se nel riferimento del laboratorio ha velocita ~βc, la lunghezza di decadimento eλ = βcγτ = (p/mc)cτ e la funzione di distribuzione e

dn

dx=

e−x/λ

λ=

mc

p

e−(mc/p) x/cτ

cτ

431

4.7 Richiami di elettromagnetismo

In presenza di densita di carica ρ(~r, t) e di densita di corrente ~j(~r, t), le equazioni diMaxwell che descrivono i campi sono

~∇ · ~D = ρ ~∇ · ~B = 0 ~D = εo~E + ~P

~∇∧ ~E = −∂ ~B

∂t~∇∧ ~H = ~j +

∂ ~D

∂t~B = µo

~H + ~M

dove ~P e ~M sono i momenti di dipolo elettrico e magnetico per unita di volume. Laconservazione della carica elettrica e espressa dall’equazione di continuita

~∇ ·~j +∂ρ

∂t= 0

La forza che agisce su una carica q in moto con velocita ~v e ~F = q( ~E + ~v ∧ ~B) eil lavoro fatto dal campo nell’unita di tempo, la potenza dissipata in effetto Joule,e W = q~v · ~E. Per una densita di carica ρ e di corrente ~j = ρ~v

W =∫

~j · ~E d~r =∫

~∇∧ ~H − ∂ ~D

∂t

· ~E d~r

e, tenendo conto della relazione ~∇ · ( ~E ∧ ~H) = − ~E · (~∇∧ ~H) + ~H · (~∇∧ ~E) , si ha

W = −∫

~E · ∂ ~D

∂t+ ~H · ∂ ~B

∂t

d~r −

∫~∇ · ( ~E ∧ ~H) d~r

La relazione precedente rappresenta la conservazione dell’energia: nel volume diintegrazione il lavoro fatto dal campo nell’unita di tempo e pari alla somma dellavariazione dell’energia del campo e del flusso di energia attraverso la superficie, conle definizioni

densita di energia u =1

2( ~E · ~D + ~H · ~B)

flusso di energia ~S = ~E ∧ ~H

4.7.1 Energia irraggiata

Nel vuoto le equazioni di Maxwell sono

~∇ · ~E =ρ

εo

~∇ · ~B = 0

∇∧ ~E = −∂ ~B

∂t~∇∧ ~B = µo

~j + εoµo∂ ~E

∂t

Una carica q sottoposta ad un’accelerazione ~a produce un campo elettromagnetico di

432

a r

B

θ

q

E

Figure 4.12: Campo di radiazione di una carica accelerata

radiazione. Nelle ipotesi v ¿ c, r À λ (lunghezza d’onda della radiazione emessa),il campo di radiazione a distanza r e (Fig.4.12)

~E =q

4πεo

r ∧ (r ∧ ~a)

c2r~B =

1

cr ∧ ~E E =

1

4πεo

qa

c2rsin θ

dove θ e l’angolo tra i vettori ~a e ~r. I campi ~E e ~B sono ortogonali tra loro e alvettore ~r. La densita di energia irraggiata a distanza r e

u =1

2

(εo

~E2 +1

µo

~B2

)=

q2

4πεo

~a2

4πc4r2sin2 θ [eV m−3]

il flusso di energia irraggiata e

S =1

µo

| ~E ∧ ~B| = c u =q2

4πεo

~a2

4πc3r2sin2 θ [eV m−2 s−1]

la potenza irraggiata e

W = Φ(~S) =∫ q2

4πεo

~a2

4πc3r2r2 sin2 θ d cos θ dφ [eV s−1]

formula di Larmor W =2

3

q2

4πεo

~a2

c3

Se la carica q oscilla a frequenza ω, la potenza emessa dal dipolo elettrico ~d = q~xoeiωt

e proporzionale al quadrato della derivata seconda del momento di dipolo elettrico,q~a = d2~d/dt2 = −ω2~d, cioe proporzionale alla quarta potenza della frequenza,

W =2

3

d2

4πεo

ω4

c3=

4

3

〈d2〉4πεo

ω4

c3

dove 〈d2〉 e il valore quadratico medio del momento di dipolo elettrico. Analoga-mente, per un dipolo magnetico ~µ oscillante si ottiene

W =2

3

µo

4π

µ2ω4

c3=

2

3

1

4πεo

µ2ω4

c5=

4

3

〈µ2〉4πεo

ω4

c5

dove 〈µ2〉 e il valore quadratico medio del momento di dipolo magnetico.

433

Estensione relativistica della formula di Larmor

La formula di Larmor che esprime la potenza emessa come radiazione elettromag-netica di una carica q soggetta ad accelerazione ~a e valida per velocita v ¿ c. Perottenere una relazione valida per ogni valore di v occorre sostituire al valore ~a2 lacorrispondente espressione relativistica (appendice 4.2)

−A2 = γ4c2

γ2

~β · d~β

dt

2

+

d~β

dt

2

La potenza irraggiata da una carica accelerata e quindi

W =2

3

q2

4πεoc3γ4c2

γ2

~β · d~β

dt

2

+

d~β

dt

2

Poiche la carica e invariante, anche la potenza irraggiata e invariante per trasfor-mazioni di Lorentz.

4.7.2 Il potenziale vettore

Il campo induzione magnetica ~B ha divergenza nulla e si puo esprimere come ilrotore di un generico vettore ~A poiche ~∇ · (~∇∧ ~A) ≡ 0 ∀ ~A. Definiamo il potenziale

vettore ~A(~r, t)~B = ~∇∧ ~A

legato al campo elettrico dalla relazione

~∇∧ ~E = −∂ ~B

∂t= − ∂

∂t~∇∧ ~A = −~∇∧ ∂ ~A

∂t

Il vettore ~E +∂ ~A/∂t ha rotore nullo e, poiche ~∇∧ (~∇V ) ≡ 0 ∀ V , si puo esprimerecome il gradiente di una funzione scalare V (~r, t). Il campo elettrico e

~E = −∂ ~A

∂t− ~∇V

dove V (~r, t) e il potenziale elettrico. La divergenza del campo elettrico e

~∇ · ~E = −~∇ ·∂ ~A

∂t+∇V

= − ∂

∂t~∇ · ~A−∇2V = ρ/εo

Il rotore del campo induzione magnetica e

~∇∧ ~B = ~∇∧ (~∇∧ ~A) = ~∇(~∇ · ~A)−∇2 ~A = µo~j − εoµo

∂

∂t

~∇V +

∂ ~A

∂t

434

−∇2 ~A +1

c2

∂2 ~A

∂t2= µo

~j − ~∇(

~∇ · ~A +1

c2

∂V

∂t

)

Il potenziale vettore ~A e definito a meno del gradiente di una funzione scalare Φ(~r, t).

Infatti la trasformazione ~A′ = ~A + ~∇Φ lascia invariata la definizione del campoinduzione magnetica poiche ~∇∧ ~∇Φ ≡ 0 ∀ Φ. E la definizione del campo elettrico

~E ′ = −∂ ~A′

∂t− ~∇V ′ = −∂ ~A

∂t− ~∇∂φ

∂t− ~∇V ′

rimane invariata per una trasformazione V ′ = V − ∂Φ/∂t. Quindi i campi elettricoe magnetico sono invarianti per una

trasformazione di gauge ~A′ = ~A + ~∇Φ V ′ = V − ∂Φ

∂t

In particolare si puo scegliere la funzione Φ(~r, t) in modo che soddisfi la

condizione di Lorentz ~∇ · ~A +1

c2

∂V

∂t= 0

In questo caso le equazioni dei potenziali elettromagnetici diventano

−∇2V +1

c2

∂2V

∂t2=

ρ

εo

−∇2 ~A +1

c2

∂2 ~A

∂t2= µo

~j

che hanno soluzioni

V (~r, t) =1

4πεo

∫ ρ(~r′, t− |~r − ~r′|/c)|~r − ~r′| d~r′ ~A(~r, t) =

µo

4π

∫ ~j(~r′, t− |~r − ~r′|/c)|~r − ~r′| d~r′

La densita di carica ρ = d3q/dxdydz non e invariante. Se ρo e la densita di caricanel riferimento di quiete, la densita di carica in un riferimento in moto con velocita~v e ρ = γρo poiche la dimensione longitudinale risulta contratta. Nel riferimentoin moto la densita di corrente e ~j = ρ~v = γρo~v. Ricordando la definizione delquadrivettore velocita, definiamo la

quadri-densita di corrente J = ρ0U = (~j, ρc)

che si trasforma secondo le trasformazioni di Lorentz. L’equazione di continuita sirappresenta come il prodotto scalare di due quadrivettori

∇ · J = 0

Introducendo il quadri-potenziale elettromagnetico A ≡ ( ~A, V/c) le equazioni delpotenziale vettore e del potenziale scalare si scrivono in forma invariante ( ∇2 =

−~∇2 + ∂2/∂c2t2 )∇2 · A = µoJ

435

4.8 Sviluppo in multipoli del campo elettromag-

netico

Consideriamo un sistema atomico o nucleare costituito da cariche in moto in unaregione di estensione R e rappresentato da una densita di carica ρ(~r, t) e di corrente~j(~r, t). Il campo elettromagnetico prodotto si puo ottenere come sviluppo di Fourierdelle componenti armoniche di frequenza ω. Se J(~r, t) = J(~r)e−iωt e la 4-densitadi corrente, il potenziale elettromagnetico ha la forma A(~r, t) = A(~r)e−iωt con A(~r)soluzione dell’equazione di Helmoltz

∇2A(~r) + k2A(~r) = −µoJ(~r) k = ω/c

~A(~r) =µo

4π

∫

R

~j(~r′) eik|~r−~r′|

|~r − ~r′| d~r′ V (~r) =1

4πεo

∫

R

ρ(~r′) eik|~r−~r′|

|~r − ~r′| d~r′

dove l’integrale va esteso al volume occupato dal sistema (R ≈ 10−8 cm per unatomo, R ≈ 10−13 cm per un nucleo). Cerchiamo la soluzione approssimata adistanza r molto maggiore della lunghezza d’onda della radiazione e della dimensionedella sorgente (r À λ À R) detta zona di radiazione, cioe per energie hω ¿hc/R (hω ¿ 1 keV per un atomo, hω ¿ 100 MeV per un nulcleo). In questaapprossimazione

|~r − ~r′| = (~r2 − 2~r · ~r′ + ~r′2)1/2 = r − ~r · ~r′

r+ . . .

1

|~r − ~r′| =1

r+

~r · ~r′r3

+ . . .

la soluzione per il potenziale vettore e

~A(~r) =µo

4π

∫ (1

r+

r · ~r′r2

+ . . .

)eik(r−r·~r′+...) ~j(~r′) d~r′

~A(~r) ≈ µo

4π

eikr

r

∑n

(−ik)n

n!

∫(r · ~r′)n ~j(~r′) d~r′

4.8.1 Potenziale di dipolo elettrico

Il primo termine dello sviluppo, n = 0, si ottiene calcolando l’integrale per parti

~A(~r) =µo

4π

eikr

r

∫~j(~r′) d~r′ = −µo

4π

eikr

r

∫~r′ [~∇′ ·~j(~r′)] d~r′

Usando l’equazione di continuita per la componente a frequenza ω

~∇′ ·~j(~r′) = −∂ρ(~r′)∂t

= iωρ(~r′)

e introducendo il momento di dipolo elettrico, ~d =∫

ρ(~r′)~r′d~r′, si ottiene il primotermine dello sviluppo

potenziale di dipolo elettrico ~A(~r) = −µo

4πiω

eikr

r

∫ρ(~r′)~r′ d~r′ = −µo

4πiω~d

eikr

r

436

Le derivate spaziali del potenziale vettore sono

∂xAy = −µo

4πiω (

eikr

rik

x

r− eikr x

r3) dy = −µo

4πωk

eikr

r2(i− 1

kr) xdy ∂yAx = . . .

e per kr À 1 troviamo i campi ~B e ~E del termine di dipolo elettrico

~B(~r) = ~∇∧ ~A(~r) ≈ ik r ∧ ~A(~r) =µo

4π

ω2

c

eikr

rr ∧ ~d ~E(~r) = c ~B(~r) ∧ r

Il flusso di energia e

S =1

µo

| ~E ∧ ~B| = µo

(4π)2

ω4

c

d2

r2sin2 θ =

1

4π

1

4πεo

ω4

c3

d2

r2sin2 θ

e la potenza emessa e

dW

dΩ=

1

4π

1

4πεo

ω4

c3d2 sin2 θ W =

2

3

1

4πεo

ω4

c3d2

Il secondo termine dello sviluppo del potenziale vettore, n = 1, e

~A(~r) = −µo

4πik

eikr

r

∫(r · ~r′) ~j(~r′) d~r′

Poiche (~r′ ∧ ~j) ∧ r = (~r′ · ~j)r − (~r′ · r)~j possiamo scomporre l’integrando in duetermini

(~r′ · r)~j = (~r′ ∧~j) ∧ r − (~r′ ·~j)r

4.8.2 Potenziale di dipolo magnetico

Nel primo termine compare il prodotto vettore ~M(~r′) = ~r′ ∧ ~j(~r′) che e la mag-netizzazione prodotta dalla corrente. Introducendo il momento di dipolo magnetico,~µ = 1

2

∫ ~M(~r′)d~r′, troviamo il

potenziale di dipolo magnetico ~A(~r) = −µo

4πik

eikr

rr ∧ ~µ

Nel limite kr À 1 i campi ~B e ~E del termine di dipolo magnetico sono

~B(~r) = ik r ∧ ~A(~r) =µo

4π

ω2

c2

eikr

rr ∧ (r ∧ ~µ) ~E(~r) = c ~B(~r) ∧ r


S =1

µo

| ~E ∧ ~B| = µo

(4π)2

ω4

c3

µ2

r2sin2 θ =

1

4π

1

4πεo

ω4

c5

µ2

r2sin2θ

e la potenza emessa e

dW

dΩ=

1

4π

1

4πεo

ω4

c5µ2 sin2 θ W =

2

3

1

4πεo

ω4

c5µ2

437

4.8.3 Potenziale di quadrupolo elettrico

Nel secondo termine compare il prodotto scalare ~r′ ·~j(~r′) e calcolando l’integrale perparti si ottiene

∫~r′ ·~j(~r′) d~r′ = −1

2

∫~r′

2[~∇′ ·~j(~r′)] d~r′ = − iω

2

∫(r · ~r′) r′ ρ(~r′) d~r′

per cui il potenziale vettore e

~A(~r) =µo

4π

kω

2

eikr

r

∫(r · ~r′) ~r′ ρ(~r′) d~r′

Nel limite kr À 1 i campi ~B e ~E sono

~B(~r) = ikr ∧ ~A(~r) =µo

4π

ω3

2c2

eikr

r

∫(r ∧ ~r′)(r · ~r′)ρ(~r′) d~r′ ~E(~r) = c ~B(~r) ∧ r

Nell’integrale compaiono le componenti del

momento di quadrupolo elettrico Qij =∫

(3xixj − r2δij) d~r

Se consideriamo i vettori ~Qi = ΣjQij~xj/r e osserviamo che le componenti dell’integrale∫(r ∧ ~r′)(r · ~r′)ρ(~r′)d~r′ sono

[ ∫ ]

z= 3(y′ − x′)(x′ + y′ + z′) = Qy −Qx . . .

troviamo i campi ~B e ~E del termine di quadrupolo elettrico

~B(~r) =µo

4π

ω3

c2

eikr

r

r ∧ ~Q

6~E(~r) =

µo

4π

ω3

c

eikr

r

(r ∧ ~Q) ∧ r

6


S =1

µo

| ~E ∧ ~B| = µo

(4π)2

ω6

c3

〈Σij|Qij|2〉36 r2

sin2 θ =1

4π

1

4πεo

ω6

c5


sin2 θ

dove 〈Σij|Qij|2〉 e il valore quadratico medio del momento di quadrupolo. La potenzaemessa e

dW

dΩ=

1

4π

1

4πεo

ω6

c5


sin2 θ W =1

54

1

4πεo

ω6

c5〈Σij|Qij|2〉

4.8.4 Sviluppo in autofunzioni del momento angolare

I sistemi atomici e nucleari sono autostati del momento angolare ed e convenienteesprimere il potenziale elettromagnetico come sviluppo in serie di armoniche sferiche.Oltre al momento angolare orbitale occorre tener conto dello spin delle particelle che

438

produce una magnetizzazione intrinseca ~M(~r, t) = ~M(~r)e−iωt. Questa contribuisce

alla densita di corrente con un termine a divergenza nulla, ~jM(~r) = ~∇ ∧ ~M(~r), e leequazioni del campo sono

~∇ · ~E = ρ/εo~∇ · ~B = 0

~∇∧ ~E = iωB ~∇∧ ~B = µo(~j + ~∇∧ ~M)− iωεoµo~E

che si possono rendere simmetriche considerando il campo a divergenza nulla ~E∗ =~E + (i/ωεo)~j

~∇ · ~E∗ = 0 ~∇ · ~B = 0

~∇∧ ~E∗ − iωB = (i/ωεo) ~∇∧~j ~∇∧ ~B + iωεoµo~E∗ = µo

~∇∧ ~M

Da queste relazioni, osservando che ~∇∧ ~∇∧ ~U = −∇2~U per un vettore a divergenzanulla, si ottengono le equazioni del campo elettrico e di induzione magnetica

(∇2+k2) ~E∗ = −ikcµo~∇∧( ~M+

1

k2~∇∧~j) (∇2+k2) ~B = −µo

~∇∧(~j+ ~∇∧ ~M)

Per esprimere le soluzioni in autofunzioni del momento angolare ~L = −i~r ∧ ~∇,osserviamo che, per un vettore a divergenza nulla si ha ∇2(~r · ~U) = ~r · ∇2~U , e

quindi che le equazioni dei prodotti scalari ~r · ~E∗ e ~r · ~B sono

(∇2 + k2) ~r · ~E∗ = −ikcµo ~r · ~∇∧ ( ~M +1

k2~∇∧~j) = −ikcµo (~r∧ ~∇)( ~M +

1

k2~∇∧~j)

(∇2 + k2) ~r · ~B = −µo ~r · ~∇∧ (~j + ~∇∧ ~M) = −µo (~r ∧ ~∇)(~j + ~∇∧ ~M)

e, introducendo il momento angolare, si ha

(∇2+k2) ~r· ~E∗ = kcµo~L·( ~M+

1

k2~∇∧~j) (∇2+k2) ~r· ~B = −iµo

~L·(~j+~∇∧ ~M)

Queste equazioni hanno soluzioni

~r · ~E∗ = − k

4πεo c

∫

R

eik|~r−~r′|

|~r − ~r′|~L′ · ( ~M +

1

k2~∇′ ∧~j) d~r′

~r · ~B =iµo

4π

∫

R

eik|~r−~r′|

|~r − ~r′|~L′ · (~j + ~∇′ ∧ ~M) d~r′

utilizzando lo sviluppo della funzione di Green in autofunzioni del momento angolare

G(~r − ~r′) =eik|~r−~r′|

|~r − ~r′| =∑

lm

gl(r, r′) Y ∗

lm(θ′, φ′) Ylm(θ, φ) J(r′, θ′, φ′)

si ottengono i valori dei campi

E(r, θ, φ) =eikr

r

∑

lm

aElm Ylm(θ, φ) B(r, θ, φ) =

eikr

r

∑

lm

aBlm Ylm(θ, φ)

439

4.8.5 Momenti di multipolo del campo di radiazione

Nel limite r À R, kr À 1, i coefficienti di multipolo elettrico sono

aElm = − i

εo

1

(2l + 1)!!

(l + 1

l

)1/2

kl+1(Qlm + Q′lm)

con i momenti di multipolo elettrico

Qlm =∫

Rrl Y ∗

lm(θ, φ) ρ(~r) d~r

Q′lm = − 1

l + 1

k

c

∫

Rrl Y ∗

lm(θ, φ) ~∇ · [~r ∧ ~M(~r)] d~r

I coefficienti di multipolo magnetico sono

aMlm = iµo

1

(2l + 1)!!

(l + 1

l

)1/2

kl+1(Mlm + M ′lm)

con i momenti di multipolo magnetico

Mlm = − l

l + 1

1

c

∫

Rrl Y ∗

lm(θ, φ) ~∇ · [~r ∧~j(~r)] d~r

M ′lm = −1

c

∫

Rrl Y ∗

lm(θ, φ) ~∇ · ~M(~r) d~r

Per valutare il contributo dei momenti di multipolo, consideriamo un sistema diparticelle di massa mi, carica elettrica qi e momento magnetico ~µi

ρ(~r) = Σiqiδ(~r − ~ri) ~j(~r) = Σiqi~viδ(~r − ~ri) ~M(~r) = Σi~µiδ(~r − ~ri)

e supponiamo che il moto delle particelle sia centrale e le coordinate esprimibiliin termini delle autofunzioni del momento angolare. In questo caso i momenti dimultipolo sono

Qlm =∫

rl Y ∗lm Σiqiδ(~r − ~ri) d~r = Y ∗

lm Σirliqi

Q′lm = − 1

l + 1

ω

c2

∫rl Y ∗

lm~∇ · ~r ∧ Σi~µiδ(~r − ~ri) d~r = − 1

l + 1

ω

c2Y ∗

lm Σirliµi

Mlm = − 1

l + 1

1

c

∫rl Y ∗

lm~∇ · ~r ∧ Σiqi~viδ(~r − ~ri) d~r = − 1

l + 1

1

cY ∗

lm Σirl−1i

qiLi

mi

M ′lm =

1

c

∫rl Y ∗

lm~∇ · Σi~µiδ(~r − ~ri) d~r =

1

cY ∗

lm Σirl−1i µi

• I multipoli elettrici sono generati dalla carica elettrica e dal momento mag-netico associato allo spin µ = g(hq/2m)

Qlm + Q′lm = rlY ∗

lm

(q − 1

l + 1

ω

c2g

hq

2m

)= qrlY ∗

lm

(1− 1

l + 1

g

2

hω

mc2

)

il secondo termine e trascurabile poiche nelle transizioni atomiche o nuclearil’energia emessa e hω ¿ mc2.

440

• I multipoli magnetici sono generati dal momento magnetico prodotto dal motoorbitale, µ(l) = qhl/2m, e dal momento magnetico intrinseco e i due contributisono confrontabili

Mlm + M ′lm =

1

crl−1Y ∗

lm

hq

2m

(g − 2l

l + 1

)

La potenza emessa dal sistema di cariche in moto nella zona di radiazione

W =c

2

∫ (εo| ~E|2 + | ~B|2/µo

)r2dΩ =

=cεo

2Σl′m′ΣlmaE∗

l′m′aElm

∫Y ∗

l′m′YlmdΩ +c

2µo

Σl′m′ΣlmaB∗l′m′aB

lm

∫Y ∗

l′m′YlmdΩ =

=cεo

2Σlm|aE

lm|2 +c

2µo

Σlm|aBlm|2

si ottiene come sovrapposizione dei contributi dei momenti di multipolo del campodi radiazione

WElm =

c

2εo

|aElm|2 =

c

2εo

1

[(2l + 1)!!]2

(l + 1

l

) (ω

c

)2l+2

|Qlm + Q′lm|2

WBlm =

cµo

2|aB

lm|2 =cµo

2

1

[(2l + 1)!!]2

(l + 1

l

) (ω

c

)2l+2

|Mlm + M ′lm|2

• (2l + 1)!! = (2l + 1) (2l − 1) . . . 1

4.9 Equazione di Schrodinger in una dimensione

4.9.1 Particella libera

L’equazione di Schrodinger per una particella libera di massa m e

− h2

2m

d2ψ(x)

dx2= E ψ(x)

E > 0 e l’energia cinetica. In funzione dell’impulso hk = p = (2mE)1/2 l’equazionee

d2ψ(x)

dx2+ k2 ψ(x) = 0

e la soluzione e la sovrapposizione di due onde piane che si propagano nella direzione+x e −x

ψ(x) = Aeikx + Be−ikx

La densita di corrente e

j =h

2im

(ψ∗

dψ

dx− dψ∗

dxψ

)=

hk

m

(|A|2 − |B|2

)

441

Se consideriamo un fascio di N/V particelle per unita di volume che si propaganella direzione +x, le condizioni al contorno sono: B = 0, j = Nv/V = v|A|2, cioeA = (N/V )1/2. Per una particella

ψ(x) = V −1/2 eikx

4.9.2 Gradino di potenziale

L’equazione in una dimensione e

[− h2

2m

d2

dx2+ U(x)

]ψ(x) = E ψ(x)

Se l’energia potenziale e una funzione a gradino

U(x) = 0 per x < 0 U(x) = Uo > 0 per x > 0

abbiamo due casi:E > Uo - La soluzione e una sovrapposizione di onde piane nelle due regioni

x < 0 ψ1(x) = A1eik1x + B1e

−ik1x hk1 = [2mE]1/2

x > 0 ψ2(x) = A2eik2x + B2e

−ik2x hk2 = [2m(E − Uo)]1/2

j+1 = (hk1/m)|A1|2 e il flusso incidente, j−1 = (hk1/m)|B1|2 e il flusso riflesso dal

gradino di potenziale, j+2 = (hk2/m)|A2|2 e il flusso trasmesso nella regione x > 0 e,

poiche non vi sono altri vincoli in questa regione, si deve avere B2 = 0.Imponendo la condizione di continuita della soluzione in corrispondenza del

gradino, cioe che la soluzione e la derivata siano uguali per x = 0

ψ1(0) = ψ2(0) A1 + B1 = A2

ψ′1(0) = ψ′2(0) k1(A1 −B1) = k2A2

si ottengono i valori dei coefficienti B1 e A2

B1 =k1 − k2

k1 + k2

A1 A2 =2k1

k1 + k2

A1

e possiamo definire il coefficiente di riflessione dal gradino e il coefficiente di trasmis-sione con R + T = 1

R =j−1j+1

=|B1|2|A1|2 =

(k1 − k2)2

(k1 + k2)2T =

j+2

j+1

=k2|A2|2k1|A1|2 =

4k1k2

(k1 + k2)2

E < Uo - In questo caso la soluzione nella regione x > 0 e la sovrapposizione di duefunzioni esponenziali reali

x < 0 ψ1(x) = A1eik1x + B1e

−ik1x hk1 = [2mE]1/2

442

x > 0 ψ2(x) = A2ek2x + B2e

−k2x hk2 = [2m(Uo − E)]1/2

Perche la soluzione sia finita per ogni valore di x deve essere A2 = 0. La condizionedi continuita

ψ1(0) = ψ2(0) A1 + B1 = B2

ψ′1(0) = ψ′2(0) ik1(A1 −B1) = −k2B2

implica

B1 =k1 − ik2

k1 + ik2

A1 B2 =2k1

k1 + ik2

A1

Da queste relazioni si ottiene |B1|2 = |A1|2, cioe il flusso riflesso e pari al flussoincidente e il flusso trasmesso e nullo. La particella ha una probabilita di penetrareil gradino di potenziale che decresce esponenzialmente: |ψ2(x)|2 = |ψ1(0)|2e−2k2x.

Uo

E = 0

E > Uo

E < Uo

Uo

E > Uo

E < Uo

E = 0

Figure 4.13: Soluzioni per il gradino e la barriera di potenziale

4.9.3 Barriera di potenziale

L’energia potenziale e la sovrapposizione di due funzioni a gradino

U(x) = 0 per x < 0 x > ` U(x) = Uo > 0 per 0 ≤ x ≤ `

E > Uo - La soluzione e una sovrapposizione di onde piane

x < 0 ψ1(x) = A1eik1x + B1e

−ik1x

0 ≤ x ≤ ` ψ2(x) = A2eik2x + B2e

−ik2x

x > ` ψ3(x) = A3eik1x + B3e

−ik1x

Anche in questo caso, poiche non si ha onda riflessa per x > `, B3 = 0. La condizionedi continuita per x = 0

ψ1(0) = ψ2(0) A1 + B1 = A2 + B2

ψ′1(0) = ψ′2(0) k1(A1 −B1) = k2(A2 −B2)

implica

A1 =k1 + k2

2k1

A2 +k1 − k2

2k1

B2 B1 =k1 − k2

2k1

A2 +k1 + k2

2k1

B2

443

La condizione di continuita per x = `

ψ2(`) = ψ3(`) A2eik2` + B2e

−ik2` = A3eik1`

ψ′2(`) = ψ′3(`) k2(A2eik2` −B2e

−ik2`) = k1A3eik1`

implica

A2 =k2 + k1

2k2

eik1` e−ik2` A3 B2 =k2 − k1

2k2

eik1` eik2` A3

e si ottiene una relazione tra l’ampiezza dell’onda incidente e quella dell’onda trasmessa

A1 =[(k1 + k2)

2e−ik2` − (k1 − k2)2eik2`

] eik1`

4k1k2

A3

|A1|2 =

[1 +

(k21 − k2

2)2

4k21k

22

sin2 k2`

]|A3|2

Il coefficiente di trasmissione attraverso la barriera e

T =j+3

j+1

=|A3|2|A1|2 =

1

1 +(k2

1−k22)2

4k21k2

2sin2 k2`

E < Uo - In questo caso la soluzione per 0 ≤ x ≤ ` e la sovrapposizione di duefunzioni esponenziali reali, ψ2(x) = A2e

k2x + B2e−k2x, e la condizione di continuita

della soluzione per x = 0 e x = ` implica

A1 =k1 − ik2

2k1

A2 +k1 + ik2

2k1

B2 B1 =k1 + ik2

2k1

A2 +k1 − ik2

2k1

B2

A2 =k2 + ik1

2k2

eik1` e−k2` A3 B2 =k2 − ik1

2k2

eik1` ek2` A3

da cui, seguendo l’esempio precedente, si ottiene il coefficiente di trasmissione

T =|A3|2|A1|2 =

1

1 +(k2

1+k22)2

4k21k2

2sinh2 k2`

Nel caso in cui k2` À 1, sinh2 k2` ' e2k2`/4 si ha

T =16k2

1k22

(k21 + k2

2)2

e−2k2`

4.9.4 Buca di potenziale infinita

Se la buca si estende nell’intervallo a ≤ x ≤ a+ ` la particella e vincolata a oscillaree la soluzione ψ(x) = Aeikx + Be−ikx si annulla agli estremi. Dalle condizioni alcontorno

ψ(a) = eika(A + B) = 0 ψ(a + `) = eika(Aeik` + Be−ik`) = 0

444

si ottiene la quantizzazione degli autovalori

sin kn` = 0 kn =nπ

Èn =

h2π2

2m`2n2 n = 1, 2, . . .

La condizione di normalizzazione delle autofunzioni, ψn(x) = C sin knx, fissa il valoredell’ampiezza

∫ a+`

aψ∗n(x)ψ(x)n dx = |C|2

∫ a+`

asin2 knx dx =

|C|2`nπ

∫ nπ

osin2 φ dφ = 1

da cui si ottiene

ψn(x) =(

2

`

)1/2

sinnπ

`x

Ovviamente nessuno dei risultati ottenuti dipende dal valore di a.

4.9.5 Buca di potenziale finita

L’energia potenziale e U(x) = −Uo per −` ≤ x ≤ +` e nulla negli altri punti(abbiamo visto che la soluzione non dipende dalla posizione dell’intervallo in x).Per E > 0 la soluzione e simile a quella della barriera di potenziale. Consideriamoil caso di stati legati, E < 0. La soluzione e

x < −` ψ1(x) = A1ek1x + B1e

−k1x

−` ≤ x ≤ ` ψ2(x) = A2eik2x + B2e

−ik2x

x > ` ψ3(x) = A3ek1x + B3e

−k1x

con hk1 = [−2mE]1/2, hk2 = [2m(E +Uo)]1/2. Perche la soluzione sia finita per ogni

valore di x si ha B1 = A3 = 0. La condizione di continuita per x = −`

A2e−ik2` + B2e

ik2` = A1e−k1` ik2 (A2e

−ik2` −B2eik2`) = k1A1e

−k1`

e quella analoga per x = ` comportano |A2|2 = |B2|2, che corrisponde all’annullarsidella densita di corrente all’interno della buca, e, poiche non ci sono termini del tipoA∗B o AB∗, che la soluzione sia pari, se A2 = B2, oppure dispari, se A2 = −B2,rispetto all’inversione dell’asse x. Abbiamo quindi due casi

soluzioni pari k2 tan k2` = k1

soluzioni dispari − k2 cot k2` = k1

Queste sono due equazioni trascendenti che si risolvono numericamente. Poiche siha (hk1)

2 + (hk2)2 = 2mUo, le due equazioni si possono esprimere in funzione delle

variabili α = k2`, β = (2mUo)1/2`/h

α tan α = (β2 − α2)1/2 − α cot α = (β2 − α2)1/2

Le soluzioni sono rappresentate in modo grafico in Fig. 4.14, dove si e sceltoβ = 2π, e sono date dai punti di intersezione delle curve: l’esempio mostra quattrostati legati. Il caso piu interessante e quello delle soluzioni dispari che si annullanoper x = 0, infatti nel caso di buca di potenziale in tre dimesioni la soluzione si deveannullare per r → 0.

445

0 . 0 0

1 . 5 7

3 . 1 4

4 . 7 1

6 . 2 8

7 . 8 5

9 . 4 2

0 . 0 0 1 . 5 7 3 . 1 4 4 . 7 1 6 . 2 8

α tan α -α cotan α

√ (β2 - α2)

α

Figure 4.14: Soluzione per gli stati legati in una buca di potenziale

4.9.6 Oscillatore armonico

Per piccoli spostamenti dalla posizione di equilibrio, un generico potenziale puoessere approssimato con quello di una forza elastica con costante di richiamo k

U(x) = Uo +

(dU

dx

)

o

x +1

2

(d2U

dx2

)

o

x2 + . . . ' costante +1

2kx2

In un potenziale armonico una particella di massa m oscilla attorno alla posizionex = 0 con frequenza angolare ω = (k/m)1/2. La hamiltoniana dipende dal quadratodelle variabili coniugate x e p

H =1

2mp2 +

mω2

2x2 = hω (X2 + P 2)

e si puo esprimere in modo simmetrico in termini dei due operatori hermitiani

X =(

mω

2h

)1/2

x P =(

1

2mhω

)1/2

p

o delle loro combinazioni lineari

a = X + iP a+ = X − iP

che soddisfano le relazione di commutazione

[a, a+] = −2i[X,P ] = − i

h[x, p] = 1

L’operatore hermitiano

N = a+a = X2 + P 2 + i[X,P ] = X2 + P 2 +i

2h[x, p] = X2 + P 2 − 1

2

446

commuta con la hamiltoniana e quindi gli autostati di N sono autostati di H =hω(N + 1/2)

N |n〉 = n |n〉 H |n〉 = En |n〉Per trovare gli autostati della hamiltoniana studiamo l’azione degli operatori a e a+

sugli stati |n〉. Osserviamo che a|n〉 e a+|n〉 sono anch’essi autostati, infatti dallerelazioni di commutazione

[N, a] = −[a, a+] a = −a [N, a+] = a+ [a, a+] = a+

otteniamo

Na |n〉 = (−a+aN) |n〉 = (n−1)a |n〉 Na+ |n〉 = (a++a+N) |n〉 = (n+1)a+ |n〉Quindi: a|n〉 = α|n − 1〉, a+|n〉 = β|n + 1〉 e i valori di α e β si ottengono dallanormalizzazione degli autostati

〈n|a+a|n〉 = 〈n|N |n〉 = n = |α|2 〈n|aa+|n〉 = 〈n|(N + 1)|n〉 = n + 1 = |β|2

L’azione degli operatori a e a+ e quella di far passare da un autostato ad un altro

a|n〉 = n1/2|n− 1〉 a+|n〉 = (n + 1)1/2|n + 1〉e applicando piu volte l’operatore a ad un autostato di N

ak|n〉 = [n(n− 1) . . . (n− k + 1)]1/2 |n− k〉si dimostra che gli autovalori n sono i numeri interi non negativi, n = 0, 1, 2, . . ..Gli autovalori dell’energia sono

En = hω(n + 1/2)

e quindi gli operatori a+, a fanno aumentare o diminuire l’energia dell’oscillatore diun quanto hω e sono chiamati operatori di creazione e distruzione.

Per studiare il comportamento delle variabili x e p e opportuno esprimerle infunzione degli operatori a e a+

X =a + a+

2P =

a− a+

2i

X e P hanno in ogni stato dell’oscillatore valor medio nullo perche 〈n|a|n〉 =〈n|a+|n〉 = 0 e hanno varianza

〈X2〉n = 〈P 2〉n =〈n|aa+|n〉+ 〈n|a+a|n〉

4=

2n + 1

4

Quindi per le variabili x e p si ha

〈x2〉n =h

mω(n + 1/2) = σ2(n + 1/2) 〈p2〉n = mhω(n + 1/2) =

h2

σ2(n + 1/2)

447

dove σ2 = h/mω e h2/σ2 sono le varianze delle distribuzioni di x e p per modo divibrazione. E si ottiene la relazione di indeterminzione per l’oscillatore

(∆x∆p)n =√〈x2〉n

√〈p2〉n = h(n + 1/2)

e l’equipartizione dell’energia cinetica e potenziale per modo di vibrazione

1

2m〈p2〉n +

mω2

2〈x2〉n =

hω

2(n + 1/2) +

hω

2(n + 1/2)

Per trovare le autofunzioni nello spazio della coordinata x, osserviamo che perlo stato di energia piu bassa, lo stato vuoto, Eo = hω/2, si ha a|0〉 = 0 e quindil’autofunzione ψo(x) soddisfa l’equazione differenziale

(X + iP )ψo(x) =

[x

σ√

2+

i

h

σ√2

(−ih

d

dx

)]ψo(x) = 0

x

σ√

2ψo +

σ√2

dψo

dx= 0

la cui soluzione che soddisfa la condizione di normalizzazione∫

ψ∗o(x)ψo(x) dx = 1e una funzione gaussiana

ψo(x) = (πσ2)−1/4 e−x2/2σ2

Le altre autofunzioni si ottengono dalla relazione (a+)n|0〉 = (n!)1/2|n〉, ovvero

ψn(x) =1

(n!)1/2

[x√2σ

− σ√2

d

dx

]n

ψo(x)

Le soluzioni sono i polinomi di Hermite, Hn(z), moltiplicati per una gaussiana

ψn(z) =1

(πσ2)1/4

1

2n/2(n!)1/2Hn(z) e−z2/2 z = x/σ

n En ψn(z)

0 hω/2 (πσ2)−1/4 e−z2/2

1 3hω/2 (πσ2)−1/42−1/2 2z e−z2/2

2 5hω/2 (πσ2)−1/42−3/2 (4z2 − 2) e−z2/2

3 7hω/2 (πσ2)−1/46−1/22−3/2 (8z3 − 12z) e−z2/2

. . .

448

4.10 Il momento angolare

4.10.1 Rotazioni

Una rotazione e una trasformazione continua dallo stato |ψ〉 allo stato |ψ′〉 = R|ψ〉.Perche sia consevata la densita di probabilita, 〈ψ′|ψ′〉 = 〈ψ|R+R|ψ〉 = 〈ψ|ψ〉, larotazione e una trasformazione unitaria: R−1 = R+. Se lo stato e espresso infunzione delle coordinate spaziali ~r = (x, y, z), si ha ψ′(~r) = Rψ(~r) = ψ(~ro) con~ro = R−1~r. Le rotazioni delle coordinate sono rappresentate da matrici 3× 3

Rx(α) =

1 0 00 cos α − sin α0 sin α cos α

Ry(β) =

cos β 0 sin β0 1 0

− sin β 0 cos β

Rz(γ) =

cos γ − sin γ 0sin γ cos γ 0

0 0 1

Le rotazioni attorno ad assi diversi non commutano e le relazioni di commutazionedefiniscono le proprieta dei generatori delle rotazioni. Consideriamo le rotazioniinfinitesime attorna agli assi x, y, z e definiamo

Rx(εx) = 1− iεxGx Rx(εy) = 1− iεyGy Rx(εz) = 1− iεzGz

con gli angoli infinitesimi εk reali e gli operatori Gk hermitiani. Applichiamo insuccessione due rotazioni infinitesime attorno ad assi diversi. Sviluppando al secondoordine in ε

Rx(εx)Ry(εy) =

1− ε2y 0 εy

εxεy 1− ε2x −εx

−εy εx 1− ε2x/2− ε2

y/2

Ry(εy)Rx(εx) =

1− ε2y εxεy εy

0 1− ε2x −εx

−εy εx 1− ε2x/2− ε2

y/2

[Rx(εx), Ry(εy)] =

0 −εxεy 0εxεy 0 00 0 0

= Rz(εxεy)− 1

[1− iεxGx, 1− iεyGy] = −εxεy[Gx, Gy] = −iεxεyGz

e lo stesso permutando i generatori Gk. Troviamo quindi le relazioni di commu-tazione

[Gj, Gk] = iεjklGl

dove εjkl e il tensore antisimmetrico di Levi-Civita. Queste sono le relazioni di

commutazione delle componenti del momento angolare ~L = ~r ∧ ~p. Per ottenere

449

la relazione tra i generatori delle rotazioni e le componenti del momento angolareconsideriamo una rotazione di uno stato

ψ′(x, y, z) = Rz(φ) ψ(x, y, z) = ψ(x cos φ + y sin φ,−x sin φ + y cos φ, z)

Per una rotazione infinitesima

Rz(δφ) ψ(x, y, z) = ψ(x + yδφ,−xδφ + y, z) =

[1− δφ

(x

∂

∂y− y

∂

∂x

)]ψ(x, y, z)

Rz(δφ) = 1− (i/h)δφ Lz

dove Lz e la terza componente del momento angolare, Lz = −ih(x ∂/∂y− y ∂/∂x).Quindi l’operatore momento angolare e il generatore delle rotazioni e per una ro-tazione finita di un angolo α attorno all’asse n si ha

Rn(α) = e−(i/h)αn · ~L

4.10.2 Autovalori del momento angolare

L’operatore momento angolare ha dimensione h [eV × s] ed e proporzionale al gen-

eratore delle rotazioni ~J = h ~G. Con le componenti Gk possiamo costruire il moduloquadro, G2 = G2

x+G2y+G2

z, che commuta con le tre componenti, [G2, Gk] = 0. Poichequeste non commutano tra loro possiamo trovare un sistema di autostati comunea G2 e ad una solo delle componenti che fissiamo per convenzione Gz. Chiamiamo|λ, µ〉 un autostato di G2 e Gz e λ, µ i rispettivi autovalori

G2|λ, µ〉 = λ|λ, µ〉 Gz|λ, µ〉 = µ|λ, µ〉

Consideriamo gli operatori non hermitiani G± = Gx ± iGy che hanno le seguentirelazioni di commutazione

[G+, G−] = 2Gz [G±, G2] = 0 [G±, Gz] = ±G±

Gli stati G±|λ, µ〉 sono autostati di G2 e Gz, infatti abbiamo

G2G±|λ, µ〉 = G±G2|λ, µ〉 = λ G±|λ, µ〉

GzG±|λ, µ〉 = (G±Gz + [Gz, G±])|λ, µ〉 = (µ± 1)G±|λ, µ〉L’azione degli operatori G± e quindi di far passare da un autostato ad un altro

G−|λ, µ〉 = ν−|λ, µ− 1〉 G+|λ, µ〉 = ν+|λ, µ + 1〉

Per verificare che la successione sia limitata, cioe che µ sia finito, consideriamo glioperatori G+G− e G−G+

G+G− = G2x + G2

y − i[Gx, Gy] = G2 −G2z + Gz

450

G−G+ = G2x + G2

y + i[Gx, Gy] = G2 −G2z −Gz

e osserviamo che gli elementi di matrice dell’operatore G2−G2z sono definiti positivi

poiche

G2 −G2z =

G+G− + G−G+

2con G+G− = G+

−G− e G−G+ = G++G+

〈λ, µ| G2 −G2z |λ, µ〉 = λ− µ2 ≥ 0 → µ2 ≤ λ

Quindi esiste un valore minimo e un valore massimo di µ per cui

G−|λ, µmin〉 = 0 G+|λ, µmax〉 = 0

Per questi autostati deve anche essere

G+G−|λ, µmin〉 = (G2 −G2z + Gz)|λ, µmin〉 = (λ− µ2

min + µmin)|λ, µmin〉 = 0

G−G+|λ, µmax〉 = (G2 −G2z −Gz)|λ, µmax〉 = (λ− µ2

max − µmax)|λ, µmax〉 = 0

cioe µ2min − µmin = µ2

max + µmax. Quindi µ e limitato nell’intervallo

µmin ≤ µ ≤ µmax con µmin = −µmax

Poiche si va da µmin a µmax con un numero finito di passi, risulta µmax = µmin + ncon n intero positivo, cioe

µmin = −n/2 µmax = n/2 µ = −n/2, −n/2 + 1, . . . , n/2

λ = µmax(µmax + 1) = (n/2)(n/2 + 1)

Passando al momento angolare ~J = h ~G e definendo |j,m〉 gli autostati

J2|j, m〉 = h2j(j + 1)|j, m〉 Jz|j,m〉 = hm|j,m〉

abbiamo che

• esistono 2j + 1 proiezioni del vettore ~J con autovalori mh

m = −j, −j + 1, . . . , j − 1, j

• il modulo di ~J ha autovalore h√

j(j + 1)

• i possibili valori di j sono i numeri interi e semi-interi positivi

• gli elementi di matrice tra autostati (che supponiamo normalizzati) sono

〈j′,m′|J2|j,m〉 = h2j(j + 1) δj′j δm′m

〈j′,m′|Jz|j, m〉 = hm δj′j δm′m

451

Gli elementi di matrice degli operatori J+ e J− si ottengono dalle relazioni

J−|j, m〉 = hν−|j, m− 1〉 J+|j,m〉 = hν+|j,m + 1〉

〈j′,m′|J+J−|j, m〉 = h2[j(j + 1)−m2 + m] δj′j δm′m = h2|ν−|2

〈j′,m′|J−J+|j, m〉 = h2[j(j + 1)−m2 −m] δj′j δm′m = h2|ν+|2

e quindi, a meno di un fattore di modulo 1, si ha

ν− =√

j(j + 1)−m2 + m ν+ =√

j(j + 1)−m2 −m

〈j′,m′|J±|j,m〉 = h√

j(j + 1)−m2 ∓m δj′j δm′m±1

4.10.3 Rappresentazione dei generatori

Dall’ultima relazione troviamo gli elementi di matrice degli operatori G± e da questila rappresentazione dei generatori Gk usando le relazioni

Gx =G+ + G−

2Gy =

G+ −G−2i

iGz = [Gx, Gy]

Facciamo due semplici esempi

• Spin 1/2: j = 1/2 m = ±1/2

Gli elementi di matrice non nulli sono

〈1/2, +1/2| G+ |1/2,−1/2〉 = 1 〈1/2,−1/2| G− |1/2, +1/2〉 = 1

quindi le matrici G± sono

G+ =

(0 10 0

)G− =

(0 01 0

)

e i generatori Gk sono, a meno dell’autovalore 1/2, le matrici di Pauli nella rappre-sentazione in cui Gz e diagonale

Gx =1

2

(0 11 0

)Gy =

1

2

(0 −ii 0

)Gz =

1

2

(1 00 −1

)

Anche le matrici G2k sono diagonali, G2

k = 1/4, e quindi

G2 =3

4

(1 00 1

)j(j + 1) =

3

4

• Spin 1: j = 1 m = −1, 0, +1

452

Gli elementi di matrice non nulli sono

〈1, 0| G+ |1,−1〉 =√

2 〈1,−1| G− |1, 0〉 =√

2

〈1, 1| G+ |1, 0〉 =√

2 〈1, 0| G− |1, +1〉 =√

2

quindi le matrici G± sono

G+ =√

2

0 1 00 0 10 0 0

G− =

√2

0 0 01 0 00 1 0

e i generatori Gk sono

Gx =1√2

0 1 01 0 10 1 0

Gy =

1√2

0 −i 0i 0 −i0 i 0

Gz =

1 0 00 0 00 0 −1

e abbiamo

G2x =

1

2

1 0 10 2 01 0 1

G2

y =1

2

1 0 −10 2 0−1 0 1

G2

z =

1 0 00 0 00 0 1

G2 = 2

1 0 00 1 00 0 1

j(j + 1) = 2

4.10.4 Somma dei momenti angolari

Consideriamo due autostati del momento angolare |j1,m1〉 e |j2,m2〉. Vogliamo

sapere quali sono gli autovalori dell’operatore somma, ~J = ~j1 + ~j2, tali che laproiezione lungo l’asse z sia Jz = j1z + j2z. Definiamo |j1 m1, j2 m2〉 l’autostatosomma nella base dei vettori di partenza (in cui j2

1 , j1z, j22 , j2z sono diagonali)

j21 |j1 m1, j2 m2〉 = h2j1(j1+1)|j1 m1, j2 m2〉 j1z|j1 m1, j2 m2〉 = hm1|j1 m1, j2 m2〉

j22 |j1 m1, j2 m2〉 = h2j2(j2+1)|j1 m1, j2 m2〉 j2z|j1 m1, j2 m2〉 = hm2|j1 m1, j2 m2〉

Nota: nel seguito poniamo h = 1. Definiamo |J,M〉 l’autostato somma nella nuovabase in cui J2 e Jz sono diagonali

J2|J,M〉 = J(J + 1)|J,M〉 Jz|J,M〉 = M |J,M〉

Gli autostati somma possono esprimersi come combinazione lineare degli autostatidi partenza

|J,M〉 =∑m1

∑m2

|j1 m1, j2 m2〉〈j1 m1, j2 m2|J,M〉

453

dove i prodotti scalari 〈j1 m1, j2 m2|J,M〉 sono chiamati coefficienti di Clebsch-Gordan. Per trovare l’autovalore M osserviamo che l’elemento di matrice dell’operatoreJz − j1z − j2z e nullo:

〈J,M |Jz − j1z − j2z|j1 m1, j2 m2〉 = (M −m1 −m2)〈J,M |j1 m1, j2 m2〉 = 0

Per trovare i possibili autovalori di J osserviamo che la molteplicita della somma epari al numero di stati N = (2j1 + 1)(2j2 + 1). Se Jmin e Jmax sono i limiti in cuivaria J abbiamo

N =Jmax∑

Jmin

(2J + 1) = (Jmax + 1)2 − ((Jmin − 1) + 1)2 = J2max + 2Jmax + 1− J2

min =

= (Jmax + Jmin + 1)(Jmax − Jmin + 1)

da cui otteniamo 2j1 = Jmax + Jmin, 2j2 = Jmax − Jmin (o viceversa) cioe: Jmin =|ji − j2|, Jmax = ji + j2. Quindi gli autovalori della somma soddisfano le relazioni

|ji − j2| ≤ J ≤ ji + j2 M = m1 + m2

4.10.5 I coefficienti di Clebsch-Gordan

Troviamo le relazioni cui soddisfano i coefficienti di Clebsch-Gordan. Usando l’operatoreJ+ si ha

J+|J,M〉 =√

J(J + 1)−M2 −M |J,M + 1〉 =

(J1+ + J2+)∑n1

∑n2

|j1 n1, j2 n2〉〈j1 n1, j2 n2|J,M〉 =

∑n1

∑n2

√j1(j1 + 1)− n2

1 − n1 |j1 n1 + 1, j2 n2〉〈j1 n1, j2 n2|J,M〉 +

∑n1

∑n2

√j2(j2 + 1)− n2

2 − n2 |j1 n1, j2 n2 + 1〉〈j1 n1, j2 n2|J,M〉

Moltiplicando per 〈j1 m1, j2 m2| e sfruttando le relazioni di ortonormalita degliautostati, 〈j1 m1, j2 m2|j1 n1, j2 n2〉 = δm1n1δm2n2 , si ottiene√

J(J + 1)−M2 −M |J,M+1〉 =√

j1(j1 + 1)−m21 + m1 〈j1 m1−1, j2 m2|J,M〉 +

√j2(j2 + 1)−m2

2 + m2 〈j1 m1, j2 m2 − 1|J,M〉e analogamente, usando l’operatore J−,√

J(J + 1)−M2 + M |J,M−1〉 =√

j1(j1 + 1)−m21 + m1 〈j1 m1+1, j2 m2|J,M〉 +

√j2(j2 + 1)−m2

2 + m2 〈j1 m1, j2 m2 + 1|J,M〉Da queste relazioni di ricorrenza si possono ottenere i valori dei coefficienti diClebsch-Gordan a meno di un fattore di modulo 1 che viene fissato in modo conven-zionale. Facciamo alcuni semplici esempi:

454

• spin 1/2 + spin 1/2

Con j1 = 1/2, j2 = 1/2 si hanno quattro possibili combinazioni, per la somma questesono: J = 1,M = +1, 0,−1 e J = 0,M = 0. Nel caso m1 = m2 = +1/2 vi e unasola combinazione e lo stesso nel caso m1 = m2 = −1/2

|1, +1〉 = |1/2 + 1/2, 1/2 + 1/2〉 |1,−1〉 = |1/2 − 1/2, 1/2 − 1/2〉Applicando J− al primo (oppure J+ al secondo) si ha

J−|1, +1〉 =√

2|1, 0〉 = |1/2 + 1/2, 1/2 − 1/2〉+ |1/2 − 1/2, 1/2 + 1/2〉Anche lo stato |J,M〉 = |0, 0〉 e una sovrapposizione degli stessi due autostati conm1 + m2 = 0

|0, 0〉 = a|1/2 − 1/2, 1/2 + 1/2〉+ b|1/2 + 1/2, 1/2 − 1/2〉con |a|2 + |b|2 = 1. Applicando J+ (oppure J−) si ha

J+|0, 0〉 = a|1/2 + 1/2, 1/2 + 1/2〉+ b|1/2 + 1/2, 1/2 + 1/2〉 = 0

da cui a = −b. Quindi otteniamo tre stati con J = 1 simmetrici rispetto allo scambiodello spin e uno stato con J = 0 antisimmetrico. I coefficienti di Clebsch-Gordansono riassunti nella tabella seguente

j1 = 1/2 j2 = 1/2 J 1 1 0 1m1 m2 M +1 0 0 -1

+1/2 +1/2 1+1/2 -1/2

√1/2

√1/2

-1/2 +1/2√

1/2 −√

1/2-1/2 -1/2 1

• spin 1 + spin 1/2

Con j1 = 1, j2 = 1/2 si hanno sei possibili combinazioni, per la somma questesono: J = 3/2,M = +3/2, +1/2,−1/2,−3/2 e J = 1/2,M = +1/2,−1/2. Nel casom1 = +1, m2 = +1/2 vi e una sola combinazione e lo stesso nel caso m1 = −1,m2 = −1/2

|3/2, +3/2〉 = |1 + 1, 1/2 + 1/2〉 |3/2,−3/2〉 = |1 − 1/2, 1/2 − 1/2〉Operando come nel caso precedente

J−|3/2, +3/2〉 =√

3|3/2, +1/2〉 = |1 + 1, 1/2 − 1/2〉+√

2|1 0, 1/2 + 1/2〉J+|3/2,−3/2〉 =

√3|3/2,−1/2〉 = |1 − 1, 1/2 + 1/2〉+

√2|1 0, 1/2 − 1/2〉

Ponendo |1/2, +1/2〉 = a|1 + 1, 1/2 − 1/2〉+ b|1 0, 1/2 + 1/2〉 otteniamo

J+|1/2, +1/2〉 = a|1 + 1, 1/2 + 1/2〉+√

2b|1 + 1, 1/2 + 1/2〉 = 0

cioe a +√

2b = 0 e, utilizzando la relazione di ortonormalita degli autostati, a =√2/3, b = −

√1/3

J−|1/2, +1/2〉 = |1/2,−1/2〉 = (√

2a + b)|1 0, 1/2 − 1/2〉+√

2b|1 − 1, 1/2 + 1/2〉Quindi abbiamo

455

j1 = 1 j2 = 1/2 J 3/2 3/2 1/2 1/2 3/2 3/2m1 m2 M +3/2 +1/2 +1/2 -1/2 -1/2 -3/2+1 +1/2 1+1 -1/2

√1/3

√2/3

0 +1/2√

2/3 −√

1/30 +1/2

√1/3

√2/3

-1 +1/2 −√

2/3√

1/3-1 -1/2 1

• spin 1 + spin 1

Gli autostati |J,M〉 sonoJ = 2 M = +2 +1 0 -1 -2J = 1 M = +1 0 -1J = 0 M = 0

j1 = 1 j2 = 1 J 2 2 1 2 1 0 1 2 2m1 m2 M +2 +1 +1 0 0 0 -1 -1 -2+1 +1 1+1 0

√1/2

√1/2

+1 -1√

1/6√

1/2√

1/30 +1

√1/2 −

√1/2

0 0 −√

2/3 0 −√

1/30 -1

√1/2

√1/2

-1 +1√

1/6 −√

1/2√

1/3-1 0 −

√1/2

√1/2

-1 -1 1

4.10.6 Matrici di rotazione

Una generica rotazione nello spazio puo essere ottenuta come successione di rotazioniattorno a tre assi. Consideriamo in successione (Fig.4.15)

1 - rotazione di α attorno all’asse z: x → x′, y → y′

2 - rotazione di β attorno all’asse y′: x′ → x′′, z → z′

3 - rotazione di γ attorno all’asse z′: x′′ → x′′′, y′ → y′′

α, β, γ sono gli angoli di Eulero e la rotazione e espressa

R(α, β, γ) = Rz′(γ) Ry′(β) Rz(α)

Un operatore generico si trasforma per rotazione nel modo O′ = ROR−1. Quindi laseconda rotazione puo essere espressa come Ry′(β) = Rz(α) Ry(β) R−1

z (α). Analoga-mente per la terza rotazione: Rz′(γ) = Ry′(β) Rz(γ) R−1

y′ (β), e otteniamo

Rz′(γ) Ry′(β) Rz(α) = Ry′(β) Rz(γ) R−1y′ (β) Ry′(β) Rz(α) = Ry′(β) Rz(γ) Rz(α) =

456

x

z

x' yy'

z

x'y'

x''

z'

y'

x''

z'

y''

x'''α

β

γ

Figure 4.15: Rotazioni e angoli di Eulero

= Rz(α) Ry(β) R−1z (α) Rz(γ) Rz(α) = Rz(α) Ry(β) R−1

z (α) Rz(α) Rz(γ) =

= Rz(α) Ry(β) Rz(γ)

e, passando alla rappresentazione con i generatori,

R(α, β, γ) = e−iαJz e−iβJy e−iγJz

In una rotazione si conserva il modulo del momento angolare poiche J2 commuta conle sue componenti. La rotazione fa passare da un autostato |j, m〉 ad un autostato|j, m′〉. Consideriamo gli elementi di matrice di una generica rotazione

Djmm′(α, β, γ) = 〈j, m′|e−iαJz e−iβJy e−iγJz |j, m〉 =

= eiαm′〈j, m′|e−iβJy |j, m〉e−iγm = ei(αm′−γm) djmm′(β)

Possiamo quindi esprimere gli elementi di matrice in funzione dell’angolo di rotazioneβ attorno ad un asse normale all’asse di quantizzazione z, a parte un fattore dimodulo 1. Gli elementi di matrice dj

mm′(β) sono chiamati funzioni di Wigner.

• Rotazione di spin 1/2

I generatori delle rotazioni di spin 1/2 sono le matrici di Pauli, ~J = ~σ/2, e l’operatoredi rotazione si esprime

e−iβσy/2 = 1− iβ

2σy − i2

2

(β

2

)2

σ2y + . . . = cos β/2

(1 00 1

)− i sin β/2

(0 −ii 0

)

d1/2mm′(β) =

(cos β/2 − sin β/2sin β/2 cos β/2

)

• Rotazione di spin 1

457

Il generatore della rotazione di spin 1 attorno all’asse y e

Jy =i√2

0 −1 01 0 −10 1 0

che ha la proprieta J2ny = J2

y , J2n+1y = Jy, con n = 1, 2, . . .

e−iβJy = 1− i βJy − i2β2

2J2

y + . . . = 1− i sin β Jy − (1− cos β) J2y =

=

1 0 00 1 00 0 1

+

sin β√2

0 −1 01 0 −10 1 0

− 1− cos β

2

1 0 −10 2 0−1 0 1

d1mm′(β) =

(1 + cos β)/2 − sin β/√

2 (1− cos β)/2

sin β/√

2 cos β − sin β/√

2

(1− cos β)/2 sin β/√

2 (1 + cos β)/2

4.10.7 Le armoniche sferiche

Le funzioni armoniche sferiche sono le autofunzione del momento angolare orbitale,~L = ~r∧~p, nella rappresentazione degli operatori in funzione delle coordinate spaziali(h = 1)

Lx = −i

(y

∂

∂z− z

∂

∂y

)Ly = −i

(z

∂

∂x− x

∂

∂z

)Lz = −i

(x

∂

∂y− y

∂

∂x

)

L+ = z

(∂

∂x+ i

∂

∂y

)− (x + iy)

∂

∂zL− = −z

(∂

∂x− i

∂

∂y

)+ (x− iy)

∂

∂z

Conviene usare coordinate polari

x = r sin θ cos φ y = r sin θ sin φ z = r cos θ

La matrice di tasformazione jacobiana

∂(xyz)

∂(rθφ)=

sin θ cos φ r cos θ cos φ −r sin θ sin φsin θ sin φ r cos θ sin φ r sin θ cos φ

cos θ −r sin θ 0

ha determinante ∆ = r2 sin θ, e la matrice inversa e

∂(rθφ)

∂(xyz)=

sin θ cos φ cos θ cos φ/r − sin φ/r sin θsin θ sin φ cos θ sin φ/r cos φ/r sin θ

cos θ − sin θ/r 0

da cui si ottiene

∂

∂x= sin θ cos φ

∂

∂r+

cos θ cos φ

r

∂

∂θ− sin φ

r sin θ

∂

∂φ

458

∂

∂y= sin θ sin φ

∂

∂r+

cos θ sin φ

r

∂

∂θ+

cos φ

r sin θ

∂

∂φ

∂

∂z= cos θ

∂

∂r− sin θ

r

∂

∂θ

In coordinate polari gli operatori del momento angolare orbitale sono

Lz = −i∂

∂φL± = e±iφ

(± ∂

∂θ+ i cot θ

∂

∂φ

)

Esprimendo gli autostati in funzione degli angoli, |l, m〉 = Ylm(θ, φ), le equazioniagli autovalori sono

LzYlm(θ, φ) = m Ylm(θ, φ) L2Ylm(θ, φ) = l(l + 1) Ylm(θ, φ)

Nella prima Lz determina solo la dipendenza da φ quindi le autofunzioni si possonofattorizzare: Ylm(θ, φ) = Θlm(θ) Φm(φ)

−i∂

∂φΦm(φ) = m Φm(φ) ⇒ Φm(φ) = Nm eimφ

con Nm = 1/√

2π. Poiche il sistema non varia per una rotazione di 2π attornoall’asse z

Φm(φ + 2π) = Φm(φ) ⇒ ei2πm = 1

i valori di m, e quindi anche di l, sono interi.Per trovare Θlm(θ) osserviamo che si ha L+Yl l(θ, φ) = 0, L−Yl −l(θ, φ) = 0. La

prima equazione

L+ = eiφ

(∂

∂θ+ i cot θ

∂

∂φ

)Θll(θ) eilφ = ei(l+1)φ

(∂Θll

∂θ− l cot θ Θll

)= 0

ha come soluzione Θll(θ) = Nl sinl θ. Le altre soluzioni si ottengono ricordando che

L−Ylm sono autofunzioni che soddisfano le relazioni L−Ylm =√

l(l + 1)−m2 + m Yl m−1

L−Yll(θ, φ) = e−iφ

(− ∂

∂θ+ i cot θ

∂

∂φ

)sinl θ eilφ = −ei(l−1)φ

(∂

∂θ+ l cot θ

)sinl θ

Osserviamo che per una generica funzione f(θ) si ha

(∂

∂θ+ l cot θ

)f(θ) =

1

sinl θ

∂

∂θsinl θ f(θ)

e quindi, per f(θ) = sinl θ, si ha

L−Yll(θ, φ) =ei(l−1)φ

sinl−1 θ

(− 1

sin θ

∂

∂θ

)sin2l θ

459

L−L−Yll(θ, φ) =ei(l−2)φ

sinl−2 θ

(− 1

sin θ

∂

∂θ

) (− 1

sin θ

∂

∂θ

)sin2l θ

e cosi di seguito. Ponendo − sin θdθ = d cos θ, sin2l θ = (1− cos2 θ)l, si ha

Ylm(θ, φ) = Nlmeimφ

sinm θ

(d

d cos θ

)l−m

(1− cos2 θ)l

Le costanti Nlm si determinano dalla condizione di normalizzazione∫ 2π0

∫ +1−1 Y ∗

lm(θ, φ) Ylm(θ, φ) d cos θ dφ = 1

Nlm =(−1)l

2l l!

(2l + 1

4π

)1/2 ((l + m)!

(l −m)!

)1/2

Le prime armoniche sferiche sono

l = 0 Y00 = 1√4π

l = 1 Y10 =√

34π

cos θ Y11 = −√

38π

sin θ eiφ

l = 2 Y20 =√

516π

(3 cos2 θ−1) Y21 = −√

158π

sin θ cos θ eiφ Y22 =√

1532π

sin2 θ e2iφ

Dalle relazioni precedenti osserviamo che

• gli autovalori del momento angolare orbitale sono multipli interi di h

• le autofunzioni Yl0 sono i polinomi di Legendre Pl(cos θ)

• per coniugazione complessa si ha: Y ∗lm(θ, φ) = Yl −m(θ, φ)

• per trasformazioni di parita, θ → π − θ, φ → φ + π,

sin(π − θ) = sin θ cos(π − θ) = − cos θ eim(φ+π) = (−1)m eimφ

le armoniche sferiche si moltiplicano per (−1)l−m(−1)m

P · Ylm(θ, φ) = (−1)l Ylm(θ, φ)

4.11 Equazione di Schrodinger in tre dimensioni

Consideriamo una particella di massa m soggetta al potenziale U(~r). L’equazioneagli autovalori e (

− h2

2m~∇2 + U(~r)

)ψ(~r) = E ψ(~r)

Se la sorgente del potenziale e una particella di massa M , la massa che comparenell’equazione e la massa ridotta m′ = mM/(m + M) e ~r e la coordinata di m′ nelcentro di massa.

460

4.11.1 Potenziale centrale

Se il potenziale descrive un campo di forze a simmetria sferica, U(~r) = U(|~r|), siconserva il momento angolare e gli autostati della hamiltoniana sono anche autostatidell’operatore momento angolare che in coordinate polari ha componenti

Lx = ih

(sin φ

∂

∂θ+ cot θ cos φ

∂

∂φ

)Ly = ih

(− cos φ

∂

∂θ+ cot θ sin φ

∂

∂φ

)

Lz = −ih∂

∂φ~L2 = h2

(1

sin θ

∂

∂θsin θ

∂

∂θ+

1

sin2 θ

∂

∂φ

)

Esprimendo l’operatore ~∇2 in coordinate polari

~∇ · ~∇ =1

r2

∂

∂rr2 ∂

∂r+

1

r2

(1

sin θ

∂

∂θsin θ

∂

∂θ+

1

sin2 θ

∂

∂φ

)

l’equazione agli autovalori diventa− h2

2m

1

r2

∂

∂rr2 ∂

∂r+

~L2

2mr2+ U(r)

ψ(r, θ, φ) = E ψ(r, θ, φ)

La soluzione si puo fattorizzare nel prodotto di una funzione di r e delle autofunzionidegli operatori ~L2, Lz, con autovalori l, m: ~L2 Ylm(θ, φ) = h2l(l + 1) Ylm(θ, φ),Lz Ylm(θ, φ) = hm Ylm(θ, φ).

ψElm(r, θ, φ) = REl(r) Ylm(θ, φ)

La funzione radiale dipende dall’energia e da l e soddisfa l’equazione agli autovalori(− h2

2m

1

r2

d

drr2 d

dr+

h2l(l + 1)

2mr2+ U(r)

)REl(r) = E REl(r)

• Nota: 1r2

ddr

r2 dRdr

= 1r

d2

dr2 rR = d2Rdr2 + 2

rdRdr

(− h2

2m

1

r

d2

dr2r +

h2l(l + 1)

2mr2+ U(r)

)REl(r) = E REl(r)

La funzione uEl(r) = rREl(r) soddisfa l’equazione di Schrodinger in una dimensione(− h2

2m

d2

dr2+

h2l(l + 1)

2mr2+ U(r)

)uEl(r) = E uEl(r)

dove, oltre al potenziale U(r), compare il potenziale repulsivo h2l(l+1)/2mr2 (poten-ziale centrifugo) dovuto all’energia cinetica di rotazione L2/2mr2 attorno al centrodi forza. Ad esempio, l’effetto di una buca di potenziale viene modificato in fun-zione della distanza dal centro come mostrato in Fig.4.16. L’equazione radiale hasoluzione se limr→∞ U(r) = 0 limr→0 r2U(r) = 0 e la soluzione deve soddisfare lacondizione limr→0 u(r) = 0.

461

rE = 0

U(r)h l(l+1)

2mr 2

2

Figure 4.16: Buca di potenziale e potenziale centrifugo

4.11.2 Particella libera

Nel caso U(r) = 0 l’equazione radiale diventa

d2u

dr2+

(2mE

h2 − l(l + 1)

r2

)u = 0

definendo hk = (2mE)1/2 e la variabile adimensionale x = kr

d2u

dr2+

(k2 − l(l + 1)

r2

)u = 0

d2u

dx2+

(1− l(l + 1)

x2

)u = 0

Per l = 0 la soluzione e del tipo uo(x) = A sin x + B cos x. La soluzione sin x edispari e si annulla per x = 0, mentre la soluzione cos x e pari e non soddisfa lacondizione limx→0 u(x) = 0. Quindi la soluzione per l = 0 e Ro(x) = A sin x/x. Lesoluzioni sono le funzioni di Bessel sferiche, jl(x), dispari, e le funzioni di Neumannsferiche, nl(x), pari. Queste soddisfano le condizioni

jl(x) = (−1)l

(−1

x

d

dx

)lsin x

xnl(x) = −(−1)l

(−1

x

d

dx

)lcos x

x

Le prime funzioni di Bessel sono

j0(x) =sin x

xlimx→0

j0(x) = x0

j1(x) =sin x

x2− cos x

xlimx→0

j1(x) =x

1 · 3j2(x) =

3 sin x

x3− 3 cos x

x2− sin x

xlimx→0

j2(x) =x2

1 · 3 · 5j3(x) =

15 sin x

x4− 15 cos x

x3− 6 sin x

x2+

cos x

xlimx→0

j3(x) =x3

1 · 3 · 5 · 7I limiti delle funzioni di Bessel sferiche sono

limx→0

jl(x) =xl

(2l + 1)!!limxÀl

jl(x) =sin(x− lπ/2)

x

462

La seconda relazione definisce il limite asintotico della funzione radiale della parti-cella libera

limkrÀl

jl(kr) =1

2ikr

(eikre−ilπ/2 − e−ikreilπ/2

)=

=1

2ikr

((−i)leikr − (i)le−ikr

)=

i

2kil

(e−ikr

r− (−1)l eikr

r

)

come sovrapposisione di un’onda sferica entrante e di un’onda sferica uscente dalcentro del potenziale in fase per l dispari e contro fase per l pari.

4.11.3 Sviluppo di un’onda piana in autofunzioni sferiche

L’autofunzione della particella libera, ψ(~r) = ei~k·~r, si puo esprimere come sovrappo-sizione delle autofunzioni radiali jl(kr) e delle armoniche sferiche

ψ(~r) = eikr cos θ =∑

lm

Nlm jl(kr) Ylm(θ, φ)

Poiche ψ(~r) non dipende dall’angolo azimutale φ, la somma va estesa alle sole aut-ofunzioni con m = 0

Yl0(θ, φ) =

(2l + 1

4π

)1/2

Pl(cos θ)

Usando le relazioni di ortonormalita∫

Pl′(cos θ) Pl(cos θ) d cos θ = 2 δl′l/(2l + 1)abbiamo ∫ +1

−1eikr cos θ Pl(cos θ) d cos θ =

∑

l′Nl′ jl′(kr)

∫ +1

−1

(2l + 1

4π

)1/2

Pl′(cos θ) Pl(cos θ) d cos θ =Nl jl(kr)

[2π(2l + 1)]1/2

Consideriamo il comportamento per piccoli valori di r e sviluppiamo in serie eikr cos θ

Nl jl(kr) = Nl(kr)l

(2l + 1)!!' [2π(2l + 1)]1/2

∫ +1

−1

∑n

(ikr)n

n!un Pl(u) du

I polinomi di Legendre Pl(u) sono definiti (appendice 4.10) dalla relazione

Pl(u) =(−1)l

2l l!

(d

du

)l

(1− u2)l =

=2l(2l − 1) . . . (l + 1)

2l l!ul + fattore× ul−2

Quindi la potenza un si puo esprimene come la somma di polinomi di Legendre

un =2n n!

2n(2n− 1) . . . (n + 1)Pn(u) + fattore× Pn′(u) n′ > n

463

Sostituendo questa espressione nella relazione precedente

Nl(kr)l

(2l + 1)!!= [2π(2l+1)]1/2

∫ +1

−1

∑n

in(kr)n

n!

2n n!

2n(2n− 1) . . . (n + 1)Pn(u) Pl(u) du =

= [2π(2l + 1)]1/2 il(kr)l 2l

2l(2l − 1) . . . (l + 1)

2

2l + 1

otteniamo i coefficienti Nl

Nl = il [4π(2l + 1)]1/2

[2l (2l + 1)!!

(2l + 1) 2l (2l − 1) . . . (l + 1)

]= il [4π(2l + 1)]1/2

Le autofunzioni jl(kr) Pl(cos θ) sono pesate per la molteplicita dell’autovalore dimomento angolare, 2l + 1, e sono sfasate di un angolo lπ/2

ei~k·~r =∞∑

l=0

il (2l + 1) jl(kr) Pl(cos θ)

Il limite asintotico e

limkrÀl

ei~k·~r =i

2k

∞∑

l=0

(2l + 1)

((−1)l e−ikr

r− eikr

r

)

4.11.4 Buca di potenziale infinita

Consideriamo una particella confinata in una sfera di raggio ρ

U(r) = 0 per r < ρ U(r) = ∞ per r > ρ

Per r < ρ le soluzioni sono le funzioni jl(kr) che si devono annullare per r = ρ.La condizione jl(kρ) = 0 definisce i possibili valori di k e gli autovalori di energia,E = h2k2/2m, risultano quantizzati. Gli zeri delle prime funzioni di Bessel sferichesono

l = 0 j0(x) =sin x

x= 0 knρ = xn = nπ = 3.14, 6.28, 9.42, 12.57, . . .

l = 1 j1(x) = 0 tan x = x knρ = xn = 4.49, 7.73, 10.90, 14.07, . . .

l = 2 j2(x) = 0 tan x =x

1− x2/3knρ = xn = 5.76, 9.10, 12.32, . . .

Gli autostati sono degeneri con molteplicita 2l + 1 e, se consideriamo particelle conspin 1/2 vincolate nella buca di potenziale, la molteplicita e 2(2l + 1). La tabellamostra per valori crescenti degli zeri della soluzione radiale, cioe per valori crescentidi energia, gli stati e la loro molteplicita. L’ultima colonna riporta il numero totaledi fermioni di spin 1/2 vincolati nella buca di potenziale.

464

knρ n l stato E/Eo 2l + 1∑

2(2l + 1)3.14 1 0 1s 1.00 1 24.49 1 1 1p 2.04 3 85.76 1 2 1d 3.36 5 186.28 2 0 2s 4.00 1 206.99 1 3 1f 4.95 7 347.73 2 1 2p 6.05 3 408.18 1 4 1g 6.78 9 589.10 2 2 2d 8.39 5 689.36 1 5 1h 8.88 11 909.42 3 0 3s 9.00 1 92. . .

4.11.5 Buca di potenziale finita

Per una buca di potenziale finita

U(r) = −Uo per r < ρ U(r) = 0 per r > ρ

l’equazione radiale e

r < ρ

(d2

dr2+

2

r

d

dr− l(l + 1)

r2+ k2

i

)R = 0 hki = [2m(E + Uo)]

1/2

r > ρ

(d2

dr2+

2

r

d

dr− l(l + 1)

r2+ k2

)R = 0 hk = (2mE)1/2

La soluzione per r < ρ che soddisfa la condizione limr→0 rR(r) = 0 e del tipoRl(r) = Aijl(kir), e la soluzione per r > ρ e del tipo Rl(r) = Ajl(kr) + Bnl(kr) coni coefficienti A e B reali. La condizione di continuita della soluzione e della derivataper r = ρ definisce i valori dei coefficienti

Ai jl(kiρ) = A jl(kρ) + B nl(kρ)

ki Ai

(djl

dx

)

kiρ

= k A

(djl

dx

)

kρ

+ k B

(dnl

dx

)

kρ

Si ottengono delle equazioni trascendentali che vanno risolte numericamente.Nel caso di stati legati, −Uo < E < 0, la soluzione per r > ρ e di tipo espo-

nenziale: contiene le potenze delle funzioni e−kr, e+kr, e solo le prime soddisfanol’andamento asintotico per r →∞.

Nel caso E > 0, scattering, l’andamento asintotico e

limkrÀl

Rl(r) = Asin(kr − lπ/2)

kr+ B

cos(kr − lπ/2)

kr=

=iA

2kr

(− (−i)l eikr + ile−ikr

)+

B

2kr

((−i)l eikr + i ile−ikr

)=

465

=i(A− iB)

2kril

(e−ikr − (−1)l A + iB

A− iBeikr

)

Osserviamo che

• per B = 0 (ρ → ∞) la funzione radiale ha solo la componente jl(kr) e lasoluzione asintotica e un’onda piana,

• il rapporto tra l’ampiezza dell’onda sferica uscente dal centro del potenziale equella dell’onda sferica entrante ha modulo unitario e si puo scrivere come unfattore di fase che dipende dal valore di l

∣∣∣∣A + iB

A− iB

∣∣∣∣ = 1 ⇒ A + iB

A− iB= e2iδl ⇒ B

A= tan δl

• l’onda sferica uscente risulta sfasata di 2δl rispetto a quella entrante,

• l’andamento asintotico della soluzione e

limkrÀl

Rl(kr) =sin(kr − lπ/2 + δl)

kr

4.11.6 Potenziale armonico

Per un oscillatore armonico isotropo la costante di richiamo non dipende dalla di-rezione e possiamo esprimere la hamiltoniana

H =~p2

2m+

k~r2

2= Hx + Hy + Hz Hj =

p2j

2m+

kr2j

2

Ciascun operatore Hj ha autostati di un oscillatore armonico unidimensionale (ap-pendice 4.9) e questi sono tra loro indipendenti. Definiamo gli operatori di creazionee distruzione dei modi di vibrazione unidimensionali

aj = Xj + iPj a+j = Xj − iPj [a+

j , ak] = δjk

Nj = a+j aj Nj|nj〉 = nj|nj〉 Hj = Nj +

1

2

Con gli autostati |nj〉 dei modi di vibrazione unidimensionali possiamo costruire gliautostati dell’oscillatore nello spazio che hanno autovalori

N |nx ny nz〉 = n|nx ny nz〉 n = nx + ny + nz

H|nx ny nz〉 = En|nx ny nz〉 En =(n +

3

2

)hω

Gli autovalori En dipendono solo dal numero quantico n e hanno degenerazione

(n + 2)!

n! 2!=

(n + 1)(n + 2)

2

466

L’operatore momento angolare commuta con la hamiltoniana e ha gli stessi autostaticon autovalori

L2|nx ny nz〉 = h2l(l + 1)|nx ny nz〉 Lz|nx ny nz〉 = hm|nx ny nz〉Le componenti del momento angolare si possono esprimere in funzione degli operatoriaj, a+

j

Lz = ypx − xpy = 2h

(ax + a+

x

2

ay − a+y

2i− ay + a+

y

2

ax − a+x

2i

)== ih(axa

+y − aya

+x )

Lx = ih(aya+z − aza

+y ) Ly = ih(aza

+x − axa

+z )

Avendo scelto la componente Lz diagonale conviene usare come coordinate nel pianox-y le combinazioni x± iy e definire gli operatori di creazione e distruzione dei modidi rotazione

a+ =ax − iay√

2a+

+ =a+

x + ia+y√

2N+ = a+

+a+

a− =ax + iay√

2a+− =

a+x − ia+

y√2

N− = a+−a−

Gli operatori N+ e N− commutano con la hamiltoniana e hanno gli stessi autostatiN+|nx ny nz〉 = n+|nx ny nz〉, N−|nx ny nz〉 = n−|nx ny nz〉

N+ =(a+

x + ia+y )(ax − iay)

2=

1

2

(a+

x ax + i(axa+y − aya

+x ) + a+

y ay

)

N− =(a+

x − ia+y )(ax + iay)

2=

1

2

(a+

x ax − i(axa+y − aya

+x ) + a+

y ay

)

ovvero

N+ =1

2(Nx + Ny + Lz/h) N− =

1

2(Nx + Ny − Lz/h)

N+ + N− = Nx + Ny = N −Nz N+ −N− = Lz/h

e otteniamo le relazioni tra gli autovalori n+ + n− = n− nz n+ + n− = m da cuiosserviamo che i valori minimo e massimo di m corrispondono a −n e +n.

Per stabilire la corrispondenza tra gli autostati |nx ny nz〉 e gli autostati |n l m〉osserviamo che gli operatori aj e a+

j si invertono per trasformazione di parita e quindicambiano la parita degli stati. Per lo stato vuoto |0 0 0〉 abbiamo n = l = m = 0e parita positiva. Gli stati con n = 1, |nx ny nz〉 = |0 0 1〉, |0 1 0〉, |1 0 0〉, hannoparita negativa, etc. Poiche la parita di uno stato e (−1)l, gli autovalori di l sonopari per n = pari e dispari per n = dispari e assumono i valori positivi

l = . . . (n− 4), (n− 2), n

con degenerazione 2l + 1. Gli autovalori dei primi stati sono elencati nella tabella

467

n nx ny nz n+ n− m l stato 2l + 1∑

2(2l + 1) E0 0 0 0 0 0 0 0 1s 1 2 3hω/21 0 0 1 0 0 0 1 1p 3 8 5hω/2

0 1 0 0 1 -1 11 0 0 1 0 +1 1

2 0 0 2 0 0 0 0 2s 1 10 7hω/20 2 0 0 2 -2 2 1d 5 202 0 0 2 0 +2 21 1 0 1 1 0 21 0 1 0 1 -1 20 1 1 1 0 +1 2

3 0 0 3 0 0 0 1 2p 3 26 9hω/20 3 0 1 2 -1 13 0 0 2 1 +1 11 1 1 1 1 0 3 1f 7 400 1 2 0 1 -1 30 2 1 0 2 -2 31 0 2 1 0 +1 32 0 1 2 0 +2 31 2 0 0 3 -3 32 1 0 3 0 +3 3

4.11.7 Potenziale coulombiano

L’energia potenziale di una particella di carica elettrica −e nel campo prodotto dauna carica puntiforme di carica Ze e

U(r) = − Ze2

4πεo r= −Zαhc

r

L’equazione radiale e(

h2

2m

[d2

dr+

2

r

d

dr

]− h2

2m

l(l + 1)

r2+

Zαhc

r

)REl = E REl

Consideriamo gli stati legati, E < 0. Nel modello atomico di Bohr, il raggiodell’orbita e l’energia dello stato fondamentale sono

ro =ao

Z=

1

Z

hc

αmc2Eo = Z2ERy = −Z2α2mc2

2

Con le variabili adimensionali

ν =(

Eo

E

)1/2

x =(2m|E|)1/2

h2r =

Z

ν

2r

ao

l’equazione radiale diventa(

d2

dx2+

2

x

d

dx− l(l + 1)

x2+

ν

x− 1

4

)R = 0

468

Consideriamo il comportamento della soluzione per x → 0 e per x →∞• Per x →∞

d2R

dx2− R

4= 0 lim

x→∞R(x) = e−x/2

Ponendo R(x) = e−x/2 S(x)

R′ = (S ′ − S/2) e−x/2 R′′ = (S ′′ − S ′ + S/4) e−x/2

la funzione S(x) soddisfa l’equazione

S ′′ +(

2

x− 1

)S ′ −

(l(l + 1)

x2− ν − 1

x

)S = 0

• Per x → 0 la funzione ha andamento S(x) = xlT (x) con limx→0 T (x) =costante

S ′ = xlT ′ + lxl−1T S ′′ = xlT ′′ + 2lxl−1T ′ + l(l − 1)xl−2T

la funzione T (x) soddisfa l’equazione

x T ′′ + (2(l + 1)− x) T ′ + (ν − l − 1) T = 0

L’andamento per x → 0 della funzione e soddisfatto da un polinomio T (x) =∑

k akxk

conT ′ =

∑

k

kakxk−1 T ′′ =

∑

k

k(k − 1)akxk−2

e i coefficienti ak soddisfano l’equazione

∑

k

[k((k − 1) + 2(l + 1)) ak xk−2 + (ν − l − 1− k) ak xk−1

]= 0

ovvero ∑

k

[(k + 1)(k + 2(l + 1)) ak+1 + (ν − l − 1− k) ak] xk−1 = 0

Perche l’equazione sia soddisfatta i termini si devono annullare a ciascun ordine eotteniamo la relazione

ak+1 = akk + l + 1− ν

(k + 1)(k + 2l + 2

Perche la serie sia finita deve esistere un valore di k per cui ak+1 = 0, cioe k = ν−l−1.Quindi otteniamo le condizioni sul parametro ν

• ν e un numero intero;

• ν ≥ l + 1.

469

ν e il numero quantico principale n: n = ν = 1, 2, 3, . . . Gli autovalori di energiadipendono solo dal numero quantico principale

En =Eo

n2= −Z2

n2

α2mc2

2

Gli autostati sono degeneri con molteplicita 2l+1; 2(2l+1) se consideriamo particellecon spin 1/2. La tabella mostra gli stati e la loro molteplicita per valori crescentidi energia come sono effetivamente osservati. La degenerazione degli stati e rimossadall’interazione tra lo spin e il momento angolare orbitale e gli autovalori di energiasono leggermente modificati (struttura fine). L’ultima colonna riporta il simbolodell’elemento con Z =

∑2(2l + 1).

n l stato E/Eo 2l + 1∑

2(2l + 1)1 0 1s 1 1 2 He2 0 2s 1/4 1 4 Be2 1 2p 1/4 3 10 Ne3 0 3s 1/9 1 12 Mg3 1 3p 1/9 3 18 Ar4 0 4s 1/16 1 20 Ca3 2 3d 1/9 5 30 Zn4 1 4p 1/16 3 36 Kr5 0 5s 1/25 1 38 Sr4 2 4d 1/16 5 48 Cd5 1 5p 1/16 3 54 Xe. . .

I polinomi T (x) che soddisfano le relazioni dei coefficienti ak sono i polinomi diLaguerre, Lq

p(x)

L0p(x) = ex dp

dxpxpe−x Lq

p(x) = (−1)q dq

dxqL0

p+q(x)

che sono le soluzioni dell’equazione differenziale(x

d2

dx2+ (1 + q − x)

d

dx+ p

)Lq

p(x) = 0

e che hanno le relazioni di ortonormalita

∫ ∞

oe−x xq Lq

p′(x) Lqp(x) dx =

[(p + q)!]3

p!δp′p

L00 = 1 L0

1 = 1− x L02 = 2− 4x + x2 L0

3 = 6− 18x + 9x2 − x3

L10 = 1 L1

1 = 4− 2x L12 = 18− 18x + 3x2 L1

3 = 96− 144x + 48x2 − 4x3

L20 = 2 L2

1 = 18− 6x L22 = 144− 96x + 12x2 L2

3 = 1200− 1200x + 600x2 − 20x3

L30 = 6 L3

1 = 96− 24x L32 = 1200− 600x + 60x2

L40 = 24 L4

1 = 600− 120x

470

L50 = 120

Le autofunzioni radiali contengono i polinomi Lpp(x) con q = 2l + 1, p = n− l − 1

Rnl(x) = Nnl e−x/2 xl L2l+1n−l−1(x)

e i fattori Nnl sono definiti dalla condizione di normalizzazione∫

[Rnl(r)]2 r2 dr = 1

Nnl =(

2Z

nao

)3/2(

(n− l − 1)!

2n [(n + l)!]3

)1/2

Le prime autofunzioni radiali sono

R10 =1√2

(2Z

ao

)3/2

e−Zr/ao

R20 =1√2

(Z

ao

)3/2 (1− 1

2

Zr

ao

)e−Zr/2ao

R21 =1

2√

6

(Z

ao

)3/2 Zr

ao

e−Zr/2ao

R30 =1√2

(2Z

3ao

)3/2(

1− 2

3

Zr

ao

+2

27

(Zr

ao

)2)

e−Zr/3ao

R31 =2

9

(2Z

3ao

)3/2 Zr

ao

(1− 1

6

Zr

ao

)e−Zr/3ao

R32 =1

27√

5

(2Z

3ao

)3/2 (Zr

ao

)2

e−Zr/3ao

Le autofunzioni del potenziale coulombiano sono

ψnlm(r, θ, φ) = Nnl e−Zr/nao

(2Zr

nao

)l

L2l+1n−l−1(2Zr/nao) Ylm(θ, φ)

Solo le autofunzioni con l = 0 hanno un valore non nullo nella regione del nucleor ' 0.

4.12 Simmetrie unitarie

Le simmetrie unitarie sono una generalizzazione delle rotazioni (appendice 4.10).Consideriamo la spazio vettoriale complesso a n dimensioni, e in questo spazio nvettori linearmente indipendenti |ψn〉 che formano una base. Il generico vettore |ψ〉si puo esprimere come combinazione dei vettori di base con an numeri complessi

|ψ〉 =∑n

an |ψn〉

471

Consideriamo una trasformazione tra due stati, |ψ′〉 = U |ψ〉, che conservi la densitadi probabilita. Questa trasformazione e unitaria

〈ψ′|ψ′〉 = 〈ψ|U+U |ψ〉 = 〈ψ|ψ〉 ⇒ U+U = 1

Nello spazio a n dimensioni l’operatore U si puo rappresentare come una matricequadrata unitaria n× n. Il determinante della matrice ha modulo uno

det[U+U ] = 1 = det[U+] det[U ] = (det[U ])∗ det[U ] = | det[U ] |2

e quindi si puo esprimere det[U ] = eiα con α numero reale.L’insieme delle matrici unitarie n × n formano un gruppo, soddisfano cioe le

seguenti condizioni

• il prodotto di due matrici unitarie, U1U2, e una matrice unitaria, cioe appar-tiene al gruppo

(U1U2)+ (U1U2) = U+

2 U+1 U1U2 = 1

• la matrice identita appartiene al gruppo

• la matrice inversa U−1 di una matrice unitaria appartiene al gruppo

• le matrici del gruppo soddisfano la proprieta associativa

U1 (U2U3) = (U1U2) U3

Il gruppo delle trasformazioni unitarie nello spazio a n dimensioni e il gruppo uni-tario U(n). Se un sistema e invariante per le trasformazioni del gruppo U(n) lahamiltoniana che descrive il sistema e invariante per le trasformazioni

H → H ′ H ′ = UHU+

Consideriamo la trasformazione U = eiφUs , con φ numero reale, tale che Us sia unatrasformazione unimodulare cioe con det[Us] = +1. Se la hamiltoniana e invarianteper la trasformazione eiφHe−iφ, che corrisponde alla conservazione di un numeroquantico additivo (ad esempio la carica elettrica oppure il numero barionico), allorapossiamo considerare invece delle trasformazioni U le corrispondenti trasformazioniunimodulari Us. Il gruppo delle trasformazioni unitarie unimodulari nello spazio an dimensioni e il gruppo speciale unitario SU(n).

Le trasformazioni del gruppo SU(n) si possono scrivere

U = ei∑

kαk Gk

con αk numeri reali e Gk operatori hermitiani detti generatori della trasformazione.Nello spazio a n dimensioni i generatori si possono rappresentare come matrici n×nche hanno le seguenti proprieta

• il numero di generatori, l’ordine del gruppo di simmetria, e n2 − 1

472

• tra questi ci sono r = n − 1 generatori che commutano e che si possonorappresentare con matrici n× n diagonali, r e chiamato il rango del gruppo disimmetria

• i generatori sono rappresentati da matrici n× n a traccia nulla

det[ei

∑k

αk Gk

]=

∏

k

det[eiαkGk

]= 1 ⇒ det

[eiαkGk

]= eiαk Tr[Gk] = 1

• il commutatore di due generatori e anch’esso, a parte un fattore, un generatoredella simmetria e le proprieta del gruppo di simmetria sono definite dallerelazioni di commutazione tra generatori

[Gj, Gk] = gjkl Gl

con i parametri gjkl detti costanti di struttura del gruppo di simmetria chesoddisfano le relazioni

gkjl = −gjkl∑

l

(gjkl glmn + gkml gljn + gmjl glkn) = 0

La seconda relazione e conseguenza della identita di Jacobi che si ottiene ruotandosu tre indici

[[Gj, Gk], Gm] + [[Gk, Gm], Gj] + [[Gm, Gj], Gk] ≡ 0

tenendo conto delle relazioni di commutazione e del fatto che i generatori sonolinearmente indipendenti

[[Gj, Gk], Gm] =∑

l

gjkl [Gl, Gm] =∑

l

gjkl glmn Gn

∑

l

(gjkl glmp Gp + gkml gljq Gq + gmjl glkr Gr) = 0

4.12.1 SU(2)

Nello spazio vettoriale a due dimensioni in cui scegliamo come vettori di base u =|up〉, d = |down〉

u =

(10

)d =

(01

)

ci sono 22−1 = 3 generatori e il rango del gruppo di simmetria e r = 2−1 = 1, cioeuno dei generatori e diagonale. Nella rappresentazione con G3 diagonale i generatorisono le matrici di Pauli

G1 =1

2

(0 11 0

)G2 =

1

2

(0 −ii 0

)G3 =

1

2

(1 00 −1

)

473

che soddisfano le relazioni di commutazione [Gj, Gk] = i εjkl Gl, dove εjkl e il tensorecompletamente antisimmetrico

ε123 = ε231 = ε312 = +1 ε321 = ε213 = ε132 = −1

I generatori G1, G2, G3, costituiscono la rappresentazione fondamentale di SU(2)in due dimensioni cioe del gruppo di rotazioni di isospin 1/2. Esiste un generatorediagonale, G3, che rappresenta una componente dell’isospin, oltre al modulo quadrodell’isospin che e proporzionale alla matrice identita 2× 2,

∑k G2

k = (3/4) I.Analogamente, nella rappresentazione in piu dimensioni. Ad esempio, in tre

dimensioni SU(2) e il gruppo di rotazioni di isospin 1. Le tre matrici 3 × 3 chesoddisfano le relazioni di commutazione sono (appendice 4.12)

G1 =1√2

0 1 01 0 10 1 0

G2 =

1√2

0 −i 0i 0 −i0 i 0

G3 =

1 0 00 0 00 0 −1

Esiste un generatore diagonale, G3, oltre al modulo quadro dell’isospin,∑

k G2k = 2 I,

proporzionale alla matrice identita 3× 3.Gli autostati si ottengono come combinazione di due stati di isospin 1/2 utiliz-

zando i coefficienti di Clebsch-Gordan (appendice 4.10). Ci sono quattro possibilicombinazioni e si ottengono quattro autostati, un tripletto di isospin 1, simmetricorispetto allo scambio u ↔ d,

|1, +1〉 = uu |1, 0〉 =ud + du√

2|1,−1〉 = dd

e un singoletto, antisimmetrico

|0, 0〉 =ud− du√

2

La decomposizione in multipletti costituisce la rappresentazione non riducibiledi SU(2) che si esprime in modo simbolico 2

⊗2 = 3

⊕1 e si rappresenta in modo

grafico come illustrato in Fig.4.17 : si sovrappone il primo doppietto g3 = ±1/2 alsecondo sfalsato rispettivamente di -1 e +1.

+ 1/2- 1/2 + 1/2- 1/2 0- 1 + 1

G = 0

G = 1

Figure 4.17: Costruzione grafica della combinazione di due isospin 1/2

474

4.12.2 SU(3)

Nello spazio vettoriale a tre dimensioni in cui scegliamo come vettori di base

u =

100

d =

010

s =

001

ci sono 32 − 1 = 8 generatori. Il rango del gruppo di simmetria e r = 3 − 1 = 2 equindi ci sono due generatori diagonali. Nella rappresentazione in cui G3 e G8 sonodiagonali i generatori sono le matrici di Gell-Mann

G1 =1

2

0 1 01 0 00 0 0

G2 =

1

2

0 −i 0i 0 00 0 0

G3 =

1

2

1 0 00 −1 00 0 0

G4 =1

2

0 0 10 0 01 0 0

G5 =

1

2

0 0 −i0 0 0i 0 0

G6 =1

2

0 0 00 0 10 1 0

G7 =

1

2

0 0 00 0 −i0 i 0

G8 =

1

2√

3

1 0 00 1 00 0 −2

I prime sette generatori sono costruiti con le matrici di Pauli e G8 e definito dellerelazioni di commutazione, [Gj, Gk] = i γjkl Gl. Le costanti di struttura di SU(3)sono

γ123 = 1 γ147 = γ165 = γ246 = γ257 = γ345 = γ376 = 1/2 γ458 = γ678 =√

3/2

La somma dei quadrati dei generatori e proporzionale alla matrice identita 3 × 3,∑k G2

k = (4/3) I. Gli autovalori dei generatori diagonali sono

g3 =(+

1

2; −1

2; 0

)g8 =

(+

1

2√

3; +

1

2√

3; − 1√

3

)

4.12.3 Stati coniugati

Supponiamo che la trasformazione di coniugazione C, C|ψ〉 = |ψ〉∗, commuti con lahamiltoniana che descrive il sistema di modo che gli stati |ψ〉∗ siano anch’essi statidel sistema. Se U e una trasformazione unitaria unimodulare con generatori Gk, igeneratori della trasformazione U∗ sono gli operatori Gk = −G∗

k

|ψ′〉∗ = U∗|ψ〉∗ U∗ = e−i∑

kα∗kG∗k = ei

∑k

αk(−G∗k) = ei∑

kαkGk

Se rappresentiamo i generatori con matrici hermitiane n × n, G∗k sono le matrici

trasposteG µν

k = −G∗ µνk = −G νµ

k

475

e per i generatori diagonali si ha Gk = −Gk. Quindi gli autovalori degli staticoniugati sono uguali a quelli degli stati di partenza con il segno cambiato.

Nel caso di SU(2) e semplice trovare una trasformazione per passare dalla rap-presentazione 2 alla rappresentazione 2: questa e una rotazione di π nello spaziodell’isospin. Per una rotazione si ha

R(θ) = e−iθG2 =∑n

(−iθ)n

n!Gn

2 = cos θ/2

(1 00 1

)− i sin θ/2

(0 −ii 0

)

Rπ =

(0 −11 0

)R+

π =

(0 1−1 0

)

I generatori della simmetria degli stati coniugati, Gk = RπGkR+π , sono G1 = −G1,

G2 = G2, G3 = −G3 e gli autostati sono

u = Rπu = d d = Rπd = −u

che hanno autovalori di G3: g3(u) = −1/2, g3(d) = +1/2.Combinando un doppietto di 2 con uno di 2 si ottiene di nuovo un tripletto, ora

antisimmetrico, e un singoletto simmetrico, 2⊗

2 = 3⊕

1

|1, +1〉 = −ud |1, 0〉 =uu− dd√

2|1,−1〉 = du

|0, 0〉 =uu + dd√

2

Nel caso di SU(3) non esiste una semplice trasformazione Gk → Gk. I generatoridella simmetria degli stati coniugati sono G1 = −G1, G2 = G2, G3 = −G3, G4 =−G4, G5 = G5, G6 = −G6, G7 = G7, G8 = −G8. Gli autovalori dei generatoridiagonali G3 e G8 corrispondenti agli autostati (u, d, s) sono rispettivamente

g3 =(−1

2; +

1

2; 0

)g8 =

(− 1

2√

3; − 1

2√

3; +

1√3

)

4.13 L’interazione elettromagnetica

4.13.1 Hamiltoniana di interazione

Per descrivere l’interazione tra particelle e campo elettromagnetico e opportunousare il formalismo invariante per trasformazioni di Lorentz. L’approssimazionenon relativistica e comunque adeguata per descrivere gran parte dei fenomeni infisica atomica e fisica nucleare.

Il principio di minima azione richiede che le equazioni che descrivono l’evoluzionedel sistema nel tempo si ottengono minimizzando l’integrale

∫∆t Ldt. Il principio di

relativita richiede che questo avvenga in ogni riferimento inerziale. L’intervallo di

476

tempo proprio, dto = dt/γ, e invariante. Quindi una lagrangiana espressa in terminidi invarianti e proporzionale a γ−1 assicura che sia rispettato il principio di relativita.

La lagrangiana funzione della massa, velocita, carica della particella e del campoelettromagnetico si puo esprimere

L(m,xj, xj) = −mc2 + q U · Aγ

U = (γ~v, γc) A = ( ~A, V/c)

Le componenti del momento coniugato sono

pi =∂L

∂xi

= − ∂

∂vi

(mc2

γ− q~v · ~A + qV

)= mγvi + qAi

La hamiltoniana e

H = ~p · ~v − L = mc2/γ + ~p · (~p− q ~A) + qV

La velocita in funzione del momento coniugato e

(mγ~v)2 = (~p− q ~A)2 (mγc)2 = (mc)2 + (~p− q ~A)2

~v = c~p− q ~A√

(mc)2 + (~p− q ~A)2γ =

√(mc)2 + (~p− q ~A)2

mc

Sostituendo i valori di γ e v si ottiene la hamiltoniana

H = c√

(mc)2 + (~p− q ~A)2 + qV

Se H` e ~p` sono la hamiltoniana e l’impulso della particella libera, la hamiltonianadella particella in interazione col campo elettromagnetico si ottiene con la trasfor-mazione

~p` → ~p− q ~A H` → H − qV

dove ~A e V sono definiti a meno di una trasformazione di gauge. In approssimazionenon relativistica p ¿ mc, qA ¿ mc, si ha

H = mc2 +(~p− q ~A)2

2m+ qV = mc2 +

p2

2m− q

m~A · ~p + qV +

q2 ~A2

2m

che rappresentano l’energia di riposo, l’energia cinetica e l’energia di interazione trauna particella di massa m e carica elettrica q e il campo elettromagnetico.

4.13.2 Quantizzazione del campo

In meccanica quantistica la hamiltoniana e espressa in termini di operatori. L’operatoreimpulso e −ih~∇. L’operatore campo elettromagnetico viene definito in termini dioperatori di creazione e distruzione degli autostati che sono i modi normali di vi-brazione del campo.

477

In assenza di cariche l’equazione del potenziale vettore e l’equazione di d’Alembert.La soluzione si puo esprimere come serie di Fourier. La dipendenza dalle coordinatespaziali e definita in un volume V dalle funzioni

V −1/2 εs(~k) ei~k·~r

dove εs(~k) sono versori di polarizzazione ortogonali tra loro e ortogonali al vettore~k, (s = 1, 2). I modi normali di vibrazione sono definiti dalle condizione

kx =2π

Lx

n , . . . LxLyLz = V n = 0, 1, 2 . . .

La soluzione per il campo, a meno di un fattore di normalizzazione, e

~A(~r, t) =∑

~k

∑s

εs(~k)[as(~k, t)ei~k·~r + a∗s(~k, t)e−i~k·~r]

L’ampiezza as(~k, t) soddisfa l’equazione dell’oscillatore armonico

∂2

∂t2as(~k, t) + ω2

k as(~k, t) = 0 ωk = c|~k|In analogia con l’oscillatore armonico quantistico consideriamo le ampiezze comeoperatori di creazione e distruzione dei modi normali di vibrazione del campo carat-terizzati da impulso h~k e energia hω~k

a|n〉 = n1/2|n− 1〉 a+|n〉 = (n + 1)1/2|n + 1〉 [a, a+] = 1

L’operatore campo elettromagnetico e l’operatore vettoriale

~A(~r, t) = A ∑

~k

∑s

εs(~k)[as(~k)ei(~k·~r−ωt) + a+


dove A e un fattore di normalizzazione.Gli autostati |n, s,~k〉 sono caratterizzati da n fotoni con polarizzazione εs, im-

pulso h~k e energia hωk = hck. L’operatore as(~k) assorbe un fotone e l’operatore

a+s (~k) emette un fotone con le regole di commutazione [as(~k), a+

s′(~k′)] = δs,s′δk,k′ . Gli

operatori vettoriali campo elettrico e campo magnetico sono

~E = −∂ ~A

∂t= A∑

~k

∑s

iωk εs(~k)[as(~k)ei(~k·~r−ωt) − a+


~B = ~∇∧ ~A = A∑

~k

∑s

i~k ∧ εs(~k)[as(~k)ei(~k·~r−ωt) − a+


I moduli quadri dei valori di aspettazione per stati di n fotoni sono

|〈n| ~E|n〉|2 = 2nω2A2 |〈n| ~B|n〉|2 = 2n~k2A2

Il fattore di normalizzazione e definito dal valore dell’energia del campo nel volumedi normalizzazione V

U =V

2(εo| ~E|2 + | ~B|2/µo) = nV εo(ω

2 + c2~k2)A2 = nhω A =

(h

2V εoω

)1/2

478

4.14 Legge di decadimento

La probabilita di decadimento di un sistema nell’intervallo di tempo infinitesimo dte definita dalla costante di decadimento, λ, che ha le dimensioni dell’inverso di untempo ed e una grandezza caratteristica del sistema e dell’interazione che produceil decadimento

dP = λ dt

Se si hanno N sistemi identici, se il numero N e sufficientemente grande da poterloconsiderare come una variabile continua e se i decadimenti sono indipendenti, lavariazione del numero N per effetto del decadimento e

−dN = λNdt

Integrando l’equazione con la condizione N(t = 0) = No si ha la legge di decadimento

N(t) = Noe−λt

Il numero di sistemi sopravvissuti al tempo t e caratterizzato dalla funzione di dis-tribuzione

f(t) = λe−λt∫ ∞

0f(t) dt = 1

Il valor medio della distribuzione e la vita media di decadimento

τ = 〈 t 〉 =∫ ∞

0λe−λttdt =

1

λ

Il decadimento e un fenomeno statistico casuale che non trova spiegazione nellameccanica classica deterministica. In meccanica quantistica un sistema e descrittodagli autostati definiti ad un certo istante, t = 0, e dalla loro evoluzione temporale.Se Ek sono gli autovalori di energia, e il sistema si trova al tempo t = 0 nello statostazionario |ψj〉, con autovalore Ejo, l’autostato al tempo t

|ψj(t)〉 = |ψjo〉 e−iEjt/h

conserva la densita di probabilita: 〈ψj(t)|ψj(t)〉 = 〈ψjo|ψjo〉, cioe il sistema e stabile.Se il sistema e soggetto ad una interazione dipendente dal tempo descritta dallahamiltoniana HI l’autovalore di energia viene modificato dall’interazione

Ej → Ej + 〈j|HI |j〉+∑

k 6=j

|〈k|HI |j〉|2Ek − Ej

− iπ∑

k 6=j

|〈k|HI |j〉|2 δ(Ek − Ej) + . . .

e lo stato non e piu stazionario per effetto del fattore immaginario nell’evoluzionetemporale. La grandezza

Γj = 2π∑

k 6=j

|〈k|HI |j〉|2 δ(Ek − Ej)

479

e chiamata larghezza di decadimento. L’evoluzione temporale dello stato diventa

|ψj(t)〉 = |ψjo〉 e−iEjt/h e−Γjt/2h

e la densita di probabilita decresce in modo esponenziale nel tempo

〈ψj(t)|ψj(t)〉 = 〈ψjo|ψjo〉 e−Γt/h

La larghezza di decadimento rappresenta l’incertezza con cui e nota l’energia dellostato |ψj〉 non stazionario ed e legata alla vita media dello stato dalla relazione diindeterminazione

Γ τ = h

Per ottenere la funzione di distribuzione dell’energia attorno al valor medio Ej con-sideriamo la trasformata di Fourier dell’evoluzione temporale dello stato |ψj〉

χ(E) = κ∫

eiEt/hψ(t)dt = κ∫

ψjo e(i/h)(E−Ej+iΓ/2)t dt = κψjoh/i

E − Ej + iΓ/2

La probabilita che il sistema abbia energia E e

P (E) = |χ(E)|2 = κ2|ψjo|2 h2

(E − Ej)2 + (Γ/2)2

dove la costante κ e definita dalla condizione di normalizzazione∫

P (E)dE = 1

P (E) =1

π

Γ/2

(E − Ej)2 + (Γ/2)2

Quindi uno stato instabile che ha vita media τ ha una distribuzione in energiaattorno al valore Ej che e una funzione lorentziana con larghezza a meta altezzapari a Γ.

Se il sistema decade nello stato |ψf〉 per effetto della hamiltoniana di interazioneHI , la largezza di decadimento, al primo ordine dello sviluppo perturbativo, si calcolacon la regola d’oro di Fermi (appendice 4.15)

Γj→f = 2π |〈ψf | HI |ψj〉|2 ρ(Ef )

Il sistema puo decadere in piu stati: in questo caso il decadimento |ψj〉 → |ψk〉 ecaratterizzato dalla larghezza parziale di decadimento Γk. La larghezza (totale) ela somma delle larghezze parziali (la probabilita di decadimento e la somma delleprobabilita dei diversi canali di decadimento) e la vita media dello stato |ψj〉 e

h

τ= Γ =

∑

k

Γk

Il rapporto Γk/Γ e chiamato frazione di decadimento o branching ratio

BRk =Γk

Γ

∑

k

BRk = 1

480

4.15 Probabilita di transizione

Consideriano un sistema descritto dalla hamiltoniana Ho indipendente dal tempo.L’evoluzione temporale del sistema sistema si esprime

|ψo(~r, t)〉 =∑n

an |un(~r)〉 e−iEnt/h

dove un(~r) e un insieme completo di autostati stazionari di Ho, 〈um|un〉 = δmn, conautovalori En. Se il sistema e soggetto ad una interazione descritta dalla hamiltoni-ana dipendente dal tempo HI(t), la soluzione dell’equazione del moto

ih∂

∂t|ψ(~r, t)〉 = [Ho + HI(t)] |ψ(~r, t)〉

si puo approssimare con il metodo delle perturbazioni dipendenti dal tempo. Con-sideriamo una soluzione sovrapposizione degli autostati della hamiltoniana imper-turbata con coefficienti dipendenti dal tempo an(t) che soddisfano la relazione dinormalizzazione Σn|an(t)|2 = 1

|ψ(~r, t)〉 =∑n

an(t) |un(~r)〉 e−iEnt/h

am(t) e l’ampiezza dell’autostato |um〉 al tempo t. Introducendo questa soluzionenell’equazione del moto

ih∑n

an |un〉 e−iEnt/h +∑n

an |un〉 En e−iEnt/h =

=∑n

an Ho |un〉 e−iEnt/h +∑n

an HI |un〉 e−iEnt/h

e calcolando il prodotto scalare tra due stati

ih∑n

an 〈um|un〉e−iEnt/h =∑n

an 〈um| HI |un〉 e−iEnt/h

si ottiene l’equazione che descrive l’evoluzione dei coefficienti am(t)

iham(t) =∑n

an(t) 〈um| HI |un〉 ei(Em−En)t/h

Supponiamo che la hamiltoniana di interazione sia spenta per t < 0, che all’istantet = 0 il sistema si trovi nell’autostato |uj〉, an(0) = δjn, e che per t > 0 l’azionedella hamiltoniana HI(t) possa considerarsi come una perturbazione, cioe che per glielementi di matrice si possa approssimare

HnmI (t) = 〈un|HI(t)|um〉 ¿ 〈un|Ho|um〉

in un intervallo di tempo ∆t sufficiente a permettere al sistema di evolvere nellostato finale considerato. Sviluppando in serie i coefficienti an(t) per n 6= j

an(t) = an(0) + an(0) t + . . . = an(0)− i

h

∑

k

ak(0) HknI t + . . .

481

le ampiezze soddisfano l’equazione differenziale

iham(t) =∑n

[an(0)− i

h

∑

k

ak(0) HknI t + . . .

]Hnm

I eiωnmt =

=∑n

an(0) HnmI eiωnmt − i

h

∑

nk

ak(0) HknI Hnm

I eiωnmt t + . . . =

=∑n

δjn HnmI eiωnmt − i

h

∑

nk

δjk HknI Hnm

I eiωnmt t + . . . =

= HjmI eiωjmt − i

h

∑n

HjnI Hnm

I eiωnmt t + . . .

che ha la soluzione approssimata

am(t) = − i

h

∫ t

oHjm

I eiωjmt′dt′ +1

h2

∫ t

o

∑n

HjnI Hnm

I eiωnmt′t′ dt′ + . . .

Il primo termine dello sviluppo in serie e

am(t) = −HjmI

hωjm

(1− eiωjmt) =Hjm

I

hωjm

2i eiωjmt/2 sin ωjmt/2

dove HjmI e il valor medio dell’elemento di matrice nell’intervallo di tempo 0÷ t. La

probabilita di trovare il sistema nello stato |um〉 al tempo t e

Pj→m(t) = |am(t)|2 = 4 |HjmI |2 sin2(Em − Ej)t/2h

(Em − Ej)2

La probabilita di transizione dallo stato iniziale |ui〉 ad un qualunque stato finale|uf〉 si ottiene sommando sugli stati finali accessibile al sistema

Pi→f (t) = 4∑

f

|H ifI |2

sin2(Ef − Ei)t/2h

(Ef − Ei)2

Se si ha una distribuzione continua di stati con densita di energia ρ(Ef ) = dn/dEf ,la somma diventa un integrale sull’energia dello stato finale Ef

Pi→f (t) =1

h2

∫|H if

I |2sin2(Ef − Ei)t/2h

[(Ef − Ei)/2h]2ρ(Ef ) dEf

La funzione sin2 ωt/ω2 e oscillante con valori rapidamente decrescenti, cioe il con-tributo all’integrale e limitato ad un intervallo di energia attorno a Ei in cui ∆E t ≈2πh. Se facciamo una osservazione del sistema dopo un tempo t À 2πh/∆E ≈(4 10−15 eV/∆E) secondi, otteniamo

limt→∞

1

π

sin2 ωt

ω2= t δ(ω)

482

Pi→f (t) ≈ 2π

ht∫|H if

I |2 δ(Ef − Ei) ρ(Ef ) dEf

La probabilita di transizione nell’unita di tempo dallo stato iniziale |i〉 allo stato finale|f〉, calcolalata al primo ordine dello sviluppo perturbativo in meccanica quantisticanon relativistica e data dalla relazione

Pi→f =2π

h|〈f |HI |i〉|2ρ(Ef )

nota comunemente come regola d’oro di Fermi.

4.16 Densita dello spazio delle fasi

Nell’appendice 4.15 abbiamo derivato la probabilita di transizione nell’unita ditempo che dipende dal numero di stati finali per intervallo unitario di energia. Il nu-mero di stati di un sistema e definito nello spazio delle fasi delle variabili coniugate(~r, ~p). Il principio di indeterminazione stabilisce la condizione per cui si possanodefinire simultaneamente due variabili coniugate

∆x∆px ≥ h

per cui il numero di stati di un sistema in una dimensione e il rapporto tra il volumedello spazio delle fasi accessibile al sistema e la dimensione della cella elementare

∫ dxdpx

∆x∆px

Per definire il fattore ∆x∆px consideriamo il moto di una particella in una dimen-sione e le autofunzioni normalizzate su una distanza L

ψn(x) =1

L1/2eipnx/h

La condizione al contorno

ψn(x) = ψn(x + L) ⇒ pn = (2πh/L)n

definisce gli autovalori degli stati stazionari e il numero di stati per intervallo unitarionelle variabili coniugate

∆n =pL

2πhd2n =

dxdpx

2πh

Per un sistema in tre dimensioni si ha

d6n = gdx dy dz dpx dpy dpz

(2πh)3= g

d~r d~p

(2πh)3

dove il fattore g tiene conto della molteplicita di ciascuno stato dovuta a gradi diliberta diversi dalle variabili coniugate, ad esempio i possibili stati di spin.

483

La regola d’oro di Fermi e usata di frequente per calcolare la costante di decadi-mento oppure la sezione d’urto come funzioni di alcune particolari variabili. Inquesto caso la densita degli stati si ottiene integrando d6n su tutte le altre variabilie derivando rispetto all’energia totale

ρ(E) =dn

dE=

d

dE

∫d6n

Esempio 1

Stati di una particella di massa m e spin 0 normalizzati in un volume V . Integrandosulle variabili spaziali e esprimendo d~p in coordinate polari

ρ(E) dpdΩ =

[V

(2πh)3p2 dp

dE

]dpdΩ

• in meccanica non relativistica, E = p2/2m, dE = pdp/m,

ρ(E) =V

(2πh)3mp

• in meccanica relativistica, E2 = (mc2)2 + (pc)2, EdE = c2pd

ρ(E) =V

(2πh)3

pE

c2

nel limite p ¿ mc, E ' mc2 si ottiene il caso precedente.

Per un fotone (E = pc = hν) con due stati di polarizzazione

ρ(E) dpdΩ =2V

(2πh)3

p2

cdpdΩ =

2V

c3ν2dνdΩ

e, integrando sugli angoli, il numero di stati per unita di frequenza e

dn =8π

c3ν2dν

Esempio 2

Per un sistema di due particelle, ad esempio la diffusione m1 m2 → m′1 m′

2 oppure ildecadimento M → m1 m2, la conservazione dell’energia e dell’impulso costituisce unvincolo per cui le variabili delle due particelle non sono indipendenti. Nel riferimentodel centro di massa ~p1 + ~p2 = 0, p2

1 = p22, p1dp1 = p2dp2

dE = dE1 + dE2 =p1c

2

E1

dp1 +p2c

2

E2

dp2 =E1 + E2

E1E2

c2p1dp1

la densita degli stati in funzione delle variabile di una delle due particelle e

ρ(E) dp1dΩ1 =V

(2πh)3

E1E2

E

p1

c2dp1dΩ1

Nel limite E1 ¿ E2 abbiamo il caso dell’esempio precedente.

484

Esempio 3

Per un sistema di tre particelle, E1 + E2 + E3 = E, ~p1 + ~p2 + ~p3 = 0, le variabili didue particelle sono indipendenti e la densita dello spazio delle fasi in funzione dellevariabili di due particelle e

d12n =d~r1 d~r2 d~p1 d~p2

(2πh)6ρ3(E) =

V 2

(2πh)6

d

dE

∫d~p1 d~p2

Analogemte, per un sistema di n particelle la densita dello spazio delle fasi dellaparticella n−esima in funzione delle variabili delle particelle 1, 2, . . . , n− 1 e

ρn(E) =V n−1

(2πh)3(n−1)

d

dE

∫d~p1 . . . d~pn−1

Introducendo esplicitamente nell’integrale il vincolo di conservazione di energia eimpulso

ρn(E) =V n−1

(2πh)3(n−1)

d

dE

∫δ3 (Σn~pn) δ (ΣnEn − E) d~p1 . . . d~pn

4.17 Il modello atomico di Thomas-Fermi

Il modello atomico di Thomas-Fermi e un modello statistico che descrive il sistemacostituito dal nucleo di carica +Ze e di N elettroni (N À 1) di carica −e confinatiin una regione di volume V da un potenziale U(~r). Il potenziale che agisce su unelettrone e il risultato dell’azione attrattiva del nucleo e di quella repulsiva degli altrielettroni. Per atomi neutri N = Z. Per ioni positivi di carica ze si ha N = Z − z.Il potenziale U(~r) soddisfa le seguenti ipotesi:

• e a simmetria sferica con origine nel nucleo;

• U(r) → 0 per r →∞.

Il sistema e trattato come un gas degenere di fermioni di spin 1/2. Il numero distati occupati e ∫

d6n =∫

2d~rd~p

(2πh)3=

2V

(2πh)3

4π

3p3

F = N

dove pF e l’impulso di Fermi. La densita di elettroni e

ρ(r) =N

V=

1

3π2h3 p3F

Poiche il sistema legato e in uno stato di equilibrio, il valore massimo dell’energiatotale di un elettrone non puo dipendere da r ed e negativo nel volume V

Emax =p2

F

2m+ U(r) ≤ 0

485

La funzione

φ(r) = −U(r)

e+

Emax

ee legata alla densita dalla relazione

ρ(r) =1

3π2h3 [2me φ(r)]3/2 φ(r) > 0 ρ(r) = 0 φ(r) ≤ 0

φ(r) si annulla sulla superficie che delimita il volume V dove si ha U(r) = Emax.Per un atomo neutro Emax = 0, per uno ione positivo Emax < 0. La funzione φ(r) eil potenziale elettrostatico a meno di una costante e soddisfa l’equazione di Poisson

∇2φ(r) =1

r

d2

dr2rφ(r) =

eρ(r)

εo

Dalle due relazioni precedenti si ottiene l’equazione del potenziale

1

r

d2

dr2rφ(r) =

e

3π2εo

[2me

h2

]3/2

[φ(r)]3/2 φ(r) > 0

con le condizioni al contorno

• la densita di carica e nulla all’esterno del volume V ;

• il potenziale per r → 0 e il potenziale coulombiano prodotto dalla carica delnucleo;

1

r

d2

dr2rφ(r) = 0 φ(r) ≤ 0 lim

r→0rφ(r) =

Ze

4πεo

Possiamo esprimere l’equazione del potenziale in termini della variabile adimension-ale x e della funzione adimensionale Φ(x)

r = ax rφ(r) =Ze

4πεo

Φ(x)

d2Φ

dx2=

4

3π22/3Z1/2a3/2

[me2

4πεoh2

]3/2Φ3/2

x1/2= f(Z)

Φ3/2

x1/2

Il parametro a rappresenta la scala di estensione della densita di carica e del poten-ziale. Ponendo f(Z) = 1, a e definito dalla carica del nucleo e del raggio atomico diBohr (ao = 4πεoh

2/me2):

a =

(9π2

128

)1/3

aoZ−1/3 = 0.885 aoZ

−1/3

L’estensione spaziale della densita di elettroni nell’atomo diminuisce all’aumentaredella carica in modo proporzionale a Z−1/3. La densita e

ρ(x) =Z

4πa3

Φ3/2

x3/2Φ > 0 ρ(r) = 0 Φ ≤ 0

486

Il potenziale soddisfa l’equazione di Thomas-Fermi

d2Φ

dx2=

Φ3/2

x1/2Φ > 0

con le condizioni al contorno

d2Φ

dx2= 0 Φ ≤ 0 Φ(0) = 1

Le condizioni sulla funzione Φ(x) implicano che questa si annulli in un punto Xnell’intervallo 0 < x < ∞. La distanza R = aX definisce il volume V in cuiρ(r) 6= 0. I valori della funzione Φ e della derivata Φ′ nel punto x = X sono legatidalla condizione di normalizzazione della densita,

∫ρ(r)d~r = N

∫

Vρ(r) 4πr2dr =

∫ X

0

Z

4πa3

Φ3/2

x3/24πa3x2dx = Z

∫ X

0Φ3/2x1/2dx = Z

∫ X

0

d2Φ

dx2xdx =

= Z [xΦ′ − Φ]X0 = Z [XΦ′(X) + 1] = N ⇒ XΦ′(X) =

N − Z

Z= − z

ZL’andamento del potenziale Φ(x) e mostrato nella Fig.4.18 per atomi neutri e ionipositivi

0

0 . 2

0 . 4

0 . 6

0 . 8

1

0 . 0 1 . 0 2 . 0 3 . 0 4 . 0 5 . 0 6 . 0

neutral atom positive ion

x

ΦΦΦΦ

z/Z

(x)

Figure 4.18: Potenziale del modello di Thomas-Fermi

• per un atomo neutro, N = Z, la funzione e la derivata sono entrambe nulle nelpunto X e quindi risulta X = ∞, cioe la densita di carica si annulla all’infinito;

• per uno ione di carica +ze si ha XΦ′(X) = −z/Z, il limite del volumedell’atomo e finito e la tangente Φ′(X) interseca l’asse x = 0 nel punto +z/Z;

• L’equazione di Thomas-Fermi non ha soluzioni per ioni negativi.

Il modello statistico non e in grado di riprodurre l’andamento del potenziale delsingolo elettrone. Fornisce comunque informazioni sull’energia di ionizzazione media.Il valor medio dell’energia cinetica degli elettroni e

〈Ec〉 =1

N

∫ pF

0

p2

2m

8πV

(2πh)3p2dp =

3

5

p2F

2m=

3

5eφ(r)

487

Il valore medio dell’energia totale e quindi

〈E〉 = − 1

N

2

5

∫

Veφ(r)ρ(r) d~r = − 2

5N

∫ X

0

Ze2

4πεo

Z

4πa3Φ

Φ3/2

x3/24πa2xdx =

= − 2

5N

Z2e2

4πεoa

∫ X

0Φ Φ′′ dx

L’integrale non dipende dalla carica ne dalle dimensioni dell’atomo. L’energia dilegame mediata su tutti gli elettroni e proporzionale all’energia di legame dell’atomodi idrogeno (e2/4πεoao) e, per N = Z, e proporzionale a Z4/3.

Queste considerazioni mettono in luce alcune differenze sostanziali tra i sistemiatomici, in cui il potenziale e a distanza, e i sistemi nucleari in cui il potenziale e acontatto:

• il raggio medio di un atomo con Z elettroni e proporzionale a Z−1/3;

• l’energia di legame media degli elettroni e proporzionale a Z4/3;

• il raggio medio di un nucleo con A nucleoni e proporzionale a A1/3;

• l’energia di legame media dei nucleoni e costante.

4.18 Equazioni quantistiche relativistiche

Richiamiamo brevemente le proprieta dell’equazione del moto di Schrodinger:

• l’equazione di evoluzione degli stati di un sistema

ih∂

∂tψ = H ψ

e definita dall’operatore hamiltoniano che rappresenta l’energia del sistema infunzione delle variabili coniugate (~r, ~p);

• l’energia e l’impulso sono rappresentati dagli operatori

E = ih∂

∂t~p = −ih~∇

• gli stati del sistema sono rappresentati dalla funzione d’onda ψ(~r, t);

• la densita di probabilita e la densita di corrente per una particella di massa msoddisfano l’equazione di continuita

ρ = ψ∗ψ ~j =h

2im(ψ∗~∇ψ − ψ~∇ψ∗) ~∇ ·~j +

∂ρ

∂t= 0

Se H = (−ih~∇)2/2m e la hamiltoniana della particella libera, l’equazione di Schrodingernon e invariante per trasformazioni di Lorentz. Cerchiamo di impostare un’equazionedel moto che conservi le proprieta dell’equazione di Schrodinger e che sia relativis-ticamente invariante.

488

4.18.1 Equazione di Klein-Gordon

Il 4-vettore energia-impulso, P ≡ (~p,E/c) ≡ (−ih~∇, ih∂/∂ct), definisce un invari-ante

P 2 = −~p 2 + E2/c2 = (mc)2

che possiamo utilizzare per impostare l’equazione del moto della particella libera

equazione di Klein-Gordon

[h2~∇2 − h2

c2

∂2

∂t2

]φ = (mc)2φ

dove φ(~r, t) e una funzione scalare.Nota: nel seguito usiamo la convenzione h = 1, c = 1. Introducendo l’operatore

d’alembertiano ∆2 ≡ −~∇2 +∂2/∂t2, l’equazione di Klein-Gordon si esprime in modocompatto

(∆2 + m2)φ = 0

Questa equazione ha come soluzione una sovrapposizione di onde piane del tipo

φ(~r, t) = Nei(~p·~r−Et) = Ne−ip·x

dove N e una costante di normalizzazione; p · x = Σµνgµνpµxν ; µ, ν = 1, 2, 3, 4; gµν

e il tensore metrico. Sostituendo la soluzione nell’equazione del moto si ottengonoautovalori dell’energia sia positivi che negativi: E = ± [p2+m2]1/2. Qui incontriamoun serio problema poiche valori negativi dell’energia non corrispondono a stati diuna particella libera. Un secondo serio problema si incontra nella definizione delladensita di probabilita. Se consideriamo l’equazione di Klein-Gordon e l’equazioneconiugata

(∆2 + m2)φ = 0 (∆2 + m2)φ∗ = 0

e moltiplichiamo la prima per φ∗ e la seconda per φ, otteniamo la relazione

φ∗∆2φ = φ∆2φ∗

e possiamo verificare che esiste una equazione di continuita, ∂ρ/∂t = −~∇ · ~j, sod-disfatta dalle funzioni

ρ = i(φ∗∂φ

∂t− φ

∂φ∗

∂t) = |N |22E ~j = −i(φ∗~∇φ− φ~∇φ∗) = |N |22~p

La densita di corrente e definita come nel caso non relativistico, ma la densita diprobabilita dipende dalla variazione nel tempo della funzione d’onda. Inoltre ladensita di probabilita non e definita positiva.

La costante di normalizzazione viene fissata richiedendo che ρdV sia invariante.In una trasformazione di Lorentz il volume si contrae ∼ γ−1 e quindi |N |22EdVe indipendente dal volume di normalizzazione. Nel seguito consideriamo la nor-malizzazione in un volume unitario che corrisponde a normalizzare gli autostatidell’equazione di Klein-Gordon con due particelle per unita di volume corrispon-denti ai due autostati di energia.

489

L’equazione di Klein-Gordon ammette soluzioni con energia e densita di prob-abilita negative e quindi non puo rappresentare l’equazione del moto di una par-ticella con massa m 6= 0. Nel caso m = 0 si ha l’equazione di d’Alembert chedescrive il campo elettromagnetico e gli autovalori E = ±p rappresentano due statidi propagazione del campo simmetrici per inversione della direzione del moto, osimmetrici per inversione del tempo. Vedremo che la simmetria per inversionetemporale permette di interpretare le soluzioni a energia negativa dell’equazionedi Klein-Gordon come soluzioni a energia positiva che si propagano all’indietro neltempo.

4.18.2 Equazione di Dirac

Le difficolta incontrate nell’interpretazione dell’equazione di Klein-Gordon sono orig-inate dal fatto che l’evoluzione degli stati dipende dalla derivata seconda ∂2/∂t2. Nel1927 Dirac propose un’equazione relativisticamente invariante che descrive il motodi fermioni. Dirac parte dall’ipotesi che l’evoluzione degli stati di fermioni deveessere descritta dalla derivata prima ∂/∂t. Perche l’equazione del moto sia rela-tivisticamente invariante, la hamiltoniana deve dipendere linearmente dall’impulsoe dalla massa

equazione di Dirac i∂

∂tψ = Hψ = (

∑

j

αjpj + βm)ψ

dove (αj, β) sono quattro operatori hermitiani che non dipendono dalle variabili ~r,t. L’equazione del moto deve soddisfare la relazione tra massa, impulso e energiaE2 = p2 + m2

H2ψ = (∑

j

αjpj + βm) (∑

k

αkpk + βm)ψ = (p2 + m2)ψ

1

2

∑

jk

(αjαk + αkαj)pjpk +∑

j

(αjβ + βαj)pjm + β2m2

ψ = (p2 + m2)ψ

Questa relazione definisce le proprieta degli operatori αj e β

• αjαk + αkαj = 2δjk

• αjβ + βαj = 0

• α2j = 1 β2 = 1

Gli operatori αj e β hanno modulo unitario e le relazioni di anticommutazione sonosoddisfatte se sono quattro matrici linearmente indipendenti. La dimensione minimaper soddisfare le relazioni di anticommutazione e quattro. Quindi gli operatori αj

490

e β si possono rappresentare come quattro matrici hermitiane 4 × 4 e la funzioned’onda ψ e un vettore a 4 componenti

ψ =

ψ1

ψ2

ψ3

ψ4

ψ+ =

(ψ∗1 ψ∗2 ψ∗3 ψ∗4

)

La densita di probabilita e la densita di corrente si definiscono nel modo usualedall’equazione del moto e dall’equazione hermitiana coniugata

i∂

∂tψ = −i~α · ~∇ψ + βmψ

−i∂

∂tψ+ = i(~α · ~∇ψ)+ + (βmψ)+ = i~∇ψ+ · ~α+ + mψ+β+

Moltiplicando la prima per ψ+ e la seconda per ψ, e tenendo conto che α+j = αj e

β+ = β, otteniamo le relazioni

iψ+∂ψ

∂t= −iψ+~α · ~∇ψ + mψ+βψ i

∂ψ+

∂tψ = −i~∇ψ+ · ~αψ −mψ+βψ

Sommando queste due relazioni e definendo

• densita di probabilita ρ = ψ+ψ = Σj|ψj|2 > 0

• densita di corrente ~j = ψ+~αψ

si ottiene una densita di probabilita definita positiva che soddisfa l’equazione dicontinuita ∂ρ/∂t + ~∇ ·~j = 0.

4.18.3 Soluzioni di particella libera

Le matrici di Dirac sono quattro matrici hermitiane 4× 4 linearmente indipendentie si possono rappresentare con le matrici di Pauli che costituiscono una base dellospazio vettoriale a due dimensioni e hanno le proprieta σ2

j = 1, σjσk = iεjklσl

αj =

(0 σj

σj 0

)β =

(I 00 −I

)

dove I e la matrice identita 2 × 2. La soluzione dell’equazione di Dirac per laparticella libera si puo esprimere

ψn(~r, t) = un(~p) ei(~p·~r−Et) n = 1, 2, 3, 4

dove le ampiezze un(~p) descrivono un nuovo grado di liberta della particella. Sos-tituendo la soluzione nell’equazione del moto

i∂ψn

∂t= E ψn ⇒ −i~α · ~∇ψn = ~α · ~p ψn

491

otteniamo un sistema di equazioni agli autovalori

(~α · ~p + βm)u =

(m I ~σ · ~p~σ · ~p −m I

) (uA

uB

)= E

(uA

uB

)

dove uA(~p), uB(~p) sono vettori a due componenti che rappresentano i quattro auto-stati dell’equazione

(E −m) I uA − ~σ · ~p uB = 0

−~σ · ~p uA + (E + m) · I uB = 0

Gli autovalori si ottengono annullando il determinante del sistema di equazioni∣∣∣∣∣

E −m ~σ · ~p~σ · ~p E + m

∣∣∣∣∣ = E2 −m2 − (~σ · ~p)2 = 0

• Nota: se ~a e ~b sono due vettori che commutano con le matrici σj si ha

(~σ · ~a) (~σ ·~b) =∑

jk

σjajσkbk =∑

jk

σjσkajbk =

=∑

j

σ2j ajbj +

∑

j 6=k

iεiklσlajbk = ~a ·~b + i~σ · (~a ∧~b)

quindi (~σ · ~p)2 = p2

Si ottengono due soluzioni con energia positiva e due con energia negativa che pos-siamo associare in modo arbitrario ai due autostati

E+ = +Eo E− = −Eo Eo =√

p2 + m2 > 0

Associando E− alla prima equazione e E+ alla seconda equazione si ottiene

ψE<0 =

( −~σ·~pEo+m

uB

uB

)ψE>0 =

(uA

+~σ·~pEo+m

uA

)

Esplicitando la matrice

~σ · ~p =

(p3 p1 − ip2

p1 + ip2 −p3

)

e definendo uA e uB come vettori unitari abbiamo:

• dalla prima equazione

uB =

(10

)⇒ −(Eo + m) u1 = p3

−(Eo + m) u2 = p1 + ip2

uB =

(01

)⇒ −(Eo + m) u1 = p1 − ip2

−(Eo + m) u2 = −p3

492

• dalla seconda equazione

uA =

(10

)⇒ (Eo + m) u3 = p3

(Eo + m) u4 = p1 + ip2

uA =

(01

)⇒ (Eo + m) u3 = p1 − ip2

(Eo + m) u4 = −p3

Quindi le quattro soluzioni dell’equazione agli autovalori, gli spinori un(~p), sono

N

10p3

E+mp1+ip2

E+m

N

01

p1−ip2

E+m

− p3

E+m

N

− p3

|E|+m

−p1+ip2

|E|+m

10

N

−p1−ip2

|E|+mp3

|E|+m

01

dove |E| = +Eo nelle soluzioni a energia negativa e N e un fattore di normalizzazioneche si determina richiedendo che ρdV sia invariante

ρ = ψ+ψ =∑

j

u∗juj = 4|N |2(

1 +p2

(|E|+ m)2

)= 4|N |2 2|E|

(|E|+ m)2

Fissando un volume di normalizzazione unitario e |N |2 = (|E| + m)2/4 si hala stessa normalizzazione degli autostati dell’equazione di Klein-Gordon con dueparticelle per unita di volume.

Dirac diede una interpretazione degli stati di energia negativa e dell’esistenza ditransizioni tra stati di energia positiva, E > m, e energia negativa, E < −m. Glielettroni, in base al principio di Pauli, occupano tutti gli stati con energia minoredell’energia di Fermi e quindi, se esistono elettroni liberi, tutti gli stati di energiaE < −m devono essere occupati. Se si cede energia ∆E > 2m ad un elettrone dienergia negativa, si produce un elettrone libero e una locazione vuota (Fig.4.19).Poiche la transizione puo avvenire per interazione con il campo elettromagneticosenza variazione di carica elettrica, la produzione di una locazione vuota con carica−e corrisponde alla comparsa di una particella di carica +e con energia negativa.Questa e l’interpretazione della conversione di fotoni con energia Eγ > 2m nelcampo elettromagnetico dei nuclei. D’altra parte, se esistono locazioni vuote, unelettrone libero tende a diminuire il suo stato di energia andando ad occupare unostato di energia E < −m: scompare la carica dell’elettrone libero, −e e quella dellalocazione vuota, +e e l’energia viene emessa sotto forma di fotoni Eγ > 2m. Conquesta interpretazione, Dirac previde l’esistenza di anti-elettroni con massa me ecarica +e.

Costanti del moto

Le due coppie di soluzioni dell’equazione di Dirac sono funzioni dell’impulso ~p ecorrispondono a due autovalori dell’energia E−, E+. Perche le quattro soluzioni

493

∆E = 2m E = 0E > 2m

Figure 4.19: Interpretazione di Dirac degli stati a energia negativa

siano indipendenti deve esistere un altro osservabile indipendente da ~p che commutacon la hamiltoniana. L’operatore

elicita Λ =

(~σ · p 0

0 ~σ · p)

commuta con ~p e con la hamiltoniana, [Λ, ~p] = 0, [Λ,H] = 0, e quindi rappresentauna costante del moto. Nella rappresentazione delle matrici di Pauli in cui σ3 ediagonale conviene scegliere il versore impulso p = (0, 0, 1) e cioe

Λ =

(σ3 00 σ3

)

Per le soluzioni si ha

E = +√

p2 + m2 Λu1 = +u1 Λu2 = −u2

E = −√

p2 + m2 Λu3 = +u3 Λu4 = −u4

Quindi l’operatore elicita ha due autovalori, Λ = ±1, che distinguono gli autostaticon lo stesso autovalore di energia.

L’operatore costruito con le matrici di Pauli

~s =1

2

(~σ 00 ~σ

)

non commuta con la hamiltoniana. Infatti [~s,H] contiene il commutatore [~σ, ~σ · ~p]che ha componenti

σj Σkσkpk − Σkσkpk σj = Σk(σjσk − σkσj)pk = Σk 2i εjklσlpk = −2i (~σ ∧ ~p)j

e quindi[~s,H] = −i ~α ∧ ~p

Per interpretare il significato dell’operatore ~s consideriamo la particella in un campoesterno in cui sia definito un centro di simmetria. L’operatore momento angolareorbitale ~L = ~r ∧ ~p non commuta con la hamiltoniana. Infatti per una componentesi ha

[L3, H] = [x1p2 − x2p1, Σjαjpj] = α1[x1, p1]p2 − α2[x2, p2]p1 = i(α1p2 − α2p1)

494

e quindi anche in questo caso il commutatore non si annulla

[~L,H] = +i ~α ∧ ~p

L’operatore ~s e un vettore assiale che soddisfa le regole di commutazione del mo-mento angolare e l’operatore

momento angolare totale ~J = ~L + ~s

commuta con la hamiltoniana, quindi possiamo interpretare ~s = ~σ/2 come l’operatorelegato a un nuovo grado di liberta: il momento angolare intrinseco o spin delfermione. Le autofunzioni dell’equazione del moto sono individuate dalle tre com-ponenti dell’impulso, ~p, e dalla proiezione dello spin lungo la direzione del moto cheha due autovalori s = ±h/2

ψn = un(~p, s) ei(~r·~p−Et)

4.18.4 Limite non relativistico dell’equazione di Dirac

Le matrici di Pauli hanno le proprieta dell’operatore momento angolare nello spaziovettoriale a due dimensioni e l’interpretazione dello spin come momento angolareintrinseco comporta che un fermione con carica elettrica q abbia un momento mag-netico. L’equazione del moto in campo elettromagnetico si ottiene con la sostituzione~p → ~p− q ~A, E → E − qV (appendice 4.13); l’equazione agli autovalori diventa

(E −m− qV ) · I uA − ~σ · (~p− q ~A) uB = 0

−~σ · (~p− q ~A) uA + (E + m− qV ) · I uB = 0

e, sostituendo per una delle due soluzioni, si ha

[~σ · (~p− q ~A)

1

E + m− qV~σ · (~p− q ~A)

]u = (E −m− qV ) u

Questa equazione ha una semplice interpretazione nel limite non relativistico in cuil’energia cinetica K = E −m e l’energia potenziale qV sono ¿ m

E + m− qV = K + 2m− qV ≈ 2m E −m− qV = K − qV

In questa approssimazione l’equazione agli autovalori diventa

~σ · (~p− q ~A) ~σ · (~p− q ~A)

2m+ qV

u = K u

Applicando la regola del prodotto ricavata in precedenza all’operatore −i~∇− q ~A

[~σ · (i~∇+ q ~A) ~σ · (i~∇+ q ~A)] u = [(i~∇+ q ~A)2 + i~σ · (i~∇+ q ~A) ∧ (i~∇+ q ~A)] u

495

notiamo che il secondo termine contiene il prodotto scalare dell’operatore di spin eil vettore campo magnetico ~B = ~∇∧ ~A. Infatti ~∇∧ ~∇u ≡ 0, ~A ∧ ~A ≡ 0, e

(~∇∧ ~A + ~A ∧ ~∇) u = (~∇∧ ~A) u + ~∇u ∧ ~A + ~A ∧ ~∇u = (~∇∧ ~A) u

Quindi l’equazione agli autovalori

(i~∇+ q ~A)2

2m+ qV − q

2m~σ · ~B

u = K u

contiene la hamiltoniana di interazione elettromagnetica (appendice 4.13) e un ter-

mine di interazione di dipolo magnetico −~µ· ~B. Si deduce che il momento magneticoassociato allo spin s = h/2 di un fermione con carica elettrica e e ~µ = (eh/2m)~σ eche il fermione ha fattore giromagnetico g = 2

~µ = geh

2m~s g = 2

4.18.5 Matrici gamma

L’equazione di Dirac si esprime in forma covariante usando quattro matrici γµ cheformano un 4-vettore: γj = βαj, γ4 = β, γ ≡ (β~α, β)

γj =

(I 00 −I

) (0 σj

σj 0

)=

(0 σj

−σj 0

)γ4 =

(I 00 −I

)

• le matrici γ hanno le proprieta di anticommutazione

γjγk + γkγj = βαjβαk + βαkβαj = −β2(αjαk + αkαj) = −2δjk

che si riassumono in

γjγ4 + γ4γj = βαjβ + ββαj = 0

γµγν + γνγµ = 2gµν

dove gµν e il tensore metrico delle trasformazioni di Lorentz;

• le matrici hermitiane coniugate hanno le proprieta

γ+j = (βαj)

+ = α+j β+ = αjβ = β βαj β = γ4γjγ4 γ+

4 = γ4γ4γ4

γ+µ = γ4γµγ4

Moltiplicando per la matrice β l’equazione di Dirac

iβ∂ψ

∂t= −iβ ~α · ~∇ψ + mβ2ψ ⇒ iγ4∂4ψ + i~γ · ~∇ψ = mψ

496

otteniamo la forma covariante dell’equazione di Dirac

iγµ∂µψ = mψ

L’equazione hermitiana coniugata si esprime in modo covariante definendo ψ = ψ+γ4

(ψ+ = ψγ4)

−i∂µψ+γµ+ = −i∂µγ

4γµγ4 = mψ+γ4γ4 ⇒ −i∂µψγµ = mψ

La densita di probabilita e di corrente

ρ = ψ+ψ = ψγ4ψ ~j = ψ+~αψ = ψ~γψ

sono le componenti di un 4-vettore a divergenza nulla, la corrente fermionica

jµ = ψγµψ ∂µjµ = 0

Oltre alle quattro matrici γ e utile introdurre la matrice antisimmetrica

γ5 = −i γ1γ2γ3γ4

[γ5 =

1

i4!ελκµν γλγκγµγν

]

che e hermitiana e anticommuta con le matrici γµ

γ+5 = γ5 γ5γµ + γµγ5 = 0

Nella rappresentazione usata per le matrice γµ, la matrice γ5 e

γ5 = −i

(0 σ1σ2σ3

σ1σ2σ3 0

)= −i

(0 ii 0

)=

(0 II 0

)

4.18.6 Trasformazioni degli autostati

Se ψ e una soluzione dell’equazione di Dirac che si trasforma nella funzione ψ′ perazione della trasformazione U

ψ → ψ′ = Uψ

la funzione ψ′ e una soluzione dell’equazione trasformata, [iγµ∂′µ −m]ψ′ = 0, se

U−1[iγµ∂′µ −m]U = iγµ∂µ −m

e ψ′ e una soluzione dell’equazione hermitiana coniugata se U−1 = γ4U+γ4; infatti

ψ′ = ψ′+γ4 = ψ+U+γ4 = ψ+γ4γ4U+γ4 = ψU−1

497

Trasformazioni di Lorentz

L’equazione di Dirac e invariante per costruzione. Consideriamo la trasformazionedelle coordinate e delle derivate

x′µ = L−1µν xν xλ = Lλµx

′µ ∂′µ =

∂

∂x′µ=

∂xν

∂x′µ

∂

∂xν

= Lµν∂ν

L’invarianza dell’equazione per la trasformazione U implica che U−1γµU si trasformicome le coordinate; infatti

U−1γµ∂′µU = U−1γµLµν∂νU = γν∂ν U−1γµLµνU = γν U−1γλU = Lλνγν

Possiamo quindi dedurre che

• ψψ e uno scalare, S ψ′ψ′ = ψU−1Uψ = ψψ

• ψγµψ e un vettore polare, V ψ′γµψ′ = ψU−1γµUψ = Lµνψγνψ

• ψγµγνψ e un tensore, T ψ′γµγνψ′ = ψU−1γµUU−1γνUψ = LµκLνλψγκγλψ

• ψγ5ψ e uno pseudoscalare, P

• ψγµγ5ψ e un vettore assiale, A

dove le ultime due considerazione derivano dalla proprieta di antisimmetria dellamatrice γ5 rispetto all’inversione delle coordinate spaziali (cioe allo scambio di duematrici σ).

Coniugazione di carica

In presenza di un campo elettromagnetico, l’equazione del moto si ottiene con latrasformazione pµ → p′µ = pµ − qAµ,

[γµ(i∂µ − qAµ)−m] ψ =[i~γ · ~∇+ q~γ · ~A + iγ4∂4 − qγ4A4 −m

]ψ = 0

Consideriamo la trasformazione che cambia il segno della carica elettrica della par-ticella, l’equazione diventa

[γµ(i∂µ + qAµ)−m] ψ = 0

La coniugazione di carica fa passare da stati di energia positiva a stati di energianegativa e, poiche l’energia compare nella fase della funzione d’onda, l’operatore con-tiene la coniugazione complessa C, CeiEt/h = ei(−E)t/h. Applicando la coniugazionecomplessa l’equazione trasformata e

[γµ∗(−i∂µ + qAµ)−m] ψ = [(−γµ∗)(i∂µ − qAµ)−m] ψ = 0

498

Nella rappresentazione usata per le matrici gamma, γ2 e immaginaria e ha la pro-prieta γ∗2 = −γ2, γ2γ

∗µγ2 = γµ. L’operatore C = γ2C soddisfa le proprieta

C2 = γ2C γ2C = γ2γ∗2 C2 = −γ2γ2 = I C−1 = C

e non cambia la forma dell’equazione del moto

C−1 (−γµ∗) C = γ2C (−γµ∗) γ2C = γ2 (−γµ) (−γ2) = γ2 γµ γ2 = γµ

Quindi possiamo interpretare C = γ2C come l’operatore coniugazione di carica cheagisce sugli spinori

C u1(~p)e−ip·x = −iu4(−~p)e+ip·x C u2(~p)e

−ip·x = +iu3(−~p)e+ip·x

C u3(~p)e−ip·x = +iu2(−~p)e+ip·x C u4(~p)e−ip·x = −iu1(−~p)e+ip·x

trasformando stati a energia positiva con carica q in stati di energia negativa concarica −q, cioe fermioni in anti-fermioni.

Inversione temporale

La trasformazione di inversione temporale, cambia ∂4 → −∂4, ~A → − ~A nell’equazionedel moto e lascia invariati ∂j e il potenziale scalare A4.

La matrice γ1γ2γ3 commuta con ~γ e anticommuta con γ4: rappresenta l’inversionedell’asse del tempo (∂4 → −∂4). Questa agisce sulla fase della funzione d’ondaeiEt/h → eiE(−t)/h = ei(−E)t/h come la trasformazione coniugazione di carica. Con-sideriamo la trasformazione

γ1γ2γ3 γ2C = γ1γ3C

che ha le proprieta

(γ1γ3C)−1 = γ1γ3C (γ1γ3C)+ = −γ1γ3C

Quindi possiamo interpretare T = γ1γ3C, che contiene la trasformazione t → −t ede antiunitaria, come l’operatore inversione temporale che agisce sugli spinori

T u1(~p)e−ip·x = +u2(−~p)e+ip·x T u2(~p)e−ip·x = −u1(−~p)e+ip·x

T u3(~p)e−ip·x = +u4(−~p)e+ip·x T u4(~p)e−ip·x = −u3(−~p)e+ip·x

trasformando lo stato di spin e invertendo la direzione del moto.

499

Parita

La parita dei fermioni e definita in modo convenzionale poiche il numero fermionicosi conserva. La trasformazione di inversione spaziale, Pψ(~r, t) = ψ(−~r, t) = ψP ,

cambia ∂j → −∂j, ~A → − ~A nell’equazione del moto e lascia invariati ∂4 e il poten-ziale scalare A4

[i~γ · ~∇+ q~γ · ~A + iγ4∂4 − qγ4A4 −m

]ψ = 0 ⇒

⇒[−i~γ · ~∇− q~γ · ~A + iγ4∂4 − qγ4A4 −m

]ψP = 0

La matrice γ4 anticommuta con ~γ e quindi agisce come inversione delle coordinatespaziali, inoltre ha la proprieta γ4γ4 = I. Moltiplicando l’equazione trasformata perγ4 osserviamo che γ4ψ(−~r, t) e autofunzione dell’equazione di Dirac

γ4 [. . .] ψP =[i~γ · ~∇+ q~γ · ~A + iγ4∂4 − qγ4A4 −m

]γ4ψP = 0

e possiamo interpretare γ4 come l’operatore di parita che agisce suegli spinori

γ4ψ =

(1 00 −1

) (uA(~p)uB(~p)

)=

(+uA(−~p)−uB(−~p)

)

e che ha autovalori +1 per le soluzioni a energia positiva e autovalori −1 per lesoluzioni a energia negativa. E concludiamo che i fermioni e i corrispondenti an-tifermioni hanno parita opposta.

Stati a energia negativa

L’interpretazione di Dirac dei positroni come elettroni con energia negativa ha comepresupposto l’esistenza di un numero infinito di stati di energia negativa che sonotutti occupati: e chiaramente insoddisfacente. Una interpretazione piu convincentee quella proposta anni dopo da Stuckelberg e Feynman basata sulle simmetrie degliautostati: elettroni di energia negativa con carica −e che si propagano in avanti neltempo sono equivalenti a elettroni con energia positiva e carica elettrica +e, che sipropagano indietro nel tempo

−(~p + e ~A) ·~r + (E + eV )t = (~p + e ~A) ·~r + (−E− eV )(−t) = (~p + e ~A) ·~r + (E + eV )t

Questa interpretazione degli anti-fermioni soddisfa tutte le propieta di simmetriadell’equazione di Dirac senza presupporre l’esistenza di stati con energia negativa.

4.18.7 Autostati di elicita

Gli operatori costruiti con la matrice antisimmetrica γ5

Λ+ =1 + γ5

2=

1

2

(1 11 1

)Λ− =

1− γ5

2=

1

2

(1 −1−1 1

)

500

sono hermitiani e hanno le proprieta di proiezione

Λ+ + Λ− = 1 Λ+Λ− = Λ−Λ+ = 0 Λ+Λ+ = Λ+ Λ−Λ− = Λ−

Applicando i proiettori agli autostati otteniamo due ampiezze

u(~p, s) = uR(~p, s) + uL(~p, s)

Per gli stati a energia positiva

uR = Λ+u =N

2

(1 11 1

) (uA

+~σ·~pE+m

uA

)=

N

2

((1 + ~σ·~p

E+m) uA

(1 + ~σ·~pE+m

) uA

)

uL = Λ−u =N

2

(1 −1−1 1

) (uA

+~σ·~pE+m

uA

)=

N

2

((+1− ~σ·~p

E+m) uA

(−1 + ~σ·~pE+m

) uA

)

Nel caso ultra-relativistico, E À m, p ≈ E, ~σ · ~p/(E + m) ≈ ~σ · p = Λ

• u ≈ uR per gli stati a elicita Λ = +1, right-handed ;

• u ≈ uL per gli stati a elicita Λ = −1, left-handed ;

• la correlazione e invertita per gli stati a energia negativa.

uR e uL sono gli autostati di elicita e gli operatori Λ+ e Λ− sono chiamati proiettoridi elicita. Le probabilita degli autostati di elicita sono

|uR|2 =N2

4

∣∣∣∣1 +p

E + m

∣∣∣∣2

|uL|2 =N2

4

∣∣∣∣1−p

E + m

∣∣∣∣2

e la polarizzazione dello stato e proporzionale alla velocita

P =|uR|2 − |uL|2|uR|2 + |uL|2 =

p

E= β

Conservazione dell’elicita

A energia E À m le soluzioni dell’equazione di Dirac sono autostati dell’elicita. Lahamiltoniana di interazione di un fermione con un campo esterno si puo esprimere intermini di combinazioni invarianti ψOψ con l’operatore O formato con le matrici γ.Una soluzione di particella libera si puo esprimere come sovrapposizione di autostatileft-handed e right-handed usando i proiettori di elicita

uL =1− γ5

2u uR =

1 + γ5

2u

1± γ5

2

1∓ γ5

2= 0

e, per le proprieta γ+5 = γ5, γ5γµ + γµγ5 = 0,

uL = u+ 1− γ+5

2γ4 = u+γ4

1 + γ5

2= u

1 + γ5

2

501

uR = u+ 1 + γ+5

2γ4 = u+γ4

1− γ5

2= u

1− γ5

2

Il termine di interazione uOu conserva l’elicita se si esprime come sovrapposizionedi autostati left-handed e right-handed

(uL + uR)O(uL + uR) = uLOuL + uROuR

Nel caso di interazione scalare, pseudoscalare o tensoriale, gli operatori I, γ5, γµγν

commutano con i proiettori e quindi l’interazione non conserva l’elicita

uLOuL = u1 + γ5

2O1− γ5

2u = 0 uROuR = u

1− γ5

2O1 + γ5

2u = 0

Nel caso invece di interazione vettoriale o assial-vettoriale, gli operatori γµ e γµγ5

anticommutano con γ5 e si annullano i termini misti

uLOuR = u1 + γ5

2O1 + γ5

2u = 0 uROuL = u

1− γ5

2O1− γ5

2u = 0

Quindi a energia elevata l’elicita dei fermioni si conserva in interazioni vettoriali oassial-vettoriali.

4.18.8 Soluzioni per massa nulla

Il limite m → 0 dell’equazione di Dirac descrive gli stati dei fermioni di massa nulla,i neutrini. L’equazione diventa γµ∂µψ = 0 e le equazioni agli autovalori diventano

(0 ~σ · ~p

~σ · ~p 0

) (uA

uB

)= E

(uA

uB

)E = ± |~p| ⇒ ~σ · ~p uB = p uA

~σ · ~p uA = −p uB

Gli autostati di queste equazioni coincidono con gli autostati di elicita, ma questo epossibile solo per due soluzioni e non per quattro. Infatti le equazioni agli autovalorisono degeneri per m = 0 e l’equazione di Dirac si riduce ad una equazione a due solecomponenti. Le due equazioni, corrispondenti ai due valori di energia, si ottengonol’una dall’altra con la trasformazione di parita, P ~σ · ~p = −~σ · ~p.

L’equazione a due componenti era stata originariamente introdotta da Weyl nel1929, ma non aveva avuto molto seguito appunto perche non e invariante per trasfor-mazione di parita. Infatti, se il vettore a due componenti ψ(~r, t) soddisfa l’equazionedi Weyl

(i~σ · ~∇+ i∂4)ψ = 0

non esiste una matrice 2 × 2 che trasformi l’equazione in modo che ψ(−~r, t) =Pψ(~r, t) sia una soluzione

P−1(−i~σ · ~∇+ i∂4)P 6= i~σ · ~∇+ i∂4

Molti anni dopo si e osservato che le interazioni dei neutrini non conservano la parita.

502

Gli stati possibili per i neutrini sono due, u = uR e u = uL, e non sono possibilitransizioni tra i due stati mediante una trasformazione di Lorentz. D’altra partele coppie di soluzioni dell’equazione di Dirac si ottengono l’una dall’altra con latrasformazione di coniugazione di carica. Quindi, delle quattro combinazioni, solodue sono possibili

neutrino right-handed e anti-neutrino left-handedoppure neutrino left-handed e anti-neutrino right-handed

La misura dell’elicita del neutrino mostra che la seconda e la combinazione corretta:i possibili stati sono | ν, L 〉 e |ν,R 〉. Con un ragionamento simile al precedente pos-siamo convincerci che l’equazione di Weyl non e neppure invariante per coniugazionedi carica. Quindi

P |ν, L〉 = 0 C|ν, L〉 = 0 P |ν, R〉 = 0 C|ν,R〉 = 0

La trasformazione Coniugazione di carica × Parita non cambia la forma dell’equazionedi Weyl che e quindi invariante per trasformazione CP e gli autostati si trasformanol’uno nell’altro

CP |ν, L〉 = |ν,R〉 CP |ν, R〉 = |ν, L〉

4.19 Teoria delle perturbazioni

L’ampiezza di transizione dallo stato iniziale ψi allo stato finale ψf per effetto diuna hamiltoniana di interazione H dipendente dal tempo si ottiene come sviluppoin serie (appendice ???)

Ai→f =1

ih

∫ t

o

∫ψ∗f (~r) H(~r, t′) ψi(~r) ei(Ef−Ei)t

′/h d~r dt′ + . . .

In teoria quantistica relativistica dei campi si deriva una forma analoga dove ψi eψ∗f sono operatori di assorbimento e di emissione, ripettivamente dello stato |i〉 edello stato |f〉, in analogia con quelli introdotti per rappresentare il campo elettro-magnetico (appendice 4.13).

4.19.1 Il propagatore

Per calcolare l’evoluzione degli stati di particelle soggette a mutua interazione pereffetto di una hamiltoniana dipendente dal tempo H(~r, t) facciamo l’ipotesi che lasoluzione per t → ±∞ sia autofunzione della hamiltoniana della particella libera,cioe H(r, t) → 0 per t → ±∞. Se ψo(~r, t) e una soluzione della hamitoniana Ho nelpunto (~r, t), l’equazione del moto

[ih

∂

∂t−Ho

]ψ(~r, t) = H(~r, t) ψ(~r, t)

503

si puo risolvere sotto forma di equazione integrale

ψ(~r′, t′) = ψo(~r′, t′) +1

ih

∫Go(~r′, t′;~r, t) H(~r, t) ψ(~r, t) d~rdt

dove Go(~r′, t′;~r, t) e la soluzione per una sorgente di interazione puntiforme

[ih

∂

∂t−Ho

]Go(~r′, t′;~r, t) = ih δ(~r − ~r′) δ(t− t′)

La funzione di Green Go(~r′, t′;~r, t) e il propagatore della particella libera dal punto(~r, t) al punto (~r′, t′). Se l’interazione e invariante per traslazioni nello spazio-tempoil propagatore Go(x, x′) e funzione della differenza x−x′, dove x e il 4-vettore (~r, ct).

Si ottiene la soluzione come sviluppo in serie

ψ(x′) =∫

Go(x′−x)ψo(x)d4x +

1

ihc

∫ ∫Go(x

′−x1)H(x1)Go(x1−x)ψo(x) d4x1d4x+

+1

(ihc)2

∫ ∫ ∫Go(x

′−x2)H(x2)Go(x2−x1)H(x1)Go(x1−x)ψo(x) d4x2d4x1d

4x+. . .

che rappresenta la propagazione della particella libera tra i punti xk in cui avvienel’interazione e l’integrale va calcolato sul prodotto tempo-ordinato tk > . . . > t2 > t1.Nel limite t → −∞, t′ → +∞, ψo(x) e ψ(x′) sono soluzioni di particella libera.Questa condizione e ben verificata se l’osservazione dello stato iniziale e dello statofinale avvengono molto prima e molto dopo l’interazione.

L’ampiezza di transizione dallo stato iniziale allo stato finale si ottiene comesviluppo in serie

Ai→f =∫

ψ∗f (x′) [. . .] ψi(x) d4xd4x′ =

∑

k

Akfi

con

A0fi = δfi A1

fi =1

ihc

∫ψ∗f (x1) H(x1) ψi(x1) d4x1

A2fi =

1

(ihc)2

∫

t2>t1ψ∗f (x1) H(x1)Go(x1, x2)H(x2) ψi(x2) d4x1d

4x2 . . .

Per derivare la forma esplicita del propagatore di una particella con 4-impulso q,consideriamo la anti-trasformata di Fourier

G(x2 − x1) =1

(2π)4

∫G(q) e−iq·(x2−x1) d4q

• per l’equazione di Klein-Gordon abbiamo

[gµν∂µ∂ν + m2

]Go(x− x1) =

1

(2π)4

∫G(q)

[−q2 + m2

]e−iq·(x−x1) d4q

504

• per l’equazione di Dirac il propagatore e una matrice 4× 4

[iγµ∂µ −m] Go(x− x1) =1

(2π)4

∫G(q) [γµqµ −m] e−iq·(x−x1) d4q

Esprimendo la funzione di Dirac, δ4(x2 − x1) = 1(2π)4

∫e−iq·(x2−x1) d4q, otteniamo la

forma del propagatore nello spazio degli impulsi per un bosone e per un fermione

GB(q) =1

q2 −m2

(gµν +

qµqν

m2

)GF (q) =

1

γµqµ −m=

γµqµ + m

q2 −m2

Nota: q2 = m2 per la particella libera, ma q2 6= m2 per il propagatore della particellavirtuale nel percorso tra l’interazione H(x1) e l’interazione H(x2).

4.19.2 I grafici di Feynman

I grafici di Feynman rappresentano in modo grafico il metodo di calcolo dell’ampiezzadi transizione dei processi di interazione in teoria dei campi. Diamo alcune definizioni:

• per il processo 1 + 2 → 3 + . . . + n gli stati iniziali e finali sono autostati diparticella libera

ψ(x) = u(~p) ei(~p·~r−Et)/h

dove la funzione u(~p) caratterizza il tipo di particella, bosone o fermione;

• l’ampiezza di transizione dallo stato iniziale ψi(x) allo stato finale ψf (x′) per

azione della hamiltoniana di interazione H e espressa dallo sviluppo in serie

Ai→f =1

ihc

∫ψ+

f (x1)H(x1)ψi(x1) d4x1+

− 1

(hc)2

∫ ∫ψ+

f (x2)H(x2)Go(x2 − x1)H(x1)ψi(x1) d4x1 d4x2 + . . .

• i campi dei fermioni e dei bosoni si esprimono in funzione degli operatori diemissione e assorbimento:ψ+

p (x) emette una particella con 4-impulso p nel punto x dello spazio tempo,ψp′(x

′) assorbe una particella con 4-impulso p′ nel punto x′;

• lo spazio-tempo e rappresentato nel piano ~r − t; per ciascun punto nel pianoil cono di luce, r = ±ct, definisce passato, presente e futuro;

• una particella con 4-impulso p e rappresentata da una linea nel piano; lineecon p2 = m2 rappresentano particelle libere, con p2 > m2 rappresentano prop-agatori di tipo tempo, con p2 < −m2 propagatori di tipo spazio;

• particelle con 4-impulso p che si propagano nel verso +t sono equivalenti aanti-particelle che si propagano nel verso −t;

505

• l’emissione di una particella con 4-impulso p nel punto x dello spazio-tempoe equivalente all’assorbimento nello stesso punto di una anti-particella con lostesso valore di 4-impulso;

• in una interazione nel punto x, rappresentata dal fattore H(x), si conservanotutte le grandezze che commutano con H.

Consideriamo come esempio l’interazione elettromagnetica dei fermioni. La teoriadella elettrodinamica quantistica, QED, e stata sviluppatata da Feynman, Schwingere Tomonaga 3. La hamiltoniana di interazione e il prodotto scalare della densita dicorrente per il potenziale elettromagnetico

H(x) = e J(x) · A(x) J(x) = (~j, ρc) A = ( ~A, V/c)

Nota: nel seguito usiamo la convenzione h = 1, c = 1.Esprimendo le correnti e i campi in funzione degli operatori di emissione e assorbi-mento, il primo termine dello sviluppo in serie e proporzionale all’integrale di

∑µ

e ψ1(x)γµψ2(x) Aµ(x)

con

ψ1(x) = (2E1)−1/2 u+(p1, s1)γ4 e−ip1·x ψ2(x) = (2E2)

−1/2 u(p2, s2) e+ip2·x

Aµ(x) = (2ω)−1/2 εµ

[a(k) e+ik·x + a+(k) e−ik·x]

I grafici al primo ordine (Fig.4.20) sono rappresentati da un vertice in cui confluis-cono tre linee e le ampiezze di transizione sono proporzionali alla carica elettrica e

j(x)

A(x)

ep p'

q = p - p' A(x)

p'

p

j(x) e

q = p + p'

Figure 4.20: Grafici di Feynman al primo ordine

• emissione di un fotone da un elettrone (positrone): e− → e−γ ( e+ → e+γ);

• assorbimento di un fotone da un elettrone (positrone): γe− → e− ( γe+ → e+);

• annichilazione elettrone-positrone in un fotone e−e+ → γ;

• conversione di un fotone in elettrone-positrone γ → e−e+.

3 premi Nobel per la Fsica nel 1965

506

Nota: l’integrale della funzione ei(p2−p1±q)·x implica la conservazione del 4-impulsonel vertice; quindi nessuno di questi processi rappresenta un fenomeno fisico perchenon si conserva il 4-impulso. Nella trattazione nel capitolo ??? dell’emissione eassorbimento di fotoni da elettroni abbiamo fatto l’ipotesi che il nucleo atomico conmassa M À me, M À Eγ, bilanciasse l’impulso senza acquistare energia cinetica.

e ee e

e

e

j(x1)

e

e

j(x2)

p1'

p2'p

2

p1

Figure 4.21: Esempi di grafici di Feynman al secondo ordine

Nei grafici al secondo ordine (Fig.4.21) una particella emessa (assorbita) nelvertice 1 viene assorbita (emessa) nel vertice 2 e si somma su tutti i possibili percorsidallo stato iniziale allo stato finale: |i〉 → 1 → 2 → |f〉, |i〉 → 2 → 1 → |f〉.L’interazione in ogni vertice e proporzionale alla carica elettrica. L’ampiezza ditransizione e proporzionale a e2 e al propagatore della particella con 4-impulso qscambiata nel percorso 1 ↔ 2.

I processi al secondo ordine sono:

• scattering e−e− → e−e−, e+e+ → e+e+, e+e− → e+e−: q = p1 − p′1;

• effetto Compton γe− → γe− ( γe+ → γe+): q = p1 + p2;

• annichilazione e+e− → γγ (γγ → e+e−): q = p1 − p′1;

• annichilazione e+e− → e+e−: q = p1 + p2.

Nota: nei processi di scattering e annichilazione e+e− → e+e− gli stati iniziali efinali sono uguali e quindi l’ampiezza e la somma delle due ampiezze.

Esempi di processi al terzo ordine (Fig.4.22) con ampiezza di transizione pro-porzionale a e3:

• irraggiamento ee → eeγ;

• produzione di coppie γe → e+e−e;

• annichilazione e+e− → γγγ.

507

e

e

e

e

e

e

e e

e

e

e

e

Figure 4.22: Esempi di grafici di Feynman al terzo ordine

Per un processo elettromagnetico con stato iniziale ψi e stato finale ψf la sezioned’urto e proporzionale al modulo quadro dell’ampiezza di transizione Ai→f che siesprime come serie di potenze della costante di accoppiamento α (Fig.4.23)

σ ∝ |αA2 + α2A4 + . . . |2 = α2|A2|2 + α3(A∗2A4 + A2A

∗4) + α4(|A4|2 + . . .) + . . .

La serie converge rapidamente poiche α ¿ 1 e di solito il calcolo all’ordine α2 fornisceuna approssimazione molto buona.

2

σσσσ ∼∼∼∼

αααα A412 αααα A42

2 αααα A432αααα A2

Figure 4.23: Sezione d’urto come somma di grafici di Feynman

4.20 Correzioni radiative

Nei capitoli precedenti abbiamo studiato l’interazione tra cariche elettriche e abbi-amo ricavato le sezioni d’urto utilizzando la hamiltoniana di interazione elettromag-netica corrente-campo H(x) = J(x) · A(x) con Jµ = eψγµψ. L’elemento di matricee proporzionale al prodotto delle cariche elettriche delle particelle interagenti e alpropagatore del campo. Questo, al primo ordine dello sviluppo perturbativo, O(e2),e I1(q

2) = 1/q2. Per avere il valore completo dello sviluppo in serie dobbiamotener conto dei contributi al secondo, terzo, . . . ordine. I grafici al secondo ordine,O(e4), che cambiano l’elemento di matrice sono mostrati in Fig.4.24. Il contributo

508

al propagatore per un fermione di massa m dovuto al grafico di Fig.4.24a e

I2(q2) = I1(q

2)[−q2J (q2)

]I1(q

2)

J (q2) =α

3π

∫ ∞

m2

dp2

p2− 2α

π

∫ 1

0ln

[1− x(1− x)

q2

m2

]x(1− x) dx

con α = e2/4π. Il primo integrale va esteso a tutti i possibili valori dell’impulsodella coppia fermione-antifermione e diverge. Si introduce quindi un limite superioredi integrazione M che pero non deve avere influenza sul risultato finale del calcoloperche il risultato di una misura di sezione d’urto e una quantita finita. q2 e negativoper 4-impulsi space-like; usiamo Q2 = −q2 > 0 se vi sono logaritmi. Il risultatodell’integrale e

• per Q2 ¿ m2: J (q2) = α3π

ln M2

m2 − α15π

Q2

m2

• per Q2 À m2: J (q2) = α3π

ln M2

m2 − α3π

ln Q2

m2 = α3π

ln M2

Q2

p q-pq

e

a b c de

Figure 4.24: Grafici al primo ordine, O(e2), e al secondo ordine, O(e4),dell’interazione elettromagnetica

Il propagatore viene modificato dai contributi degli ordini superiori dello sviluppoin serie; per Q2 ¿ m2 si ha

1

q2→ 1

q2− 1

q2

(α

3πln

M2

m2− α

15π

Q2

m2

)+ . . .

Introducendo la carica elettrica, α = e20/4π, l’elemento di matrice e’ proporzionale

a

H(q2) ∝ e20

q2

(1− e2

0

12π2ln

M2

m2+

e20

60π2

Q2

m2+ . . .

)

e diverge per M → ∞. Possiamo assorbire il contributo del termine divergenteridefinendo la carica elettrica

e2 = e20

(1− e2

0

12π2ln

M2

m2

)

dove e0 e la carica elettrica nuda, cioe non rivestita dagli effetti dell’interazione conil campo elettromagnetico agli ordini superiori, e e e la carica elettrica effettiva che

509

si misura in un esperimento con 4-impulso trasferito q. Con questa ridefinizionedella carica elettrica l’elemento di matrice diventa una quantita finita

H(q2) ∝ e2

q2

(1− e2

60π2

q2

m2+ . . .

)

Il contributo del grafico di Fig.4.24b introduce una correzione al vertice di inter-azione

1

q2→ 1

q2

(1 +

α

3π

q2

m2

[ln

m2

m2γ

− 3

8

]+

α

2π

i ~σ · ~q2m

)

dove si e introdotta una massa del fotone per evitare la divergenza del secondotermine per mγ → 0, e ~σ sono le matrici di Pauli. Il terzo termine introduce unamodifica al momento magnetico del fermione. Questo e definito ~µ = e

2m~σ e ~s = ~σ/2

e lo spin. Il fattore giromagnetico del fermione viene modificato rispetto al valoreg = 2 della teoria di Dirac (appendice 4.18)

g = 2(1 +

α

2π+ . . .

)

I grafici di Fig.4.24c e 4.24d indroducono una correzione di ordine α anche essaproporzionale a q2

m2 ln m2

m2γ

con il risultato che le divergenze per mγ → 0 dei grafici

4.24b, 4.24c e 4.24d si cancellano esattamente. Quindi il risultato delle correzioniradiative al primo ordine e

• la carica elettrica e modificata dal grafico di Fig.4.24a;

• la carica elettrica effettiva e definita dalla carica elettrica nuda e da un fattoreinfinito nel limite M → ∞ e non e costante ma dipende dal valore del 4-impulso trasferito;

• il momento magnetico e modificato per un termine 1 + α2π

+ . . . per effetto delgrafico di Fig.4.24b;

• per effetto della cancellazione dei contributi dei grafici b, c e d di Fig.4.24 lacarica elettrica effettiva di fermioni di massa diversa e la stessa.

La tecnica di assorbire i termini divergenti ∼ ln M nella ridefinizione della caricaelettrica e chiamata rinormalizzazione. Una teoria e rinormalizzabile se i terminidivergenti si cancellano a ogni ordine dello svilluppo in serie in modo che il valorecalcolato delle quantita misurabili risulta finito a ogni ordine dello svilluppo in serie.

4.20.1 La polarizzazione del vuoto

Il fenomeno responsabile della dipendenza della carica elettrica dal 4-impulso trasfer-ito e chiamato polarizzazione del vuoto. Una carica elettrica q immersa in un materi-ale polarizza il dielettrico e il valore del campo elettrico a distanza r e q/4πεr2 dove

510

ε > 1 e la costante dielettrica: la carica effettiva q/ε risulta piu piccola. In mecca-nica quantistica la carica elettrica puo polarizzare il vuoto. Infatti cariche elettrichedi segno opposto, ad esempio coppie e+e−, si possono materializzare nel vuoto acondizione che l’energia necessaria ∆E soddisfi la relazione ∆E∆t < h. Per effettodel campo generato dalla carica i dipoli e+e− producono una densita di carica local-mente diversa da zero e la carica q viene parzialmente schermata (Fig.4.25); l’effettodi schermo e minore per piccole distanze ovvero per 4-impulsi trasferiti grandi, cioela carica elettrica effettiva aumenta con q2.

qr

Figure 4.25: Polarizzazione del vuoto

4.20.2 La ”costante” di accoppiamento

Per rendere quantitativa questa immagine calcoliamo il valore della carica elettricaeffettiva. Nello sviluppo in serie il propagatore viene modificato dai grafici di Fig.4.26

I1 =1

q2I2 = I1 [−q2J ] I1 I3 = I1 [−q2J ] I1 [−q2J ] I1 . . .

La somma dei contributi ai vari ordini e I(q2) = 1q2 [1− J + J 2 − J 3 + . . .] e la

carica elettrica effettiva risulta

e2(q2) = e20

[1− J + J 2 − J 3 + . . .

]=

e20

1 + J (q2)

Per valori di Q2 À m2, J ' α3π

ln M2

Q2 . La costante di accoppiamento, α, non equindi costante, ma viene modificata

α(Q2) =α0

1− α0

3πln Q2

M2

In questa espressione la costante di accoppiamento nuda α0 non e una quantitadefinita e c’e ancora un termine divergente ∼ ln M , ma, invertendo la relazione,possiamo definire α0 ad un valore di riferimento, Q2 = µ2, detta energia di rinor-malizzazione

α0 =α(µ2)

1 + α(µ2)3π

ln µ2

M2

511

Figure 4.26: Rinormalizzazione della carica elettrica

e quindi esprimere la costante di accoppiamento in funzione del 4-impulso trasferitoe del parametro µ2

α(Q2) =α(µ2)

1− α(µ2)3π

ln Q2

µ2

La costante di struttura fine e usualmente definita alla massa dell’elettrone, µ2 = m2e,

ed e misurata con grande precisione, 1/α(m2e) = 137.035 999 1± 0.000 000 5

In effetti non solo le coppie e+e− contribuiscono ai grafici di polarizzazione delvuoto, ma anche le coppie fermione-antifermione con massa 4m2

f < Q2. Quindi ilfattore 1

3πva moltiplicato per il numero di fermioni (leptoni e quark) pesati per il

valore di molteplicita (1 per i leptoni, 3 per i quark) e per il quadrato del valoredella carica elettrica (ed = −1

3, eu = 2

3) e α(Q2) va calcolato al valore appropriato

di µ2

1

3π→ 1

3π

(n` +

1

3nd +

4

3nu

)

La costante di accoppiamento alla massa del bosone Z0, α(m2Z) = 1/128, differisce

di ' 6% dal valore alla massa dell’elettrone.

4.21 Calcolo di alcuni processi elementari

4.21.1 Spazio delle fasi invariante

Il fattore d~rd~p/(2π)3 introdotto nella densita degli stati non e invariante per trasfor-mazioni di Lorentz. Introducendo la condizione di normalizzazione della densitadi probabilita con 2E particelle per unita di volume, il fattore per una particelladiventa

d6n =d~rd~p

(2π)32E

e per k particelle nello stato finale con 4-impulso totale P

d6kn = (2π)4 δ4 (ΣjPj − P )k∏

j=1

V d~pj

(2π)32Ej

dove la funzione δ4(. . .) tiene conto della conservazione del 4-impulso e j = 1 . . . k.Se V −1/2 e il fattore di normalizzazione delle funzioni d’onda, l’ampiezza di tran-sizione Afi del processo a b → α β . . . κ viene moltiplicata per il fattore V −(2+k)/2.

512

La sezione d’urto differenziale si ottiene mediando |Afi|2 sugli stati di spin delleparticelle iniziali, a b, sommando sugli stati finali, integrando la densita degli statifinali nell’intervallo delle variabili e dividendo per il flusso dello stato iniziale

dσi→f =1

Φi

V k

V 2+k

∫

f|Afi|2 (2π)4 δ4 (ΣjPj − P )

k∏

j=1

d~pj

(2π)32Ej

Il flusso iniziale, con la stessa condizione di normalizzazione, e

Φi =|~vab|

V/2Ea V/2Eb

Nell’espressione della sezione d’urto

dσi→f =1

|~vab|(2π)4

2Ea 2Eb

∫

f|Afi|2 δ4 (ΣjPj − P )

k∏

j=1

d~pj

(2π)32Ej

non compare il volume di normalizzazione che quindi nel seguito assumiamo unitario.I termini d~p/E sono invarianti. Anche il termine |~vab|EaEb e invariante. Infatti,~va ‖ ~vb e si ha:

∣∣∣∣∣~pa

Ea

− ~pb

Eb

∣∣∣∣∣ EaEb = |~paEb − ~pbEa| = |~pa|Eb + |~pb|Ea =[(Pa · Pb)

2 − (mamb)2]1/2

Analogamente, per la larghezza di decadimento del processo a → α β . . . κ. Nelriferimento della particella a la probabilita di decadimento e

dΓi→f =1

2ma

∫

f|Afi|2 δ4 (ΣjPj − P )

k∏

j=1

d~pj

(2π)32Ej

Esempio: decadimento M → m1 m2

Il decadimento e descritto da 6 variabili con 4 condizioni, quindi 2 variabili libereche sono i due angoli di decadimento, θ φ, nel riferimento della particella M

ρ(E)dΩ =∫ 1

2Mδ3(~p1 + ~p2) δ(E1 + E2 −M)

d~p1

2E1

d~p2

2E2

=

=∫ 1

8ME1E2

δ(E1 + E2 −M) p21dp1dΩ1 =

∫ 1

8ME1E2

δ[f(p1)] p21 dp1dΩ1 =

• f(p) = (p2 + m21)

1/2 + (p2 + m22)

1/2 −M ; ∂f∂p

= pE1

+ pE2

= E1+E2

E1E2p

=∫ 1

8ME1E2

E1E2

Mp1

p21 dΩ1 =

p1

8M2dΩ1

e quindi otteniamo la largezza di decadimento in funzione dell’impulso e dell’angolodelle due particelle nel centro di massa

dΓ(M → m1 m2) = |Afi|2 p

8M2dΩ

513

Esempio: decadimento M → m1 m2 m3

In questo caso ci sono 9 variabili con 4 condizioni, quindi 5 variabili libere

∫ 1

2Mδ3(~p1 + ~p2 + ~p3) δ(E1 + E2 + E3 −M)

d~p1

2E1

d~p2

2E2

d~p2

2E2

=

=∫ 1

16ME1E2E3

δ(E1 + E2 + E3 −M) p21 dp1 dΩ1 p2

2 dp2 dΩ2 =

possiamo integrare nella direzione di una particella, dΩ1, e nell’angolo azimutaledella seconda particella rispetto alla direzione della prima, dφ2, e rimangono 2 vari-abili libere

=∫ 8π2

16ME1E2E3

δ(E1 + E2 + E3 −M) p21 p2

2 dp1 dp2 d cos θ =

=∫ π2

2ME1E2E3

δ[f(pi, p2, cos θ)] p21 p2

2 dp1 dp2 d cos θ =

• f(p1, p2, cos θ) = (p21+m2

1)1/2+(p2

2+m22)

1/2+(p21+2p1p2 cos θ+p2

2+m23)

1/2−M ;∂f/∂ cos θ = p1p2/E3

=∫ π2

2ME1E2E3

E3

p1p2

p21 p2

2 dp1 dp2 =∫ π2

2ME1E2E3

E3 E1 E2 dE1 dE2

Risulta che la densita degli stati di tre particelle e uniforme

ρ(E)dE1dE2 =π2

2MdE1dE2

e la larghezza di decadimento in funzione delle energie di due particelle e

d2Γ(M → m1 m2 m3) = |Afi|2 π2

2MdE1dE2

4.21.2 Processi a b → c d

Questi processi sono rappresentati da grafici di Feynman al secondo ordine. I 4-impulsi delle quattro particelle sono legati dalla relazione Pa + Pb = Pc + Pd epossiamo costruire due invarianti relativistici indipendenti. E comodo introdurre gliinvarianti di Mandelstam

s = (Pa + Pb)2 t = (Pa − Pc)

2 u = (Pa − Pd)2

che sono legati dalla relazione

s + t + u = P 2a + 2Pa · Pb + P 2

b + P 2a − 2Pa · Pc + P 2

c + P 2a − 2Pa · Pd + P 2

d =

514

= P 2a + P 2

b + P 2c + P 2

d + 2Pa · (Pa + Pb − Pc − Pd) =4∑

k=1

m2k

s e il quadrato dell’energia totale, t e u sono il quadrato del 4-impulso trasfer-ito a → c, a → d. Per la proprieta di simmetria dei grafici di Feynman rispettoall’assorbimento e emissione di particelle e anti-particelle, l’ampiezza dei processiac → bd e db → ca si ottengono dall’ampiezza del processo ab → cd con oppor-tuno scambio delle variabili di Mandelstam. Questa proprieta e detta simmetria diincrocio.

Calcoliamo la sezione d’urto differenziale

dσ(ab → cd) =1

64π2

1

|~vab|EaEb

∫

f|Afi|2 δ4(Pa + Pb − Pc − Pd)

d~pc

Ec

d~pd

Ed

nel riferimento del centro di massa

~pa + ~pb = ~pc + ~pd = 0 pi = |~pa| = |~pb| pf = |~pc| = |~pd| s = (Ea + Eb)2

|~vab|EaEb = |~pa|Eb + |~pb|Ea = pi

√s

le variabili libere sono gli angoli di diffusione θ, φ

∫δ4(Pa + Pb − Pc − Pd)

d~pc

Ec

d~pd

Ed

=∫

δ(√

s− Ec − Ed)pcEcdEcdΩc

EcEd

=pf√s

dΩ

(dσ

dΩ

)

cm

=1

64π2

1

s

pf

pi

|Afi|2

Scattering e−µ+ → e−µ+

Il grafico di Feynman e mostrato in figura 4.27: nel punto x1 viene assorbitol’elettrone di 4-impulso pa, emesso l’elettrone di 4-impulso pc e emesso (assorbito)un fotone virtuale di 4-impulso q = pa − pc (q = −pa + pc); nel punto x2 vieneassorbito il µ di 4-impulso pb, emesso il µ di 4-impulso pd e assorbito (emesso) ilfotone virtuale di 4-impulso q = −pb + pd (q = pb − pd). L’ampiezza di transizionee l’integrale

A =∫

jλe (x1) G(x1 − x2) jµλ(x2) d4x1d

4x2

jλ = eψγλψ ψ = u(p, s) e−ip·x ψ = u(p, s) eip·x

e G(x1 − x2) e il propagatore del campo elettromagnetico

A =∫

eucγλua ei(pa−pc)·x1

e−iq·(x1−x2)

(2π)4q2eudγλub ei(pb−pd)·x2 d4x1d

4x2

=1

(2π)4

∫ucγ

λuae2

q2udγλub ei(pa−pc−q)·x1 ei(pb−pd+q)·x2 d4x1d

4x2

515

x1

x2

pc

pd

pb

pa

qq

pb

pa

pd

pc

x2x1

Figure 4.27: Grafici di Feynman ab → cd al secondo ordine: scattering e annichi-lazione

= ucγλua

e2

q2udγλub (2π)4 δ4(pa + pb − pc − pd)

La media sugli spin dello stato iniziale e la somma sugli spin dello stato finale eun calcolo complesso che non riportiamo; il risultato e

|Afi|2 =8e4

q4

[(pa · pb)(pc · pd) + (pa · pd)(pc · pb)−m2

a pb · pd −m2b pa · pc + 2m2

am2b

]

• Consideriamo l’urto nel riferimento in cui la particella b e inizialmente in quiete

pa = (~p,E) pb = (0,M) pc = (~p′, E ′) q = (~q, ν) = (~p− ~p′, E − E ′)

e supponiamo che E À ma, E ′ À mc, cioe p2a = p2

c ≈ 0, q2 ≈ −2pa · pc; conqueste ipotesi

q2 = −2EE ′ + 2~p · ~p′ ≈ −2EE ′(1− cos θ) = −4EE ′ sin2 θ/2 = −Q2

p2d = (pb + q)2 M2 = M2 + q2 + 2pb · q Q2 = 2Mν

Sostituendo pd = pa + pb − pc e trascurando i termini in m2a

|Afi|2 =8e4

Q4

[(pa · pc)(pa · pb − pc · pb) + 2(pa · pb)(pc · pb)−M2 pa · pc

]

=8e4

Q4

[Q2

2(EM − E ′M) + 2 EM E ′M − M2Q2

2

]

=8e4

Q42M2EE ′

[1− Q2

4EE ′ +Q2

4M2

M(E − E ′)EE ′

]

=16e4

Q4M2EE ′

[cos2 θ/2 +

Q2

4M22 sin2 θ/2

]

La sezione d’urto, con |~vab| ≈ c = 1, si ottiene integrando sulle variabili di statofinale

dσ =1

64π2

1

EM

∫|Afi|2 δ4(pa + pb − pc − pd)

d~pc

Ec

d~pd

Ed

516

=1

64π2

1

EM

∫|Afi|2 δ4(q + pb − pd) EcdEcdΩc

d~pd

Ed

=1

64π2

1

EM

∫|Afi|2 δ3(~q − ~pd) δ(ν + M − Ed) EcdEcdΩc

d~pd

Ed

=1

64π2

1

EM|Afi|2 1

Mδ(ν −Q2/2M) E ′dE ′dΩ′

Introducendo l’espressione dell’ampiezza di transizione e α = e2/4π(

d2σ

dE ′dΩ′

)

lab

=1

64π2

1

EM

16e4

Q4M2EE ′

[cos2 θ/2 +

Q2

4M22 sin2 θ/2

]E ′

Mδ(ν−Q2/2M)

=4α2

Q4E ′2

[cos2 θ/2 +

Q2

4M22 sin2 θ/2

]δ(ν −Q2/2M)

Se la particella b non ha struttura, come abbiamo supposto, ci sono solo due variabililibere, gli angoli Ω′ ≡ (θ′, φ′). La funzione δ(ν − Q2/2M) esprime la conservazionedell’energia per una particella bersaglio puntiforme

ν − Q2

2M= E − E ′ − 4EE ′

2Msin2 θ/2 = 0 E ′ =

E

1 + (2E/M) sin2 θ/2

Integrando sull’energia E ′

dσ

dΩ′ =∫

σ(E ′, Q2) δ[E − E ′ − (2EE ′/M) sin2 θ/2] dE ′ =

=σ(E ′, Q2)∣∣∣ ∂

∂E′ E − E ′ − 2EE′M

sin2 θ/2∣∣∣

=σ(E ′, Q2)

1 + 2EM

sin2 θ/2= σ(E ′, Q2)

E ′

E

otteniamo la sezione d’urto di Dirac(

dσ

dΩ

)

lab

=α2

4E2 sin4 θ/2

E ′

E

[cos2 θ/2 +

Q2

4M22 sin2 θ/2

]

Se possiamo trascurare anche la massa della particella b, l’espressione dell’ampiezzadi transizione si semplifica ulteriormente

|Afi|2 =8e4

q4[(pa · pb)(pc · pd) + (pa · pd)(pc · pb)]

In questo caso i prodotti scalari dei 4-impulsi si esprimono direttamente in funzionedegli invarianti di Mandelstam

s = (pa + pb)2 = (pc + pd)

2 = 2pa · pb = 2pc · pd

t = (pa − pc)2 = (pd − pb)

2 = −2pa · pb = −2pb · pd = q2

s = (pa − pd)2 = (pc − pb)

2 = −2pa · pd = −2pc · pb

|Afi|2 =8e4

q4

s2 + u2

4= 2e4 s2 + u2

t2

517

• Nel riferimento del centro di massa, ~pa + ~pb = ~pc + ~pd = 0,

s = 4p2 t = −2p2(1−cos θ) u = −2p2(1−cos(π−θ)) = −2p2(1+cos θ)

e la sezione d’urto differenziale, con |~vab| = c = 1, pi = pf , e(

dσ

dΩ

)

cm

=1

64π2

2e4

s

s2 + u2

t2=

α2

2s

1 + cos4 θ/2

sin4 θ/2

Annnichilazione e−e+ → µ−µ+

Nel processo di scattering e−µ+ → e−µ+ il fotone virtuale e di tipo spazio (q2 = t <0): e un processo nel canale t. Il processo di annichilazione e−e+ → µ−µ+ si ottienedal precedente per simmetria di incrocio

e µ → e µ ⇔ e e → µ µ

scambiando i 4-impulsi pb ↔ −pc. Questo corrisponde allo scambio s ↔ t. Ilfotone virtuale e di tipo tempo (q2 = s > 0): e un processo nel canale s (Fig.4.27).L’ampiezza di diffusione diventa

|Afi|2 =8e4

q4[(−pa · pc)(−pb · pd) + (pa · pd)(pc · pb)] =

8e4

q4

t2 + u2

4= 2e4 t2 + u2

s2

• Nel riferimento del centro di massa

|Afi|2 = 2e4 (1− cos θ)2 + (1 + cos θ)2

4

dove θ e l’angolo e ∧ µ = e ∧ µ.

Al primo ordine dello sviluppo perturbativo l’annichilazione e e → µ µ avvienein uno stato JP = 1−, fermione e anti-fermione hanno nello stato iniziale e nellostato finale elicita opposta. |Afi|2 risulta dalla somma di due ampiezze che noninterferiscono e che corrispondono ai quattro casi

eL eR → µL µR eR eL → µR µL A ∼ (1 + cos θ)/2

eL eR → µR µL eR eL → µL µR A ∼ (1− cos θ)/2

Per la conservazione dell’elicita, la prima si annulla per diffusione indietro, θ = π,la seconda per diffusione in avanti, θ = 0.

La sezione d’urto differenziale e, con le solite ipotesi,(

dσ

dΩ

)

cm

=1

64π2

2e4

s

1 + cos2 θ

2=

α2

4s(1 + cos2 θ)

e, integrando sull’angolo solido

σcm(e−e+ → µ−µ+) =∫ α2

4s(1 + cos2 θ) d cos θ dφ =

4π

3

α2

s

518

Scattering e−e+ → e−e+

Questo processo puo avvenire sia come diffusione nel canale t, con q2 = (pa−pc)2 < 0,

che come annichilazione nel canale s, con q2 = (pa + pb)2 > 0. L’ampiezza di

transizione e la somma dei due contributi e |Afi|2 contiene i termini di scattering,di annichilazione e il termine di interferenza

|Afi|2 = 2e4

[s2 + u2

t2+

2u2

st+

t2 + u2

s2

]

La sezione d’urto nel riferimento del centro di massa e la sezione d’urto di Bhabha(

dσ

dΩ

)

cm

=α2

2s

[1 + cos4 θ/2

sin4 θ/2+ 2

cos4 θ/2

sin2 θ/2+

1

2(1 + cos2 θ)

]

Scattering e−e− → e−e−

Questo processo avviene nel canale t, con q2 = (pa − pc)2 < 0. Poiche si tratta di

due particelle indentiche, l’ampiezza di transizione e la somma di due contributi

e1e2 → e1e2 + e1e2 → e2e1

Il processo e e → e e si ottiene dallo scattering Bhabha per simmetria di incrocio

e e → e e ⇔ e e → e e

scambiando i 4-impulsi pb ↔ −pd. Questo corrisponde allo scambio s ↔ u.

|Afi|2 = 2e4

[s2 + u2

t2+

2s2

ut+

t2 + s2

u2

]

La sezione d’urto nel riferimento del centro di massa e la sezione d’urto di Møller(

dσ

dΩ

)

cm

=α2

2s

[1

sin4 θ/2− 2

sin2 θ/2 cos2 θ/2+

1

cos4 θ/2

]

Compton scattering γe− → γe−

Lo scattering Compton e rappresentato da due grafici di Feynman (Fig.4.28). Nelprimo, nel punto x1 viene assorbito il fotone di 4-impulso ka, assorbito l’elettronedi 4-impulso pb e emesso l’elettrone virtuale di 4-impulso q = ka + pb; nel puntox2 viene assorbito l’elettrone virtuale di 4-impulso q = kc + pd, emesso il fotonedi 4-impulso kc e emesso l’elettrone di 4-impulso pd. Il propagatore ha 4-impulsoq2 = (ka + pb)

2 = m2 + 2ka · pb. Il secondo grafico (ka e assorbito in x2 e kc e emessoin x1) si ottiene dal primo per simmetria di incrocio con lo scambio ka ↔ −kc, cioes ↔ u. Il propagatore ha 4-impulso q2 = (−kc + pb)

2 = m2 − 2kc · pb.L’ampiezza di transizione e la somma di due contributi

Afi =∫

eudε∗µcγ

µ e−i(kc+pd)x2γλqλ + m

(2π)4(q2 −m2)eiq(x1−x2) eγνενaub ei(ka+pb)x1 d4x1d

4x2

519

x2

pd

pb

x1

kcka

x2

pd

pb

x1

kcka

Figure 4.28: Grafici di Feynman dell’effetto Compton

=1

(2π)4

∫eudε

∗µcγ

µ γλqλ + m

q2 −m2eγνενaub ei(ka+pb−q)x1 ei(q−kc−pd)x2 d4x1d

4x2

=e2

q2 −m2[udε

∗µcγ

µ] [γλqλ + m] [γνενaub] (2π)4 δ4(ka + pb − kc − pd)

con q = ka + pb = kc + pd, q2 − m2 = 2ka · pb = 2kc · pd. Il secondo contributo siottiene in modo analogo

Afi =e2

q2 −m2[udεµaγ

µ] [γλqλ + m] [γνε∗νcub] (2π)4 δ4(ka + pb − kc − pd)

con q = −kc + pb = −ka + pd, q2 −m2 = −2kc · pb = −2ka · pd.Introducendo le variabili s = 2ka · pb = 2kc · pd, u = −2kc · pb = −2ka · pd, che

approssimano gli invarianti di Mandelstam nel limite m2 → 0, sommando sugli statidi polarizzazione dei fotoni e di spin degli elettroni, si ottiene

|Afi|2 = 2e4

[− s

u− u

s+ 4m2

(1

s+

1

u

)+ 4m4

(1

s+

1

u

)2]

Nel riferimento in cui l’elettrone e inizialmente in quiete la cinematica e la stessadel processo eµ → eµ dove abbiamo trascurato me

ka = (k, ω) pb = (0,m) kc = (k′, ω′) ω′ =mω

m + ω(1− cos θ)

e con s = mω, u = −mω′

cos θ = 1−(

m

ω′− m

ω

)= 1+

(2m2

s+

2m2

u

)sin2 θ = −4m2

(1

s+

1

u

)−4m4

(1

s+

1

u

)2

|Afi|2 = 2e4

[ω′

ω+

ω

ω′− sin2 θ

]

e, integrando come nel processo eµ → eµ,

1

64π2

1

mω

∫|Afi|2 δ4(ka + pb − kc + pd)

d~kc

ωc

d~pd

Ed

otteniamo la sezione d’urto di Klein-Nishina(

dσ

dΩ

)

lab

=α2

2m2

ω′2

ω2

[ω′

ω+

ω

ω′− sin2 θ

]

520

pa

pb

kc

kd

x2

x1

pa

pb

kc

kdx2

x1

Figure 4.29: Grafici di Feynman dell’annichilazione e+e− → γγ

Scattering e+e− → γγ

Anche in questo caso il processo e descritto da due grafici di Feynman poiche i fotoninello stato finale sono indistinguibili (Fig.4.29).

Il processo si ottiene dallo scattering Compton per simmetria di incrocio

γe− → γe− ⇔ e+e− → γγ

scambiando i 4-impulsi pa ↔ −pd che corrisponde allo scambio s ↔ −t. Nel limite|t| À m2, |u| À m2, che e il caso di interesse negli anelli di collisione e+e−, l’elementodi matrice e

|Afi|2 = 2e4[t

u+

u

t

]

Nel riferimento del centro di massa, s = 4p2, t = −2p2(1−cos θ), u = −2p2(1+cos θ),|Afi|2 e simmetrica rispetto all’angolo θ tra la direzione e+e− e la direzione γγ

|Afi|2 = 2e4

[1− cos θ

1 + cos θ+

1 + cos θ

1− cos θ

]= 4e4 1 + cos2 θ

1− cos2 θ

e la sezione d’urto, con |~vee| = c = 1, pf = pi = p, e

(dσ

dΩ

)

cm

=1

64π2s|Afi|2 =

α2

s

1 + cos2 θ

1− cos2 θ

Nota: l’approssimazione |t| À m2, |u| À m2 non e valida nel limite cos θ → ±1.

Scattering νee− → e−νe

Il grafico di Feynman nel canale t e mostrato in figura 4.30: nel punto x1 vieneassorbito il neutrino di 4-impulso pa, emesso l’elettrone di 4-impulso pc e emesso unbosone W+ virtuale di 4-impulso q = pa−pc; nel punto x2 viene assorbito l’elettronedi 4-impulso pb, emesso il neutrino di 4-impulso pd e assorbito il bosone virtuale di4-impulso q = −pb + pd. L’ampiezza di transizione e l’integrale

A =∫

jλ(x1) Gλµ(x1 − x2) [jµ(x2)]+ d4x1d

4x2

521

dove jλ, (jλ)+ sono le correnti deboli cariche con ∆Q = ±1

jλ =g√2

ψfγλ1− γ5

2ψi [jλ]

+ =g√2

[ψfγλ

1− γ5

2ψi

]+

=g√2

ψiγλ1− γ5

2ψf

e Gλµ(x1 − x2) e il propagatore del campo debole

Gλµ(x1 − x2) =e−iq·(x1−x2)

(2π)4

gλµ − qλqµ/M2

q2 −M2

A =g2

2

∫ucγ

λ 1− γ5

2ua ei(pa−pc)·x1 Gλµ(x1 − x2) udγ

λ 1− γ5

2ube

i(pb−pd)·x2 d4x1d4x2

Nella maggior parte dei casi di interesse q2 ¿ M2 (M ' 80 GeV ) e, introducendo

eνννν

W

e νννν

νννν

Z

e

νννν

e

0

Figure 4.30: Grafici di Feynman dello scattering νee− → e−νe per corrente carica e

neutra

la costante universale di Fermi, G/√

2 = g2/8M2,

A =G√2

[ucγ

λ(1− γ5)ua

][udγλ(1− γ5)ub] (2π)4δ4(pa + pb − pc − pd)

Mediando sugli spin dello stato iniziale e sommando sugli spin dello stato finale

|Afi|2 = 64G2 (pa · pc) (pb · pd)

La cinematica e la stessa di processi gia studiati. Nel riferimento del centro di massaabbiamo (

dσ

dΩ

)

cm

=1

64π2s16G2s2 =

G2

4π2s

cioe la sezione d’urto differenziale del processo νee− → e−νe non dipende dall’angolo

di diffusione, e

σ(νee− → e−νe) =

G2

πs

Nota: non e stato considerato lo scattering νee− → νee

− mediato dal campo deboleneutro.

522

e

νννν

e

νννννννν

e

νννν

e

Z 0

W

Figure 4.31: Grafici di Feynman dello scattering νee− → e−νe per corrente carica e

neutra

Scattering νee− → e−νe

L’ampiezza di questo processo si ottiene dal precedente per simmetria di incrocioscambiando pa ↔ −pd, cioe s ↔ t, ed e un processo di annichilazione nel canale s(Fig.4.31).

Trattando, come sopra, solo lo scattering per corrente debole carica:

|Afi|2 = 64G2 (−pd · pc) (−pb · pa) = 64G2 t2 = 64G2 s2 (1− cos θ)2

dove θ e l’angolo νin ∧ e−out (se θ∗ e l’angolo νin ∧ νout: cos θ∗ = − cos θ).

(dσ

dΩ

)

cm

=G2

4π2s

(1− cos θ)2

4

σ(νee− → e−νe) =

G2

3πs

σ(νee− → e−νe)

σ(νee− → e−νe)=

1

3

La dipendenza delle sezioni d’urto dall’angolo di diffusione si spiega con la conser-vazione dell’elicita dei fermioni ad alta energia.

• Nella diffusione νee− → e−νe (νee

+ → e+νe) fermione e antifermione hannoelicita uguale e il momento angolare e J = 0: la distribuzione angolare nelcentro di massa e isotropa.

νLeL → eLνL νReR → eRνR A ∼ costante

• Nell’annichilazione νee− → e−νe (νee

+ → e+νe) fermione e antifermione hannoelicita opposta e il momento angolare e J = 1 con Jz = +1 (Jz = −1):la distribuzione angolare nel centro di massa corrisponde alla rotazione delmomento angolare J = 1 attorno ad un asse ⊥ z

νReL → eLνR νLeR → eRνL A ∼ (1− cos θ)/2

Nello stato finale, per la conservazione dell’elicita si ha Jz′ = −1 (Jz′ = +1)lungo l’asse z′, cioe una sola proiezione su 2J + 1 = 3.

523

νννν

e

νννν

eµµµµ

e

ννννµµµµ

µµµµ

ννννµµµµ

e

Figure 4.32:

4.21.3 Il decadimento del muone

Il decadimento del muone, µ− → νµe−νe (µ+ → νµe

+νe) e rappresentato dal graficodella Fig. 4.32.

L’interazione corrente-campo e

g√2

[ψ(x)γα

1− γ5

2ψ(x)Wα(x) + hermitiano coniugato

]

dove g e la ”carica” debole, ψ(x) = u(s)2E

e−ipx e la funzione d’onda dei fermioni eW (x) e il campo di interazione debole. L’elemento di matrice si ottiene integrando

g√2ψ1(x)γα

1− γ5

2ψµ(x)Wα(x)

g√2ψe(y)γβ

1− γ5

2ψ2(y)W β(y)

Per valori del 4-impulso trasferito q2 = (pµ− p1)2 = (pe + p2)

2 ¿ m2W il propagatore

del campo e gαβ/m2W con gαβ tensore metrico, e l’integrale e

∫e−ipµxeipexeip1xeip2xd4x =

(2π)4δ4(pµ − pe − p1 − p2). Introducendo la costante di Fermi

g√2

1

m2W

g√2

=4G√

2

si ha

M =G√2

[u1γα(1− γ5)uµ] [ueγα(1− γ5)u2] (4.2)

dΓ = (2π)4δ4(pµ − pe − p1 − p2)1

2Eµ

d3pe

2Ee(2π)3

d3p1

2E1(2π)3

d3p2

2E2(2π)3|M|2 (4.3)

dove |M|2 e la media sugli stati di spin.

|M|2 =G2

2tr[u1u1γα(1− γ5)uµuµγα(1− γ5)] tr[ueueγβ(1− γ5)u2u2γβ(1− γ5)]

= 32G2 [(pµ −mµsµ) · p1] [(pe −mese) · p2]

sµ e se sono le polarizzazioni (4-versori) di muone e elettrone. Integrando sullevariabili dei neutrini, p1, p2

dΓ =∫ 2G2

(2π)5[(pµ −mµsµ) · p1] [(pe −mese) · p2] δ

4(q − p1 − p2)1

Eµ

d3pe

Ee

d3p1

E1

d3p2

E2

524

dΓ =2G2

(2π)5(pµ −mµsµ)α(pe −mese)β Iαβ d3pe

EµEe

(4.4)

L’integrale sui 4-impulsi dei neutrini e un invariante che si puo esprimere in funzionedi q

Iαβ =∫

p1,p2

pα1 pβ

2 δ4(q − p1 − p2)d3p1

E1

d3p2

E2

= Aq2gαβ + Bqαqβ

e si ottiene (p21 = p2

2 = 0)

gαβIαβ = 4Aq2 + Bq2 =∫

p1,p2

(p1 · p2) δ4(q − p1 − p2)d3p1

E1

d3p2

E2

qαqβIαβ = Aq4 + Bq4 =∫

p1,p2

(p1 · p2)2 δ4(q − p1 − p2)

d3p1

E1

d3p2

E2

Nel riferimento in cui ~q = ~p1 +~p2 = 0, si ha E1 = E2, p1 ·p2 = 2E21 , q2 = q2

0 = (2E1)2

gαβIαβ =∫

8πE21dE1δ(q0 − 2E1) δ3(~q − ~p1 − ~p2)d

3p2 = πE21 = πq2

qαqβIαβ =∫

16πE41dE1δ(q0 − 2E1) δ3(~q − ~p1 − ~p2)d

3p2 = 2πE41 =

π

2q4

quindi: A = π/6, B = π/3; sostituendo Iαβ = π6(q2gαβ +2qαqβ) nell’equazione (4.4)

d3Γ =πG2

3(2π)5(pµ −mµsµ)α(pe −mese)β (q2gαβ + 2qαqβ)

d3pe

EµEe

(4.5)

Nel riferimento del muone Eµ = mµ, q = (mµ − Ee,−~pe), sµ = (0, sµ), mese =(Eehe, ~pehe) dove he = ~pe·se

Eee l’elicita dell’elettrone e se e la polarizzazione nel rifer-

imento dell’elettrone. Trascurando la massa dell’elettrone (|~pe| = Ee), il prodottonell’equazione (4.5) e

(pµ −mµsµ)α(pe −mese)β (q2gαβ + 2qαqβ) =

mµEe(1− he) (3m2µ − 6mµEe + 2E2

e )

+ mµ(1− he)~pe · 2(mµ − Ee)~pe

− mµsµ · ~pe (1− he) 2(mµ − Ee)Ee

+ mµsµ · ~pe (1− he) (m2µ − 2mµEe − 2E2

e ) =

(1− he) m2µEe [(3mµ − 4Ee) + (mµ − 4Ee) cos θ]

θ e l’angolo tra lo spin del muone e l’impulso dell’elettrone

d3Γ =πG2

3(2π)5(1− he)mµ[(3mµ − 4Ee) + (mµ − 4Ee) cos θ] E2

edEe dφ d cos θ

525

e, integrando sull’angolo azimutale φ, si ha

d2Γ(µ → νµeνe) =G2

3(2π)3

1− he

2mµ[(3mµ − 4Ee) + (mµ − 4Ee) cos θ]E2

edEe d cos θ

Nel caso del decadimento µ+ → νµe+νe cambia l’elemento di matrice (4.2)

M =G√2

[uµγα(1 + γ5)u1] [u2γα(1 + γ5)ue]

e quindi i segni nell’equazione (4.5), p−ms → p + ms

d2Γ(µ → νµeνe) =G2

3(2π)3

1 + he

2mµ[(3mµ − 4Ee)− (mµ − 4Ee) cos θ]E2

edEe d cos θ

Nel decadimento l’elettrone e emesso con elicita negativa (he = −1) e il positronecon elicita positiva (he = +1).

4.22 Il fattore giromagnetico dei leptoni

4.22.1 Il fattore giromagnetico

Consideriamo un corpo rigido di massa m a simmetria cilindrica che e in rotazionecon velocita angolare ~ω attorno all’asse di simmetria, Fig.4.33. Il momento angolaredi rotazione, spin, e proporzionale al momento di inerzia

~s = I~ω = ~ω∫

r2dm

dove r e la distanza dall’asse di simmetria dell’elemento dm = ρmrdrdzdφ e ρm e ladensita di massa. Se il corpo ha carica elettrica q e densita di carica ρq, l’elementodi carica dq genera una corrente di = dq

T= ω

2πdq e quindi un momento di dipolo

magnetico dµ = πr2di parallelo a ~ω

~µ =1

2~ω

∫r2dq

Il rapporto tra momento magnetico e spin e

~µ =1

2

∫r2dq∫r2dm

~s =〈r2〉q〈r2〉m

q

2m~s = g

q

2m~s

g e il fattore giromagnetico. Per densita di massa e di carica elettrica in rapportocostante si ha g = 1, ~µ = q

2m~s.

L’ipotesi che l’elettrone avesse un momento angolare intrinseco s = h/2 fu in-trodotta da Goudschmit e Uhlenbeck per spiegare la molteplicita della struttura finedegli spettri atomici. Con questa ipotesi i livelli energetici risultano sdoppiati perl’interazione del momento magnetico dell’elettrone (carica elettrica e) ~µe = ge

e2me

~s

526

r

dm

ωωωω

Figure 4.33: Momento magnetico e momento angolare di un corpo rigido in ro-tazione.

con il campo magnetico atomico ~Ba, E = −~µ · ~Ba = ∓geeh

4meBa. Le osservazioni

erano in accordo con ∆E = eh2me

Ba, cioe ge = 1. Questo era pero in contraddizionecon le osservazioni dell’interazione con campi magnetici esterni, l’effetto Zeeman(anomalo). In questo caso si misurava ∆E = eh

meBext, cioe ge = 2. La contraddizione

fu spiegata dall’effetto relativistico della precessione di Thomas (appendice 4.5):il riferimento dell’elettrone non e in quiete nel riferimento dell’osservatore, ma esoggetto ad accelerazione.

Consideriamo un elettrone nel campo elettrico atomico a simmetria sferica di unnucleo. Nel riferimento di quiete la variazione dello spin e:

d~s

dt0= ~µ ∧ ~B0 = g

e

2m~s ∧ ~B0

t0 e il tempo proprio e B0 e il campo nel riferimento dell’elettrone. ~s e un vettoredi modulo costante per cui

d~s

dt0= ~s ∧ ~ωs ~ωs = g

e ~B0

2m(4.6)

Se ~βc e la velocita dell’elettrone, e ~E, ~B‖, ~B⊥ sono il campo elettrico e le componenti

del campo magnetico nel riferimento del laboratorio, il campo ~B0 e

~B0 = ~B‖ + γ(~B⊥ − ~β ∧ ~E/c

)

Il campo elettrico atomico e centripeto, e ~E = −~∇U = dUdr

r; per β ¿ 1, γ ' 1, si ha

~ωB = ge ~B⊥2m

~ωE = −g1

2mc~β ∧ ~r

1

r

dU

dr= g

1

2m2c2~L

1

r

dU

dr

dove ~L e il momento angolare orbitale e U(r) e l’energia di interazione nel campocoulombiano. La precessione di Thomas e attorno all’asse normale alla direzione delmoto ~β e dell’accelerazione d~β/dt, la velocita angolare e

~ωT =γ − 1

β2~β ∧ d~β

dt(4.7)

527

Nell’ipotesi β ¿ 1, γ − 1 ' β2/2:

~ωT =1

2c2~v ∧ ~a =

1

2c2

~p

m∧ e ~E

m= − 1

2m2c2~L

1

r

dU

dr

Quindi l’energia di interazione del momento magnetico dell’elettrone

E = −ge

2m~s · ~B − g − 1

2m2c2~s · ~L 1

r

dU

dr

riproduce i risultati dell’effetto Zeeman e della struttura fine se g = 2.Per un fermione puntiforme di spin 1/2, l’equazione di Dirac (appendice 4.18)

prevede g = 2. In effetti le correzioni radiative (appendice 4.20) comportano che g sialeggermente maggiore: g = 2(1+a). a e chiamata anomalia e si calcola in teoria delleperturbazioni come una serie di potenze della costante di struttura fine. Il primotermine dello sviluppo in serie e indipendente dalla massa. Le correzioni agli ordinisuperiori dipendono dall’integrazione su tutti i possibili valori del 4-impulso deibosoni virtuali (γ, W,Z, . . .) scambiati, e di coppie fermione-antifermione, e quindidipendono dalla massa del fermione

g = 2(1 +

α

2π+ . . .

)α

2π= 1.16 10−3

L’elettrone e il leptone µ si comportano come fermioni puntiformi. Il fattoregiromagnetico di elettrone e muone sono misurati con grande precisione. Protonee neutrone sono fermioni di spin 1/2 dotati di struttura interna e hanno fattorigiromagnetici sensibilmente diversi da 2. Anche in questo caso i valori dei momentimagnetici sono misurati con grande precisione (capitolo ???) e, insieme con quelli

dei barioni 12

+, forniscono informazioni sul modello a quark degli adroni.

Le misure del fattore giromagnetico sono fatte studiando il moto in campo mag-netico. Una particella di carica e, massa m e momento magnetico µ percorre is-tante per istante una traiettoria circolare con frequenza angolare ωc, frequenza diciclotrone,

d~p

dt0= e~v ∧ ~B0 = ~p ∧ ~ωc ~ωc =

e ~B0

m(4.8)

e lo spin ha un moto di precessione attorno alla direzione del campo con frequenzaangolare ωs (4.6). Per piccoli valori della velocita della particella nel laboratorio,β ¿ 1, γ ' 1, il tempo proprio e il campo B0 coincidono con quelli dello sperimen-tatore. Se g = 2(1 + a) > 2, la direzione dello spin precede con velocita angolaremaggiore di quella dell’impulso della particella e la velocita angolare relativa e pro-porzionale all’anomalia a

ωa = ωs − ωc = geB

2m− eB

m=

g − 2

2

eB

m= a

eB

m(4.9)

Questo si verifica nel caso della misura del fattore giromagnetico dell’elettrone cheviene effettuata con valori di velocita βe ¿ 1. Invece, nel caso del muone, la velocita

528

non e piccola e occorre tener conto dell’accelerazione centripeta nel laboratorio edella trasformazione di Lorentz del campo magnetico. Se ~B e ~E sono i campi nellaboratorio con componenti longitudinale ‖ e trasversa ⊥ 4:

~B0 = ~B‖ + γ(~B⊥ − ~β ∧ ~E/c

)= γ ~B − (γ − 1) ~B‖ − γ~β ∧ ~E/c

~E0 = ~E‖ + γ(~E⊥ + ~βc ∧ ~B

)= γ ~B − (γ − 1) ~E‖ + γ~βc ∧ ~B

Nel riferimento non accelerato del muone, da (4.6), si ha

d~s

dt n.a.=

1

γ

d~s

dt0= ~s ∧ ~ωs ~ωs = g

e

2m

(~B − γ − 1

γ~B‖ − ~β ∧ ~E/c

)(4.10)

ma, per effetto della forza di Lorentz, questo riferimento e accelerato nel labora-torio e gli assi di riferimento sono soggetti istante per istante alla precessione diThomas (4.7). Dalla definizione di ~β e dalle equazioni del moto si ha

~β =~pc

Ed~β

dt=

1

E

(d~pc

dt− ~pc

EdEdt

)=

e

γm

(~E/c + ~β ∧ ~B − ~β(~β · ~E/c)

)

~β ∧ d~β

dt=

e

mγ

(~β ∧ ~E/c + ~β ∧ (~β ∧ ~B)− (~β ∧ ~β)(~β · ~E/c)

)

~ωT =e

m

γ − 1

γ

(~β ∧ ~E/β2c− ( ~B − ~B‖)

)(4.11)

La frequenza angolare dello spin nel laboratorio risulta

~ωs + ~ωT =e

m

([g − 2

2+

1

γ

]~B −

[g − 2

2

γ − 1

γ

]~B‖ −

[g − 2

2+

1

γ + 1

]~β ∧ ~E/c

)

Negli esperimenti che misurano gµ, muoni di energia opportuna vengono accumulatiin un anello magnetico e si realizzano le condizioni per cui le componenti longitu-dinali dei campi siano nulle, ~B‖ = ~E‖ = 0; ~B = ~B⊥, ~E = ~E⊥. In questo caso ilsecondo termine si annulla

~ωs + ~ωT =e

m

([a +

1

γ

]~B −

[a +

1

γ + 1

]~β ∧ ~E/c

)(4.12)

La frequenza di ciclotrone e

~p ∧ ~ωc =d~p

dt= e ~E + e~βc ∧ ~B = ec~β ∧

(~B − ~β ∧ ~E/β2c

)=

e~p

mγ∧

(~B − ~β ∧ ~E/β2c

)

~ωc =e

mγ

(~B − ~β ∧ ~E/β2c

)(4.13)

4 Per un vettore di componenti ~V‖, ~V⊥, si ha: ~β∧ ~V = ~β∧ ~V⊥, ~β∧~β∧ ~V = −β2~V⊥ = −β2(~V − ~V‖)

529

La frequenza angolare relativa tra la direzione dello spin e la direzione del moto e

~ωs + ~ωT − ~ωc =e

m

(a ~B −

[a +

1

1 + γ− 1

β2γ

]~β ∧ ~E/c

)

Per minimizzare la dipendenza dal valore del campo elettrico lungo la traiettoria, sisceglie l’energia in modo da annullare il secondo termine

a +1

1 + γ− γ2

(γ2 − 1)γ= a− 1

γ2 − 1= 0

L’energia del muone per cui γ =√

1 + 1/a = 29.3, Eµ = 3.1 GeV, e detta energiamagica. In queste condizioni si ha

ωa = ωs + ωT − ωc = aeB

m

e il valore dell’anomalia si ottiene direttamente dalla misura della frequenza di pre-cessione.

4.22.2 La misura di g − 2 dell’elettrone

L’anomalia dell’elettrone ae = ge−22

e stata misurata con grande precisione in unaserie di esperimenti in cui elettroni (o positroni) vengono intrappolati in una parti-colare configurazione di campi elettrici e magnetici detta Penning trap. Un esempioe mostrato in Fig.4.34; la trappola ha simmetria cilindrica attorno all’asse z e glielettrodi formano un campo elettrico quadrupolare. In coordinate cilindriche ilpotenziale ha la forma

V (r cos φ, r sin φ, z) =V0

r20 + 2z2

0

(r20 − r2 + 2z2)

e il campo elettrico ha componenti

Ex = Gx/2 Ey = Gy/2 Ez = −Gz G =4V0

r20 + 2z2

0

Il campo magnetico e prodotto da un solenoide parallelo all’asse z, ~B = (0, 0, B0).Le equazioni del moto di un elettrone sono

mx = eEx + evyBz x− ωcy − ω2zx/2 = 0

my = eEy − evxBz y + ωcx− ω2zx/2 = 0

mz = eEz z + ω2zz = 0 ωc = eB0

mω2

z = eGm

L’elettrone ha oscillazioni assiali z(t) = Z cos ωzt e percorre una cicloide nel pianox-y formata da un moto circolare lento con frequenza ω− e uno molto piu rapidocon frequenza ω+

x(t) = R− cos ω−t + R+ cos ω+t y(t) = R− sin ω−t + R+ sin ω+t R+ ¿ R−

530

z0

r0

E

B

Figure 4.34: Configurazione dei campi elettrico e magnetico in una Penning trap.

ω± =1

2

[ωc ± (ω2

c − 2ω2z)

1/2]

Poiche con i valori tipici dei campi la frequenza di ciclotrone ωc e molto maggioredella frequenza assiale ωz si ha ω− ¿ ω+; la frequenza di ciclotrone perturbata eω+ ' ωc; la frequenza di magnetrone e ω− ' ωc − ω+. Si arriva a confinare nellatrappola anche un singolo elettrone: si costruisce cosı un geonium atom5 in cui icampi elettrico e magnetico della trappola sostituiscono il nucleo atomico. Questatecnica della cella mono-atomica e stata introdotta da Hans Dehmelt6 e collaboratoriappunto per la misura del fattore g − 2 dell’elettrone.

I livelli energetici del sistema dipendono dal numero del modo di oscillazionen = 0, 1, 2, . . ., dal numero magnetico ms = ±1

2e da alcune piccole correzioni

E(n,ms) =(n +

1

2

)hω+ + ms

ghωc

2+ . . .

La differenza di energia tra i livelli E(n, +1/2) − E(n + 1,−1/2) e proporzionaleall’anomalia dell’elettrone (Fig.4.35)

∆Eh

=(n +

1

2

)ω+ +

1

2

g

2ωc −

(n +

3

2

)ω+ +

1

2

g

2ωc =

g

2ωc − ω+ = aωc + ω− ' aωc

Le frequenze sono misurate e calibrate con estrema precisione e le oscillazioni difrequenza ∆E/h inducono segnali osservabili. I valori tipici di una Penning trap perquesta misura sono: temperatura T ∼ 4 K, campo magnetico B0 ∼ 5 T , gradiente dicampo elettrico G ∼ 10 V/mm2, per cui si ottiene: ν+ ∼ 100 GHz, νz ∼ 100 MHz,ν− ∼ 100 kHz. La misura del fattore g − 2 dell’elettrone7 e oggi la misura assolutapiu precisa di una grandezza fisica

aexpe = (1 159 652 180.9± 0.8)× 10−12

5 Nome fantasioso per ”atomo costruito sulla Terra”.6 Premio Nobel per la Fisica nel 19897 B. Odom, D. Hanneke, B. D’Urso, G. Gabriesle, Physical Review Letters 97, 030801, 2006

531

n ms

0

1

2

+1/2

+1/2

-1/2

hν+

(g/2)hνc

hνa+1/2

-1/2

Figure 4.35: Livelli energetici dell’elettrone in una Penning trap.

la precisione e di 0.7×10−12 ! Il valore di ae e calcolato in elettrodinamica quantis-tica come serie di potenze della costante di struttura fine. Se si usa il valore di αdeterminato in modo indipendente dalla misura di ae

8,9

1/α = 137.035 999 31± 0.000 000 70

si ottiene il valore teorico

athe = (1 159 652 178.1± 6.0)× 10−12

l’accordo e ottimo: aexpe − ath

e = (2.8± 6.1)× 10−12. Dato che l’errore sperimentalee molto piu piccolo dell’incertezza teorica, si puo ricavare una determinazione piuprecisa di α dalla misura di ae

1/α = 137.035 999 07± 0.000 000 10

4.22.3 La misura di g − 2 del muone

Anche la misura del fattore g − 2 del muone e fatta con grande precisione, se purinferiore a quella dell’elettrone. La misura e particolarmente interessante perche igrafici di Feymnan agli ordini superiori sono piu sensibili allo scambio di bosoni ecoppie fermione-antifermione in rapporto (mµ/me)

2.I muoni sono prodotti polarizzati nel decadimento di mesoni (prevalentemente

π) prodotti nell’interazione di protoni di alta energia su un bersaglio: i pioni sonofocalizzati in un canale magnetico dove decadono e si selezionano muoni in unastretta banda di impulso intorno al valore magico γ = 29.3, β = 0.9988, pµ =3.09 GeV/c. Questi vengono immessi in un anello di 7.1 m di raggio, con campomagnetico curvante B = 1.45 T e decadono con vita media γτµ = 64.4 µs. Lavelocita angolare e ωc = eB

γm= 4.22 107 rad/s; il periodo di rivoluzione e 0.149 µs e

i muoni percorrono in media 430 giri prima di decadere.

8 V.Germinov et al., Physical Review A73, 032504, 20069 P.Clade et al., Physical Review Letters 96, 033001, 2006

532

Durante il moto nell’anello (Fig.4.36), lo spin del muone, inizialmente paralleloa ~p, ha un moto di precessione con velocita angolare leggermente maggiore

ωs + ωT =eB

m

(g

2− γ − 1

γ

)

e quindi l’angolo tra la direzione dello spin e la direzione dell’impulso cambia inmodo periodico con frequenza angolare

ωa = ωs + ωT − ωc = aµeB

m

e periodo Ta = 4.36 µs piccolo rispetto a γτµ, lo spin fa in media 15 giri prima cheil muone decada.

π µ ν+ +

ω =ceBmγ

ω = -T(γ-1)eB

mγ

ω =seB2m

g

Figure 4.36: Moto di rivoluzione del muone e di precessione dello spin.

Quando il muone decade, l’elettrone conserva memoria della direzione dello spin:e+ (e−) di alta energia sono emessi prevalentemente in direzione parallela (antipar-allela) allo spin del µ+ (µ−). Infatti la distribuzione degli elettroni nel riferimentodel muone e (capitolo ???)

d2n±

dε d cos θ∗= (3− 2ε)ε2

[1∓ 1− 2ε

3− 2εcos θ∗

]= n(ε) [1∓ α(ε) cos θ∗]

con ε = 2E∗/m. La Fig.4.37 mostra che il numero di elettroni n(ε) e l’asimmetriaα(ε) aumentano con ε. L’energia dell’elettrone nel laboratorio e

Ee = βγp∗ cos θ∗ + γE∗ ' γE∗(1 + cos θ∗) =Em

mε

2(1 + cos θ∗)

e il rapporto tra l’energia dell’elettrone e quella del muone e Ee/E = ε(1 + cos θ∗)/2.Se si richiede che l’energia dell’elettrone sia maggiore di un certo valore di soglia,ε(1 + cos θ∗)/2 > S, si restringe l’intervallo di cos θ∗ e si selezionano i positroni(elettroni) emessi con θ∗ ' 0 (θ∗ ' π).

Poiche e± hanno impulso ~pe leggermente minore di ~pµ, vengono deflessi dal campomagnetico all’interno dell’anello dove sono disposti i rivelatori. Quindi la frequenza

533

0

0.2

0.4

0.6

0.8

1

-0 .333

0.000

0.333

0.667

1.000

0 0.2 0.4 0.6 0.8 1ε

n αµ+µ−

Figure 4.37: Numero di elettroni n(ε) e asimmetria α(ε) nel riferimento del muone.

di conteggio di elettroni con energia maggiore di un valore di soglia diminuisce conlegge esponenziale ed e modulata dalla frequenza ωa

Ne = N0e−t/γτ [1 + A sin(ωat + φa)]

dove i valori delle costanti N0, A e φa dipendono dal valore dell’energia di soglia deirivelatori. La Fig.4.38 mostra i dati relativi a 4 miliardi di decadimenti µ+ → νµe

+νe

misurati con un valore di soglia S ' 2/3 su un intervallo di tempo di 800 µs pari acirca 12 vite medie.

Figure 4.38: Conteggio di e+ in funzione del tempo per la misura dell’anomalia delµ+ (G.W.Bennett et al., Physical Review D73, 072003, 2006).

Il risultato10, mediato sui valori misurati con µ+ e µ−, e

aexpµ = (116 592 080± 63)× 10−11

10 G.W.Bennett et al., Physical Review Letters 89, 101804, 2002; G.W.Bennett et al., PhysicalReview Letters 92, 161802, 2004

534

Poiche mµ À me, in questo caso i contributi dei bosoni W ,Z e di coppie quark-antiquark al valore calcolato dalla teoria non sono trascurabili. In particolare ilsecondo e grande ed e dominato dalla produzione di coppie qq di bassa energia dovela cromodinamica quantistica non da risultati affidabili. Per calcolarlo si usano idati sperimentali sulla sezione d’urto e+e− → adroni (capitolo ???) e questo e iltermine con l’errore maggiore. I contributi elettromagnetico, debole e adronico sono

ae.m.µ 116 584 718

aweakµ 154

ahadµ 6 921 ± 68

athµ 116 591 793 ± 68 ×10−11

Il confronto mostra che non vi e buon accordo tra la misura e il calcolo teorico:aexp

µ − athµ = (287 ± 92) × 10−11; o il termine ath

µ non e calcolato correttamente, oesiste qualche effetto nuovo di cui la teoria non tiene conto.

4.23 La supersimmetria

Nel Modello Standard le sorgenti dei campi e i campi di interazioni seguono duestatistiche diverse: quella di Fermi-Dirac e quella di Bose-Einstein. Il teorema dispin-statistica di Pauli assegna spin semi-intero ai fermioni e spin intero ai bosoni.Nell’intervallo di energia oggi esplorato, la fenomenologia delle interazioni fonda-mentali, elettromagnetica, adronica e debole, e descritta con successo da campi difermioni puntiformi di spin 1/2, da campi di interazione di spin 1 e da tre costanti diaccoppiamento relative alle trasformazioni di gauge U(1), SU(2), SU(3). Le massesono introdotte tramite l’interazione dei campi di fermioni e dei campi di gauge conil campo scalare di Higgs.

Nonostante i grandi successi nella descrizione dei fenomeni e il notevole poterepredittivo, la situazione non e del tutto soddisfacente perche occorre introdurre nelmodello un numero di parametri, le costanti di accoppiamento di Yukawa e dei campidi gauge, i cui valori vanno dedotti da misure. Inoltre, sulla base dell’esperienzamaturata nello sviluppo della teoria, e naturale attendersi che le leggi di simmetriadel modello che sono violate a bassa energia si possano ricondurre ad una simmetriapiu generale che operi ad energia piu elevata. Alcune indicazioni mostrano chel’energia di grande unificazione sia intorno al valore ΛGU ∼ 1015÷16 GeV. Infinec’e la speranza che questa simmetria sia anche in grado di descrivere l’interazionegravitazionale ad una scala di energia non superiore all’energia di Planck, MP c2 '1.2 1019 GeV 11.

Quindi si ritiene che il Modello Standard fornisca un quadro teorico incompletodelle interazioni. Oltre a questo, fornisce anche un quadro non soddisfacente perchee affetto da alcune patologie, in particolare la definizione stessa della massa delcampo di Higgs. Poiche questo si accoppia a tutti i campi, la massa e soggetta acorrezioni radiative che sono grandi se l’energia tipica a cui questi campi agiscono e

11 La massa di Planck e definita dalla relazione GNM2P /hc = 1, GN e la costante di Newton

535

grande (∼ΛGU). Per ogni campo di fermioni di massa mf = gfv/√

2, che si accoppiacol campo di Higgs secondo la (3.27), la correzione e

δm2H = −gf

∫ Λ 1

(2π)4

d4q

q2' − gf

4π2Λ2 (4.14)

dove, per evitare la divergenza, si e introdotto il limite superiore di integrazioneΛ. Questo non puo che dipendere dalla scala di energia a cui si manifesta la nuovasimmetria di unificazione delle interazioni. Ma sappiamo che la massa del campo diHiggs e vincolata nell’intervallo 100 < mH < 1000 GeV e, se consideriamo Λ ' 1016

GeV e il quark top, con gt ' 1, la correzione δmH ' Λ/2π ' 1015 GeV deve essereregolata da qualche meccanismo con la precisione di 1/1012 ! Se pero esistono deicampi scalari di massa ms e costante di accoppiamento col campo di Higgs gs, questiintroducono un’altra correzione di segno opposto

δm2H =

gs

4π2

(Λ2 −m2

s lnΛ2

m2s

)(4.15)

Quindi, se esiste una legge di simmetria per cui ad ogni fermione di spin 1/2 cor-risponde un campo scalare complesso (una coppia di bosoni di spin 0) con massasimile, allora i due contributi proporzionali a Λ2 in (4.14) e (4.15) si cancellano.Questa legge, la super-simmetria, e generata da un operatore che trasforma i campidi fermioni e in campi di bosoni e viceversa

Q|f〉 = |b〉 Q|b〉 = |f〉 (4.16)

Dato che la trasformazione agisce sui due campi cambiando lo spin di 1/2, l’operatoreQ si comporta come uno spinore di Dirac e, allo stesso modo, l’operatore Q†. QuindiQ e Q† soddisfano regole di anti-commutazione e, poiche operano sul momento an-golare, generano una simmetria dello spazio-tempo. Questa simmetria deve essereinquadrata con le altre leggi di simmetria del modello: invarianza di Lorentz e invari-anza per trasformazioni di gauge U(1), SU(2), SU(3). Le regole delle trasformazionidella super-simmetria sono

Qr, Q†r = 2σµ

rrPµ

Qr, Qs = Q†r, Q

†s = 0 (4.17)

[Qr, Pµ] = [Q†r, Pµ] = 0

dove Pµ e l’operatore 4-impulso che si trasforma come un vettore.

nota: nella (4.17) uno spinore di Dirac e rappresentato da due spinori di Weyl

ψD =

(ξr

η†r

)ψD = ψ†D

(0 11 0

)=

(ηr ξ†r

)r = 1, 2

σk (k = 1,2,3) sono le matrici di Pauli, σk = −σk, e σ0 = σ0 e la matriceidentita, σµ

rs e l’elemento (r, s) della matrice σµ (µ = 0,1,2,3); l’operazione di

536

coniugazione fa passare da fermioni left-handed ad anti-fermioni right-handed(e viceversa). Le matrici γ nella rappresentazione di Weyl sono

γµ =

(0 σµ

σµ 0

)γ5 = iγ0γ1γ2γ3 =

(−1 00 1

)

ψR =1 + γ5

2ψD =

(0

η†r

)ψL =

1− γ5

2ψD =

(ξr

0

)

4.23.1 Le particelle supersimmetriche

Dalle ipotesi precedenti e dalle relazioni (4.17) seguono importanti osservazioni

• le particelle e le corrispondenti super-particelle generate dalle trasformazionidella supersimmetria appartengono a super-multipletti ;

• l’operatore P 2 commuta con i generatori della super-simmetria, quindi le par-ticelle e le corrispondenti super-particelle hanno lo stesso autovalore di P 2,cioe hanno la stessa massa;

• i generatori delle simmetrie di gauge commutano con i generatori della super-simmetria, quindi le particelle e le corrispondenti super-particelle hanno lestesse costanti di accoppiamento;

• un super-multipletto contiene un ugual numero di stati di fermioni e di bosoni.Infatti, se s e lo spin, l’operatore (−1)2s ha autovalore +1 se agisce su unbosone, e autovalore -1 se agisce su un fermione

(−1)2s|b〉 = +|b〉 (−1)2s|f〉 = −|f〉

e quindi anticommuta con gli operatori Q, Q†. Consideriamo l’insieme di stati|n〉 di un super-multipletto con autovalore del 4-impulso Pµ. Gli operatori Q,Q† producono un nuovo stato |n′〉 con lo stesso valore Pµ e quindi per questoinsieme si ha

∑n |n〉〈n| = 1. Dalla (4.17) si ha

∑n〈n|(−1)2sPµ|n〉 =

∑n〈n|(−1)2sQQ†|n〉+

∑n〈n|(−1)2sQ†Q|n〉

=∑

n〈n|(−1)2sQQ†|n〉+∑

n

∑m〈n|(−1)2sQ†|m〉〈m|Q|n〉

=∑

n〈n|(−1)2sQQ†|n〉+∑

m〈m|Q(−1)2sQ†|m〉=

∑n〈n|(−1)2sQQ†|n〉 −∑

m〈m|(−1)2sQQ†|m〉 = 0

∑n〈n|(−1)2sPµ|n〉 e proporzionale a nb−nf nell’insieme considerato se Pµ 6= 0,

e quindinb = nf

• ad un fermione con due stati di elicita, nf = 2, corrispondono due campiscalari reali con nb = 1;

537

• un bosone di spin 1 di massa nulla (prima della rottura spontanea della simme-tria di gauge) ha due stati di elicita, nb = 2: a questo corrisponde un fermionecon nf = 2.

Vediamo come la super-simmetria puo curare la patologia del Modello Standarddella definizione della massa del campo di Higgs e, al tempo stesso, preservare lealtre caratteristiche del modello, cioe l’invarianza per trasformazioni di gauge.

Ad ogni particella nota si aggiunge un super-partner che differisce di 1/2 unita dispin e che ha le stesse interazioni. I super-partner dei leptoni e dei quark sono bosonidi spin 0 e sono identificati dal prefisso s (per scalare), sleptoni e squark, e indicaticon lo stesso simbolo con una tilde: e e il superpartner scalare dell’elettrone. Lecomponenti left- e right-handed dei fermioni hanno proprieta diverse e quindi hannopartner scalari diversi; ad esempio

(νe

eL

)⇒

(νe

eL

)eR ⇒ eR

− νe ha carica elettrica nulla, si accoppia con i campi W e Z;− eL ha carica negativa, si accoppia con i campi A, W e Z;− eR ha carica negativa, si accoppia con i campi A e Z, ma non con W ;− tutti hanno spin zero; quindi il suffisso L,R non indica l’elicita del selettrone, maquella del super-partner elettrone.

I partner dei bosoni di gauge sono fermioni di spin 1/2 chiamati gaugini. Icampi vettoriali della simmetria dell’isospin, Bk, e dell’ipercarica, BY , si combinanoa formare i campi A, W e Z; allo stesso modo i super-partner Bk e BY formanoi fermioni γ (fotino), W± (wino) e Z0 (zino). Agli otto campi di colore, i gluoni,corrispondono otto fermioni detti gluini, g.

Il campo di Higgs, introdotto nel capitolo ???, e costituito da un doppietto diisospin di campi scalari con ipercarica Y = +1. Il super-partner sarebbe un fermionedi spin 1/2 con lo stesso valore dell’ipercarica ma, per evitare le anomalie introdotteda diagrammi di Feynman chiusi, occorre che esistano due fermioni con ipercaricaopposta, Y = ±1. Quindi, nel modello super-simmetrico, esistono due doppietti diHiggs scalari (otto campi reali)

Y = +1 Hu =

(H+

u

H0u

)Y = −1 Hd =

(H0

d

H−d

)

Questi campi hanno valori di aspettazione nel vuoto diversi da zero

Hminu =

(0vu

)Hmin

d =

(vd

0

)(4.18)

e, con un meccanismo simile a quello descritto nel capitolo ???, danno origine rispet-tivamente alle masse dei fermioni di tipo u e di tipo d. I partner supersimmetricisono quattro fermioni di spin 1/2 chiamati higgsini e indicati con H+

u , H0u, H0

d , H−d .

La tabella 4.1 mostra il quadro dei super-multipletti previsti dalla super-simmetria.Sono indicati gli autovalori dell’ipercarica e la molteplicita di isospin e di colore. Va

538

notato che l’algebra usata per gli spinori implica che il partner del s-leptone (s-quark) left-handed e l’anti-leptone (anti-quark) right-handed in modo che in ognisuper-multipletto risulti ΣkYk = 0. Il numero di stati di fermioni in un super-multipletto e uguale al numero di stati di bosoni.

super-partner spin 0 spin 1/2 spin 1 U(1)Y SU(2)L SU(3)C

sleptoni (νL eL) (νL eL) -1 2 1×3 eR eR 2 1 1

squark (uL dL) (uL dL) 1/3 2 3×3 uR uR -4/3 1 3

dR dR 2/3 1 3

bini B1 B2 B3 B1 B2 B3 0 3 1

BY BY 0 1 1gluini g g 0 1 8

higgsini (H+u H0

u) (H+u H0

u) +1 2 1

(H0d H−

d ) (H0d H−

d ) -1 2 1

Table 4.1: Particelle super-simmetriche e molteplicita degli stati. I super-partnerdelle particelle note sono indicati con˜.

4.23.2 Il modello supersimmetrico minimale

Le particelle e le corrispondenti super-particelle della tabella costituiscono il ModelloStandard Supersimmetrico Minimale, MSSM, cui va aggiunta l’interazione con ilcampo gravitazionale che non e trattata qui. Le super-particelle della terza colonna,bini e higgsini, si mescolano a formare fermioni carichi e neutri chiamati chargini,χ±1 e χ±2 , e neutralini, χ0

1, χ02, χ0

3 e χ04. Il campo di Higgs e costituito da otto campi

reali che, per effetto della rottura spontanea della simmetria elettrodebole, dannoorigine alla massa di tre bosoni di gauge W± e Z0 e a cinque bosoni di Higgs: duecarichi H± e due neutri h0 e A0 con autovalori opposti di CP , oltre al bosone H0

del Modello Standard. La Fig. 4.39 mostra come gli accoppiamenti di particelle ecampi sono rappresentati con l’introduzione dei super-partner.

Se la super-simmetria fosse una simmetria esatta, le particelle e le corrispondentisuper-particelle avrebbero lo stesso valore di massa. Ma non e stata osservata alcunasuper-particella (con valore di massa minore di circa 100 GeV ) e quindi la super-simmetria e rotta a bassa energia. Diversi meccanismi sono stati introdotti perdescrivere questo fenomeno: rottura spontanea oppure mediata da qualche legge.Il meccanismo di rottura della super-simmetria determina la gerarchia dei valori dimassa delle particelle super-simmetriche e quindi guida lo studio di processi chepossano produrle in interazioni di alta energia su cui torneremo brevemente nelseguito.

539

f f

f

H

f

H

~

~

B

B

H

B

χ

H

~

~

f f

f

B

f~

~χ

B

B

B

B

~χ

~χ

Figure 4.39: Accoppiamenti di particelle e campi e dei corrispondenti super-partner.Fermione: linea continua, bosone scalare: linea tratteggiata, bosone di gauge: lineaondulata.

La R-parita − Il Modello Standard non prescrive la conservazione separata deinumeri barionico A e leptonico L, questa viene aggiunta had hoc sulla base delleosservazioni quali, ad esempio, il limite superiore alla vita media del protone. Ipossibili contributi al decadimento del protone sono comunque molto piccoli. NelMSSM invece il processo p → e+π0 (o analoghi con muoni o neutrini o mesoni K)puo essere mediato dallo scambio di uno squark, uud → uq∗ → uue+, con cambio diuna unita di A e L. Per evitare questo tipo di processi non e necessario ipotizzarela conservazione separata del numero barionico e leptonico, ma e sufficiente ipotiz-zare l’invarianza della super-simmetria rispetto ad una trasformazione discreta diparita della materia, PM = (−1)3A−L. Infatti, nel decadimento del protone o in casianaloghi, ad esempio transizioni n → n, PM cambia segno.

D’altra parte l’operatore (−1)2s ha autovalori opposti se applicato a fermioni obosoni, quindi la parita si puo estendere alla super-simmetria introducendo l’operatoredi R-parita

R = (−1)3A−L+2s (4.19)

che ha autovalore R = +1 per le particelle e R = −1 per le super-particelle. NelMSSM si ipotizza la conservazione della R-parita. Questo ha alcune importanticonseguenze

• in interazioni di particelle ordinarie, le super-particelle vengono prodotte incoppia;

• una super-particella instabile decade in almeno una super-particella.

Da questo segue che la super-particella piu leggera, LSP , deve essere stabile e,poiche non e stata ancora osservata, e plausibile che abbia massa elevata e cheinteragisca debolmente. Quindi la LSP e un buon candidato per interpretare lamateria oscura fredda presente nell’Universo (capitolo ???). Nella maggior partedei modelli di rottura della super-simmetria, la LSP e il neutralino χ0

1, un fermioneneutro soggetto solo a interazione debole.

540

4.23.3 Fenomenologia del MSSM

La teoria super-simmetrica, oltre all’elegante unificazione della statistica di fermionie bosoni, e alla consolidazione del modello di rottura spontanea della simmetriaelettrodebole con il campo di Higgs, ha altri notevoli punti interessanti.

Il primo e che non introduce nuove interazioni, quindi gli elementi di matriceper la produzione di particelle super-simmetriche e per calcolare le probabilita didecadimento sono calcolabili. Purtroppo non e noto il valore delle masse, ne la ger-archia dei valori di massa, quindi i fattori cinematici nel calcolo delle probabilita diinterazione o decadimento non sono noti. Comunque, se le super-particelle esistono,devono influenzare le interazioni delle particelle note attraverso le correzioni radia-tive. Sulla base dei risultati di molte misure di precisione dei parametri del ModelloStandard, si conclude che i valori di massa sono maggiori di ∼ 100 GeV . Inoltre,sulla base di argomenti generali sulla consistenza della teoria, si deduce che la scaladi energia delle particelle super-simmetriche non e molto maggiore di ∼ 1 TeV .

I parametri di partenza per stimare i valori di massa sono diversi per i diversimodelli proposti per la rottura della super-simmetria. In generale sono tre parametrirelativi alle simmetrie di gauge, m1, m2 e m3, per U(1), SU(2) e SU(3), e i valori diaspettazione del vuoto del campo di Higgs, vu e vd della (4.18), con v2

u + v2d = v2 =

(246 GeV )2, e il rapporto tan β = vu/vd.Ricerche dirette di produzione di particelle super-simmetriche sono state effet-

tuate nelle interazioni e+e− al LEP fino a ∼200 GeV di energia nel centro di massa,e nelle interazioni protone-antiprotone al TeVatron Collider a ∼2 TeV di energia nelcentro di massa. Nell’ipotesi di conservazione della R-parita le particelle supersim-metriche sono prodotte in coppia, ad esempio,

LEP: e+e− → χ+j χ−j → χ0

j χ0k → ˜+ ˜− → qq∗ . . .

TeVatron: qq → gg qg → gq gg → gg gg → qq∗ . . .

e le super-particelle prodotte decadono rapidamente in LSP che prendono unafrazione considerevole dell’energia a disposizione nel centro di massa e non ven-gono rivelate (perche debolmente interagenti). Quindi la produzione di questi statifinali e caratterizzata da una grande energia mancante. Queste ricerche non hannodato risultati positivi, ma hanno permesso di porre limiti inferiori al valore dellemasse

m(χ01) > 50 m(χ±1 ) > 100 m(g) > 200 m(q) > 300 GeV

Il secondo punto che rende attraente la super-simmetria va nella direzione dell’unificazionedelle costanti di accoppiamento dei gruppi di gauge. Nell’appendice 4.20 abbiamomostrato che la costante di accoppiamento dell’elettromagnetismo, α, cresce con il4-impulso trasferito Q per effetto delle correzioni radiative

α(Q2) =α(µ2)

1− (b/4π) α(µ2) ln Q2/µ2(4.20)

541

dove µ e un valore di riferimento del 4-impulso trasferito e il parametro b tiene contodell’effetto di tutte le particelle che si accoppiano con il campo: b e positivo per ilcampo elettromagnetico. Lo stesso avviene per la costante di accoppiamento rela-tiva al gruppo abeliano U(1)Y . Invece le costanti di accoppiamento dei gruppi nonabeliani SU(2)L e SU(3)C hanno andamento opposto per effetto dell’autointerazionedei campi: b e negativo. Per i gruppi di gauge abbiamo

α1 =5

3

α

cos2 θW

α2 =α

sin2 θW

α3 = αs

e i valori misurati a Q2 = m2Z sono: α1 = 0.0168, α2 = 0.0335, α3 = 0.118. Nel

Modello Standard i valori del parametro b sono

b1

b2

b3

=

0−22/3−11

+

4/34/34/3

× nf +

1/101/60

× nhiggs =

41/10−19/6−7

nf = 3 e il numero di generazioni di fermioni e nhiggs = 1 il numero di doppi-etti del campo di Higgs. Quindi, se non esistono altre particelle di massa elevata,l’andamento (4.20) di αi non prevede che ci sia un valore di energia di grande unifi-cazione per cui i valori delle tre costanti di accoppiamento siano confrontabili, comesi osserva in Fig. 4.40 che mostra l’andamento dell’inverso delle costanti di accoppi-amento

1

αi(Q2)=

1

αi(m2Z)− bi

4πln

Q2

m2Z

in funzione del 4-impulso trasferito.

0

1 0

2 0

3 0

4 0

5 0

6 0

7 0

0 5 1 0 1 5 2 0

l o g1 0

(Q / GeV)

αααα−−−−1111

1111////αααα1111

1111////αααα2222

1111////αααα3333

Figure 4.40: Costanti di accoppiamento dei campi di gauge, 1/αi, in funzione dellascala di energia di interazione. Modello Standard: linee tratteggiate, MSSM: lineecontinue.

Nel MSSM anche le particelle super-simmetriche contribuiscono al valore di bquando Q > mSUSY . In questo caso si ha

b1

b2

b3

=

0−6−9

+

222

× 3 +

3/101/20

× 2 =

66/101−3

542

Con ipotesi sul valore di mSUSY basate sui limiti di massa stabiliti dagli esperimentie sulla consistenza del MSSM che prevede mSUSY dell’ordine di 1 TeV si ottieneinvece un andamento diverso e le tre costanti di accoppiamento hanno un valorecomune, α ' 0.04, per Q ∼ 1016 GeV . Questo potrebbe essere il valore dell’energiadi grande unificazione e risulta minore dell’energia di Planck.

543

4.24 Premi Nobel citati nel testo

1901 Wilhelm Rongten scoperta dei raggi X1902 Hendrik Lorentz influenza del magnetismo sull’emissione di radiazione

Pieter Zeeman1903 Henri Becquerel scoperta della radioattivita

Pierre Curie, Marie Curie studio dell’emissione di sostanze radioattive1904 Lord Rayleigh studio della densita dei gas1905 Philipp Lenard ricerche sui raggi catodici1906 Joseph Thomson studio della conducibilita nei gas1907 Albert Michelson realizzazione dello spettrometro di Michelson1908 Ernest Rutherford ∗ studio delle proprieta di sostanze radioattive1911 Wilhelm Wien leggi della radiazione termica1911 Marie Curie ∗ scoperta del radio e del polonio1914 Max von Laue scoperta della diffrazione dei raggi X dai cristalli1915 William Bragg studio della struttura cristallina con raggi X

Lawrence Bragg1917 Charles Barkla scoperta dell’emissione di raggi X atomici1918 Max Planck scoperta dei quanti di energia1921 Albert Einstein leggi dell’effetto fotoelettrico1921 Frederick Soddy ∗ ricerche sulla natura degli isotopi1922 Niels Bohr teoria della struttura atomica1922 Francis Aston ∗ sviluppo dello spettrometro di massa1923 Robert Millikan carica elettrica elementare e studio dell’effetto fotoelettrico1924 Manne Siegbahn ricerche sulla spettroscopia a raggi X1925 James Franck studio della diffusione di elettroni dagli atomi

Gustav Hertz1927 Arthur Compton scoperta dell’effetto Compton

Charles Wilson invenzione della camera di Wilson1929 Louis de Broglie teoria ondulatoria dell’elettrone1930 Venkata Raman scattering della luce e effetto Raman1932 Werner Heisenberg teoria della meccanica quantistica1933 Erwin Schrodinger teoria quantistica dell’atomo

Paul Dirac1934 Harold Urey ∗ scoperta del deuterio1935 James Chadwick scoperta del neutrone1935 Frederic Joliot ∗ scoperta di nuovi elementi radioattivi

Irene Curie ∗

1936 Victor Hess scoperta della radiazione cosmicaCarl Anderson scoperta del positrone

∗ premio Nobel per la Chimica

544

1937 Clinton Davisson scoperta della diffrazione di elettroni da cristalliGeorge Thomson

1938 Enrico Fermi studio di reazioni indotte da neutroni1939 Ernest Lawrence invenzione del ciclotrone e produzione di elementi radioattivi1943 Otto Stern metodo dei raggi molecolari e momento magnetico del protone1944 Isidor Rabi metodo della risonanza magnetica nucleare1944 Otto Hahn ∗ scoperta della fissione dei nuclei pesanti1945 Wolfgang Pauli scoperta del principio di esclusione1948 Patrick Blackett metodi di osservazione della radiazione cosmica1949 Hideki Yukawa studio delle forze nucleari e previsione dell’esistenza dei mesoni1950 Cecil Powell sviluppo delle emulsioni nucleari e scoperta dei mesoni1951 John Cockcroft metodi di accelerazione di particelle e studio di reazioni nucleari

Ernest Walton1951 Edwin McMillan ∗ studio di elementi transuranici

Glenn Seaborg ∗

1952 Felix Bloch, Edward Purcell sviluppo della risonanza magnetica nucleare1954 Max Born interpretazione statistica della funzione d’onda

Walter Bothe metodo della coincidenza temporale1955 Willis Lamb struttura fine dello spettro dell’idrogeno

Polykarp Kusch misura del momento magnetico dell’elettrone1957 Chen Yang, Tsung-Dao Lee studio dell’invarianza per trasformazione di parita1958 Pavel Cherenkov scoperta e interpretazione dell’effetto Cherenkov

Il’ja Frank, Igor Tamm1959 Emilio Segre scoperta dell’antiprotone

Owen Chamberlaim1960 Donald Glaser invenzione della camera a bolle1960 Willard Libby ∗ metodo di datazione con il Carbonio-141961 Robert Hofstadter ricerche sullo scattering di elettroni da nuclei

Rudolf Mossbauer ricerche sull’assorbimento di risonanza di fotoni1963 Eugene Wigner studi sulle leggi di simmetria delle particelle

Maria Mayer, Hans Jensen studi sulle leggi di simmetria dei nuclei1965 Julian Schwinger sviluppo dell’elettrodinamica quantistica

Richard FeynmanSin-Itiro Tomonaga

1967 Hans Bethe teoria delle reazioni nucleari1968 Luis Alvarez scoperta di stati risonanti delle particelle1969 Murray Gell-Mann scoperta delle leggi di simmetria delle interazioni adroniche1975 Aage Bohr, Ben Mottelson modelli collettivi dei nuclei

Leo Rainwater1976 Burton Richter scoperta della risonanza J/ψ

Samuel Ting

∗ premio Nobel per la Chimica

545

1978 Arno Penzias scoperta della radiazione cosmica di fondoRobert Wilson

1979 Sheldon Glashow, Abdus Salam teoria elettro-debole delle interazioni fondamentaliSteven Weinberg

1980 James Cronin, Val Fitch scoperta della violazione della simmetria CP1983 William Fowler studio delle reazioni nucleari e formazione degli elementi1984 Carlo Rubbia scoperta dei bosoni vettori W e Z

Simon van der Meer1988 Leon Lederman, Melvin Schwartz scoperta del neutrino µ

Jack Steinberger1989 Hans Dehmelt, Wolfgang Paul metodo della trappola di ioni1990 Jerome Friedman studio della struttura a quark del nucleone

Henry Kendall, Richard Taylor1992 Georges Charpak sviluppo dei rivelatori di particelle ionizzanti1994 Bertran Brockhouse sviluppo della spettroscopia neutronica

Clifford Shull sviluppo della diffrazione di neutroni1995 Frederick Reines scoperta del neutrino

Martin Perl scoperta del leptone τ

1999 Gerardus ’t Hooft consistenza quantistica della teoria elettro-deboleMartinus Veltman

2002 Raymond Davis osservazione dei neutrini solariMasatoshi Koshiba osservazione dei neutrini di origine cosmica

2004 David Gros, David Politzer teoria della cromodinamica quantisticaFrank Wilczek

2005 Roy Glauber diffusione da potenziale2008 Yoichiro Nambu rottura spontanea di simmetria

Makoto Kobayashi, Toshihide Maskawa simmetrie dei quark ”pesanti”

546

4.25 Esercizi

Prova di esonero dalla prova scritta di esame - 27 aprile 1995

1. Nell’anello di collisione protone-antiprotone del CERN si fanno circolare pro-toni di impulso p = 300 GeV/c. L’anello ha raggio R = 1 km. La camera avuoto contiene aria (azoto, Z = 7, A = 14, densita NTP ρ = 1.25 10−3 g cm−3)a pressione P = 10−11 atmosfere. Calcolare:- il campo magnetico nell’anello;- il periodo di rivoluzione dei protoni;- il coefficiente di assorbimento dei protoni se la sezione d’urto di interazionecon i nuclei del gas e σ = 300 mb (mb = 10−27 cm2);- la vita media del fascio, cioe l’intervallo di tempo in cui l’intensita del fasciosi riduce al valore e−1 di quella iniziale.

2. Nell’articolo Possible Existence of a Neutron J.Chadwick sostiene che, per sp-iegare l’emissione di protoni con velocita vp ≈ 3 109 cm/s mediante effettoCompton, e necessario che nel processo vengano emessi fotoni con energia dialmeno 50 MeV. Giustificare questa affermazione: calcolare l’impulso mas-simo ceduto da un fotone di energia Eγ = 50 MeV ad un protone per effettoCompton, l’energia cinetica del protone e la sua velocita.

3. Un canale magnetico seleziona particelle di impulso p = 0.5 GeV/c. Le par-ticelle hanno massa mπ = 0.14 GeV/c2 e mK = 0.50 GeV/c2. Per selezionarele particelle si usa il tempo di volo tra due rivelatori a scintillatore plastico(densita ρ = 1 g cm−3, dE/dx = 2 MeV/g cm−2, Xo = 40 cm) che hannospessore di 2 cm e sono ad una distanza di 3 m uno dall’altro. Calcolare:- la velocita dei due tipi di particelle;- il tempo di volo tra i due rivelatori per i due tipi di particelle;- la risoluzione temporale di ciascun rivelatore (si assuma uguale) necessariaper selezionare le particelle entro almeno 4 deviazioni standard;- l’energia perduta nel primo rivelatore;- l’angolo medio di deflessione coulombiana multipla, per i due tipi di particelle,dopo aver attraversato il primo rivelatore.

Prova di esonero dalla prova scritta di esame - 16 maggio 1995

1. Usando la formula di Bethe-Weizsacker calcolare l’energia di legame dei nucleiisobari con A = 27: 27

12Mg, 2713Al, 27

14Si. Determinare quale e il nucleo piustabile e indicare quali sono i contributi all’energia di legame che rendono glialtri meno stabili.

[Coefficienti: termine di volume = 15.7, di superficie = 17.2, coulombiano =0.71, di pairing = 23.3, di simmetria = ± 12 MeV].

2. Il nucleo di 63Li ha momento magnetico µ = 0.82 µN . I momenti magnetici del

protone e del neutrone sono rispettivamente µp = +2.79 µN e µn = −1.91 µN .

547

Quale informazione si ricava sullo spin del nucleo 63Li ? Sulla base di quali

argomenti spiegate che il nucleo 62He ha spin 0 ? Scrivere la reazione del

decadimento β del nucleo 62He. Stimare, sulla base dei contributi all’energia

di legame, se sia energeticamente possibile e indicare che tipo di transizione siha nel decadimento.

3. Il nucleo di deuterio, 21H, ha energia di legame 2.23 MeV . Il nucleo di trizio,

31H, ha energia di legame 8.48 MeV . Calcolare l’energia che occorre per portaredue nuclei 2

1H alla distanza di 1.4 10−13 cm e la temperatura corrispondente.Se in queste condizioni avviene la reazione di fusione

21H + 2

1H → 31H + X

indicare quale particella viene prodotta nello stato finale e calcolare l’energiaprodotta nella reazione di fusione.

[ k = 8.6 10−11 MeV/K ]

Prova di esonero dalla prova scritta di esame - 19 giugno 1995

1. Nell’annichilazione di antiprotoni di impulso p = 2.2 GeV/c con protoni ariposo vengono prodotte coppie ΛΛ. Considerare il caso di produzione sim-metrica in cui le particelle Λ e Λ sono prodotte, nel riferimento del centro dimassa, a 90 rispetto alla direzione dell’antiprotone. Calcolare, nel riferimentodel laboratorio, l’impulso delle particelle Λ, l’angolo di produzione rispetto alladirezione dell’antiprotone e il cammino medio di decadimento.

[ mp = 0.938, mΛ = 1.116 GeV/c2; τΛ = 2.6 10−10 s ].

2. Le frazioni di decadimento dei mesoni Ko in coppie di pioni sono:

BR(KoS → π+π−) = 0.686 BR(Ko

L → π+π−) = 2.03 10−3

BR(KoS → πoπo) = 0.314 BR(Ko

L → πoπo) = 0.91 10−3

Spiegare in base a quale legge di simmetria il decadimento KoL → ππ e sop-

presso rispetto al decadimento KoS → ππ. Spiegare in base a quale regola di

selezione si giustifica il rapporto

BR(Ko → πoπo)

BR(Ko → π+π−)≈ 1

2

3. Il valore della vita media del leptone µ e legato alla costante di Fermi dallarelazione

1

τµ

=Γµ

hΓµ = Γ(µ → νµ e νe) =

G2 (mµ c2)5

192 π3

Il leptone τ decade in elettrone o muone con frazioni di decadimento:

BR(τ → ντ e νe) = 0.177± 0.002 BR(τ → ντ µ νµ) = 0.180± 0.002

548

Spiegare perche le probabilita di decadimento del leptone τ in elettrone emuone sono, entro gli errori di misura, uguali. Calcolare la vita media delleptone τ .

[ τµ = 2.2 10−6 s; mµ = 0.106, mτ = 1.78 GeV/c2; 192π3 = 6.0 103 ]


1. Una particella neutra di massa M = 0.5 GeV/c2 decade in due particelle dicarica opposta e di massa m1 = m2 = 0.14 GeV/c2. Calcolare l’impulso e lavelocita delle particelle nel riferimento della particella M e la velocita di unarispetto all’altra.

2. Una sorgente della potenza di 10−4 W emette in modo isotropo raggi X dienergia 10 keV . La sorgente e schermata da un involucro che ha un foro diraggio r = 0.5 cm a distanza d = 10 cm dalla sorgente. All’esterno vi e unrivelatore dello spessore di 2 cm riempito con gas di densita 2 10−3 g cm−3. Ilcoefficiente di assorbimento dei raggi X nel gas e µ = 20 g−1cm2. Il materialetra la sorgente e il rivelatore assorbe la meta dei raggi X. Calcolare il flusso dienergia che investe il rivelatore, il flusso di raggi X e la frequenza di conteggiodel rivelatore.

3. In un esperimento presso un anello di collisione le traiettorie delle particellecariche sono ricostruite in un rivelatore cilindrico di raggio r = 1 m riempitocon gas a pressione di 4 atmosfere e immerso nel campo magnetico uniformedi un solenoide Bz = 0.4 T . Nel centro del rivelatore viene prodotta unaparticella di carica e con componente longitudinale e trasversa dell’impulsopz = 3, pT = 4 GeV/c. La particella ha massa m ¿ p/c. Calcolare ilraggio di curvatura della traiettoria, l’angolo di deflessione nel piano trasversoall’uscita del rivelatore, l’angolo r.m.s. di diffusione coulombiana nel pianotrasverso all’uscita del rivelatore e l’energia perduta nel rivelatore. Verificareche 〈θrms〉 ¿ θcurv, ∆E ¿ E.

1 m

z x

yy

bobina

[ Per il gas, a condizioni NTP,ρ = 2 10−3 g cm−3; Xo = 40 g cm−2; 〈dE/dx〉 = 2 MeV g−1cm2 ]


1. Il nucleo 22688 Ra decade α con periodo di dimezzamento t1/2 = 1602 anni.

L’unita di misura di attivita (1 Curie ≡ 1 Ci) e definita come il numero

549

di disintegrazioni al secondo di un grammo di radio. Scrivere la reazione deldecadimento. Calcolare il numero di nuclei presenti in un grammo di 226

88 Ra eil numero di disintegrazioni al secondo corrispondenti all’attivita di 1 Ci.

[ 1 anno ≈ π 107 secondi ]

2. Il nucleo 31H decade β nel nucleo 3

2He. Nel decadimento l’energia cineticamassima dell’elettrone e 19 keV . Indicare la configurazione di decadimentoin cui l’energia cinetica dell’elettrone e massima. Calcolare la differenza dienergia di legame tra i due nuclei. Nell’ipotesi che la differenza di energia dilegame sia dovuta alla repulsione coulombiana dei due protoni nel nucleo 3

2He,calcolare la distanza media dei protoni.

3. Nell’esperimento Measurement of the helicity of the neutrino si sfrutta la flu-orescenza di risonanza nucleare nel decadimento γ del nucleo 152

62 Sm∗ che havita media τ = 3 10−14 s. Il nucleo 152

63 Eu, a seguito di cattura elettronica,decade nello stato eccitato 152

62 Sm∗ e in un neutrino di energia Eν = 0.84 MeV .La differenza di massa tra i nuclei 152

63 Eu e 15262 Sm e 1.3 MeV/c2. L’energia di

legame dell’elettrone catturato e trascurabile. La massa del nucleo 15262 Sm e

142 GeV/c2. Calcolare:- la larghezza di riga nel decadimento 152

62 Sm∗ → 15262 Sm + γ;

- la differenza di energia nella transizione;- la differenza tra l’energia del fotone in assorbimento e l’energia del fotone inemissione.Spiegare quale e il meccanismo per cui si ha nell’esperimento l’assorbimentodi risonanza γ + 152

62 Sm → 15262 Sm∗.


1. Un fascio di mesoni π− e inviato su un bersaglio di idrogeno liquido per studiarela produzione di barioni Σ. Indicare gli stati finali a due particelle in cuivengono prodotti barioni Σ e la composizione in autostati di isospin. Calcolarel’energia di soglia dei mesoni π−.

2. La reazione e+e− → φ → K+K− viene prodotta in un anello di collisioneche ha luminosita L = 1032 cm−2s−1. La sezione d’urto e σ(e+e− → φ) =4 10−30 cm2. La frazione di decadimento e BR(φ → K+K−) = 0.5. Ladistribuzione angolare e

d2n

dφ dcos θ=

3

8πsin2θ

Calcolare l’impulso dei mesoni K e il numero di eventi al secondo in cui en-trambe i mesoni decadono in un rivelatore che ha accettanza 0 ≤ φ ≤ 2π,π/4 ≤ θ ≤ 3π/4, 10 cm ≤ r ≤ 100 cm, dove r e la distanza dal punto diincrocio dei fasci.

[ mφ = 1.019, mK = 0.494 GeV/c2, τK = 1.24 10−8 s ]

550

3. Il barione Σ+ decade Σ+ → p πo e Σ+ → n π+ con vita media τ = 0.80 10−10 se con frazioni di decadimento

BR(Σ+ → p πo) = 0.516± 0.003 BR(Σ+ → n π+) = 0.483± 0.003

Verificare, sulla base della legge ∆I = 1/2, che gli elementi di matrice deidecadimenti sono uguali e giustificare perche BR(Σ+ → p πo) > BR(Σ+ →n π+). Indicare i decadimenti piu probabili del barione Σ− e dare una stimadella vita media del barione Σ−.

masse in GeV/c2

πo π± K± Ko p n Λo Σ+ Σo Σ−

0.135 0.140 0.494 0.497 0.938 0.939 1.116 1.189 1.193 1.197


1. Il muone e una particella instabile di massa 105 MeV/c2 e vita media 2.2 10−6 s.Un fascio di muoni viene fatto circolare in un anello di raggio R = 14 m conun campo magnetico uniforme B = 0.5 T normale al piano dell’anello. Calco-lare l’impulso dei muoni, il periodo di rivoluzione e la frazione di muoni chedecadono in un periodo.

2. Una particella α (mα = 3.7 GeV/c2, z = 2) di energia cinetica Ec = 7.4 MeVviene inviata su un bersaglio costituito da un sottile foglio di rame dello spes-sore di 5 10−4 cm. Calcolare la perdita di energia per ionizzazione nel foglio dirame, l’energia cinetica e l’angolo di diffusione coulombiana multipla all’uscitadel foglio.

Rame: Z = 29, A = 64, densita = 9.0 g/cm3, Xo = 1.4 cm(dEdx

)min

=(

dEdx

)βγ=3

= 1.4 MeV/g cm−2

3. Nella positron-emission tomography (PET) si sfrutta il decadimento del positro-nio (stato legato e+e−) in due fotoni. Il positronio si forma fissando unasorgente radioattiva β+ nel campione da analizzare, i positroni emessi dallasorgente vengono catturati dagli elettroni del campione con probabilita inver-samente proporzionale alla velocita relativa e si assume che il positronio decadaa riposo. I fotoni emessi nel decadimento vengono diffusi per effetto Comptonnel materiale che circonda il campione. Un rivelatore registra i fotoni se hannoenergia maggiore di una soglia Es pari a 80% dell’energia dei fotoni emessi.Calcolare il valore minimo e massimo dell’energia dei fotoni diffusi per effettoCompton, il coefficiente di assorbimento per fotoni diffusi con energia E ′ < Es,e la probabilita che il rivelatore registri la coincidenza di due fotoni.Il materiale che circonda il campione e acqua e lo spessore e 10 cm. La sezioned’urto differenziale di diffusione Compton e

dσ

dcosθ= πr2

o

(E ′

E

)2 [E ′

E+

E

E ′ − sin2θ

]

551


1. Si vuole misurare la distribuzione di carica elettrica del nucleo 4020Ca con dif-

fusione elastica di elettroni di impulso 400 MeV/c. Si fa l’ipotesi che la dis-tribuzione sia uniforme per r < R e nulla per r ≥ R dove R e il raggio mediodel nucleo: R = 1.25 10−13 cm · A1/3.Calcolare per quali valori dell’angolo di diffusione si hanno i primi due massimidella sezione d’urto differenziale e il valore della sezione d’urto differenziale inqueste condizioni di misura.

2. Gli isotopi del Torio (Z = 90) decadono per emissione α in isotopi del Radio(Z = 88). Le catteristiche di alcuni isotopi sono:

Z A BE (MeV ) JP τ (s) Z A BE (MeV ) JP

90 230 1755.22 0+ 3.4 1012 88 226 1731.69 0+

90 229 1748.43 5/2+ 3.3 1011 88 225 1725.30 3/2+

90 228 1743.19 0+ 8.7 107 88 224 1720.41 0+

Calcolare l’energia cinetica, l’impulso e lo stato di momento angolare delleparticelle α emesse nei decadimenti del Torio. Riportare le energie e le vitemedie nel grafico. Il decadimento 229

90 Th → 22588 Ra + α ha vita media circa

due ordini di grandezza maggiore rispetto all’estrapolazione degli altri dati.Spiegare qualitativamente perche.

[ mp = 938.27, mn = 939.57, me = 0.51, mα = 3727.38 MeV/c2 ]

3. Il nucleo 6027Co(5+) decade β nello stato eccitato 60

28Ni∗(4+) del nucleo di Nichel.Questo decade γ nello stato eccitato 60

28Ni∗(2+) che, a sua volta, decade γ nellostato fondamentale 60

28Ni(0+). La differenza di massa e M(6027Co)−M(60

28Ni) =3.33 MeV . L’energia dei fotoni emessi e 1.17 e 1.33 MeV. Indicare che tipo ditransizione si ha nel decadimento β e calcolare il valore massimo dell’energiacinetica dell’elettrone. Indicare quali tipi di transizione si hanno nei decadi-menti γ e dare una stima della vita media del decadimento 2+ → 0+ nel nucleo6028Ni.


1. In un esperimento in cui si e misurata la massa del pione neutro, i mesoni πo

vengono prodotti con la reazione π− p → πo n in cui i mesoni π− vengono

552

catturati a riposo in un bersaglio di idrogeno. Calcolare l’impulso dei mesoniπo, i valori minimo e massimo dell’energia dei fotoni emessi nel decadimentoπo → γ γ e la distribuzione di energia dei fotoni, dn/dEγ. Calcolare i valoriminimo e massimo dell’angolo tra i fotoni.

2. Il mesone pseudoscalare ηo ha numeri quantici JPC = 0−+ e decade per inter-azione elettromagnetica con vita media τ = 5.6 10−19 s. I modi di decadimentopiu probabili e le relative frazioni di decadimento sono elencati nelle primedue colonne. Calcolare le larghezze parziali dei decadimenti del mesone ηo. Idecadimenti nella terza colonna non sono mai stati osservati. Spiegare perchequesti decadimenti non si osservano indicando quali leggi di conservazione sonoviolate.

decadimento BR decadimento ?ηo → γ γ 0.392 ηo → γ γ γ

ηo → πo πo πo 0.321 ηo → πo πo

ηo → π+ πo π− 0.232 ηo → πo γ

3. Descrivere nel modello a quark il decadimento semileptonico del pione carico,π− → πo e− ν, e il decadimento β del neutrone. Disegnare i diagrammi diFeynman. Calcolare la frazione di decadimento BR(π− → πo e− ν) dal valoredella vita media del pione carico (τπ = 2.60 10−8 s) e del neutrone (τn = 887 s).Approssimare per l’elettrone: pmax ≈ Emax À me in entrambe i casi.

[ mπ± = 139.6, mπo = 135.0, mp = 938.3, mn = 939.6 MeV/c2 ]


1. Un acceleratore lineare LINAC-RF accelera elettroni da 10 MeV a 20 GeVcon una differenza di potenziale alternata di ampiezza 100 kV a frequenzadi 20 GHz. Calcolare il gradiente di energia, la lunghezza dell’acceleratoree la distanza percorsa da un elettrone misurata nel sistema di riferimentodell’elettrone.

2. La radiazione cosmica primaria e costituita prevalentemente di protoni cheinteragiscono negli strati esterni dell’atmosfera terrestre. Consideriamo unmodello semplificato dell’atmosfera composta da azoto, di spessore 100 km edensita media pari a 1/10 della densita ρo sulla superficie terrestre. La sezioned’urto di assorbimento e pari alla sezione del nucleo di azoto di raggio R =RoA

1/3. Calcolare il coefficiente di assorbimento dei protoni, la probabilita cheun protone diretto lungo la verticale raggiunga la superficie terrestre e l’energiaperduta per ionizzazione in una lunghezza di attenuazione considerando chela velocita e tale che (dE/dx)ion = costante = 2.5 MeV/g cm−2.

[ A = 14; Ro = 1.25 10−13 cm; ρo = 1.25 10−3 g cm−3 ]

3. Elettroni di energia 1 GeV vengono inviati su un bersaglio di idrogeno e siosserva la diffusione elastica ad angolo polare θ = 60o. Calcolare il valore del

553

4-impulso trasferito. I fattori di forma del protone sono parametrizzati con lafunzione

F (q2) =F (q2 = 0)

(1 + q2/q2o)

2

con q2o = 0.71 GeV 2. Calcolare il valore dei fattori di forma elettrico e mag-

netico e la sezione d’urto misurata con un rivelatore di accettanza ∆φ = 2π,∆θ = 20 mrad.

[ re = 2.82 10−13 cm; me = 0.51 MeV/c2; mp = 0.938 GeV/c2; µp = 2.79 µN ]


1. Il nucleo 2714Si decade β+ nel nucleo stabile 27

13Al che ha energia di legame224.95 MeV . L’energia cinetica massima del positrone e 3.79 MeV . Calco-lare l’energia di legame del nucleo 27

14Si. Facciamo l’ipotesi che la differenza dienergia di legame dei nuclei sia dovuta alla differenza di energia elettrostatica- giustificare questa ipotesi;- dimostrare che, nell’ipotesi che la densita di carica del nucleo sia rappresen-tata da una distribuzione uniforme in una sfera di raggio R, l’energia elettro-statica e E = 3Z2αhc/5R;- calcolare, in questa ipotesi, il raggio dei nuclei con A = 27.

2. Irraggiando nuclei 94Be con particelle α si formano nuclei 12

6 C. Completare lareazione. Calcolare l’energia cinetica minima delle particelle α per superare labarriera di potenziale. Calcolare, sulla base del modello a strati a particelleindipendenti, lo spin e la parita dei nuclei coinvolti nella reazione. Nell’ipotesiche il momento angolare orbitale nello stato iniziale sia L = 0, calcolare ilmomento angolare orbitale nello stato finale.

3. Il carbonio naturale contiene 98.89% di 126 C e 1.11% di 13

6 C che hanno massaatomica M(12

6 C) = 12.000 u, M(136 C) = 13.003 u. Calcolare la massa atom-

ica del carbonio naturale. Un organismo vivente contiene anche una pic-cola frazione, 1.3 10−12, di 14

6 C radioattivo che decade β− con vita mediaτ = 8270 anni. Calcolare l’attivita di un grammo di carbonio in un organismovivente. Si misura l’attivita di un fossile di massa 5 ± 0.005 g e si registrano3600 decadimenti in 2 ore di misura. Calcolare l’eta del fossile e l’errore dimisura.

[ mp = 938.27, mn = 939.56, me = 0.51 MeV/c2; Rnucleo ≈ 1.25 fm ·A1/3 ]

[ 1 anno ≈ π 107 secondi ]


1. Le frazioni di decadimento del barione Λo in stati pione-nucleone sono

BR(Λo → π− p) = 0.639 BR(Λo → πo n) = 0.358

554

Descrivere i decadimenti nel modello a quark. Spiegare quantitativamente ilrapporto tra i valori misurati.

2. Il barione Ω− (stranezza S = - 3) e prodotto in interazioni di mesoni K− conbersaglio di idrogeno. Indicare lo stato finale (con il valore minimo di massa)della reazione e calcolare l’energia cinetica minima dei mesoni K− per produrrelo stato finale. Ω− e l’unico componente del decupletto di barioni di spin 3/2che non decada per interazione nucleare. Spiegare il motivo.

masse in MeV/c2

πo π± K± Ko p n Λo Ξo Ξ− Ω−

135.0 139.6 493.7 497.7 938.3 939.6 1115.6 1314.9 1321.3 1672.5

3. La risonanza ψ e uno stato legato cc del quarto quark ”c” e ha massa m =3.1 GeV/c2 e spin 1. In anelli a fasci collidenti e+e− si osserva un grande au-mento della sezione d’urto di annichilazione e+e− → adroni in corrispondenzadella risonanza. Calcolare il valore della sezione d’urto σ(e+e− → adroni) perenergia dei fasci minore della soglia di produzione del quark c (2E ≈ 3.0 GeV )e al picco della risonanza. Le frazioni di decadimento sono BR(ψ → e+e−) =0.060 BR(ψ → adroni) = 0.878.


1. Un muone (carica e, massa 0.105 GeV/c2) di impulso 10 GeV/c attraversa unalastra di spessore 70 cm di ferro magnetizzato, B = 2.0 T. La direzione delmuone e perpendicolare alla lastra; la direzione del campo e perpendicolareall’impulso. Per p ≈ 10 GeV/c, la perdita media di energia per unita di per-corso di un muone in ferro e 〈dE/dx〉 = 14 MeV/cm. Il cammino di radiazionein ferro e 1.8 cm.Calcolare l’impulso all’uscita della lastra, l’angolo di deflessione e la disper-sione in angolo per diffusione multipla. Calcolare la risoluzione in impulso,δp/p, se il rivelatore ha una risoluzione angolare δθ = 1 mrad.

2. Il mesone πo e stato scoperto studiando la fotoproduzione su protoni a riposo

γ p → πo p

Calcolare la minima energia del fotone nel laboratorio per produrre la reazione.Calcolare in queste condizioni la velocita del centro di massa nel laboratorio el’energia del fotone nel centro di massa.

[ mπo = 0.135, mp = 0.938 GeV/c2 ]

3. Un fascio di elettroni di intensita 108 s−1 e impulso 100 MeV/c viene inviatosu un bersaglio di Berillio (Z = 4, A = 9) di densita 1.8 g cm−3 e spessore 0.5cm. Si osserva la diffusione elastica con angolo polare θ = 90o con un rivelatore

555

di accettanza ∆φ = 2π, ∆θ = 100 mrad. Se assumiamo una distribuzione dicarica gaussiana, il fattore di forma elettrico si puo parametrizzare

F (q2) = e−q2 〈r2〉/6

Il raggio medio della distribuzione di carica del nucleo e 〈r2〉1/2 = 2.8 fm.Calcolare il valore del 4-impulso trasferito, la sezione d’urto differenziale e ilnumero di elettroni registrati al secondo dal rivelatore.

[ re = 2.82 10−13 cm, me = 0.5 MeV/c2, mBe = 8.4 GeV/c2 ]


1. Alcuni nuclei instabili sono formati in catene radioattive, ad esempio

23492 U → 230

90 Th → 22688 Ra → . . .

Le vite medie per decadimento α sono τ (23492 U) = 3.5 105, τ (230

90 Th) = 1.0 105 anni.Nell’ipotesi che inizialmente siano presenti solo nuclei 234

92 U , verificare che pert → ∞ le attivita α sono in equilibrio e calcolare il valore asintotico delrapporto delle attivita A (234

92 U) /A (23090 Th). Calcolare dopo quanto tempo e

massima l’attivita del 23090 Th e il numero di nuclei 226

88 Ra prodotti nell’unita ditempo a partire da 1 mgrammo di 234

92 U .

2. Indicare, sulla base del modello a strati a particelle indipendenti, gli stati degliisotopi del carbonio 11

6 C, 126 C, 13

6 C, 146 C. Calcolare lo spin, la parita, il momento

di dipolo magnetico e di quadrupolo elettrico dei nuclei.

[ µp = +2.79, µn = −1.91 µN ]

3. La reazione iniziale del ciclo di combustione del sole e la fusione p p → d e+ ν.L’energia di legame del deutone e 2.22 MeV. Alla temperatura media del sole ilpicco di Gamow corrisponde a T = 0.5 108 K. Calcolare in queste condizioni lostato di momento angolare e parita in cui avviene la fusione protone-protone.Indicare se la transizione e di tipo Fermi o Gamow-Teller. Calcolare il valoremassimo dell’impulso del neutrino e la forma della distribuzione di impulso delneutrino, dn/dpν .

[ k = 8.6 10−11 MeV/K; mp = 938.27, mn = 939.56, me = 0.51 MeV/c2 ]


1. Il mesone ρo ha massa 770 MeV, larghezza 150 MeV e numeri quantici I =1, JPC = 1−−. Viene prodotto nell’annichilazione elettrone-positrone e lefrazioni di decadimento in stati di due particelle sono

π+π− πoγ ηoγ e+e− µ+µ−

1.00 7 10−4 2.4 10−4 4.5 10−5 4.5 10−5

556

Calcolare il valore della sezione d’urto di produzione e+e− → ρo al massimodella risonanza. Discutere che tipo di interazione si ha nei decadimenti. Nonsi osservano i decadimenti ρo → πoπo, ρo → ηoπo; spiegare il motivo.

2. In un esperimento per dimostrare la violazione della parita nell’interazionedebole si invia un fascio di mesoni π+ di bassa energia su un assorbitore dicarbonio C. I mesoni π+ sono rivelati in A e si arrestano nell’assorbitore. I lep-toni µ+ emessi nel decadimento sono rivelati in D e si arrestano nel bersaglioB dove decadono. La coincidenza E × F segnala l’emissione di positroni conenergia Ee > 2Emax

e /3. Calcolare l’energia massima Emaxe dei positroni, in-

dicare in quale direzione vengono emessi con maggiore probabilita e spiegareperche. Indicare cosa cambia se si usa un fascio di mesoni π−.

[ mµ = 106; me = 0.5 MeV/c2 ]

ππππA D B

EF

C

e

µµµµ

3. I barioni Σ hanno vita media τ(Σ+) = 0.80 10−10 s, τ(Σ−) = 1.48 10−10 s edecadono in modo semileptonico con frazioni di decadimento

Σ+ → n e+ ν Σ+ → Λo e+ ν Σ− → n e− ν Σ− → Λo e− ν

- 2.0 10−5 1.03 10−3 0.57 10−4

Rappresentare i decadimenti con i grafici di Feynman nel modello a quark espiegare perche non si osserva il decadimento Σ+ → n e+ ν. Verificare lavalidita della legge di Sargent (valore dell’angolo di Cabibbo: θc = 0.22 rad).

[ mn = 0.940; mΛo = 1.116; mΣ+ = 1.189; mΣ− = 1.197 GeV/c2 ]


1. In un anello di collisione asimmetrico vengono fatti collidere fasci di elet-troni e positroni di energia rispettivamente 9 e 3 GeV. Calcolare l’energiatotale nel centro di massa e la velocita del centro di massa nel laboratorio.Nell’interazione viene prodotta una coppia particella-antiparticella, ciascunadi massa 5 GeV/c2, a 90o nel centro di massa. Calcolare l’impulso trasverso elongitudinale nel laboratorio.

2. La sezione d’urto di assorbimento di fotoni di energia≈ 100 keV in carbonio (A= 12) e in piombo (A = 207) e rispettivamente 2 b e 3 103 b (1 b = 10−24 cm2).Calcolare la frazione di fotoni assorbita in uno spessore di 10 cm di materiale

557

organico a base di carbonio con densita 1 g cm−3. Calcolare lo spessore dipiombo (densita = 11.3 g cm−3) per ridurre l’intensita della sorgente di unfattore 106.

3. Il nucleo di elio ha massa 3.7 GeV/c2, spin zero e distribuzione di carica elet-trica gaussiana con σ = 1.1 10−13 cm. Calcolare il raggio medio del nucleo dielio. Elettroni di impulso 0.1 GeV/c vengono inviati su un bersaglio di elio esi osserva la diffusione elastica ad angolo polare θ = 90o. Calcolare il valoredel 4-impulso trasferito e della sezione d’urto differenziale.


1. Verificare con la formula delle masse di Bethe-Weizsacker che il nucleo 6429Cu

puo decadere sia β+ che β−. Indicare le reazioni di decadimento e calcolareil valore massimo dell’energia cinetica del positrone e dell’elettrone. Qualedecadimento avviene con probabilita maggiore ?

2. L’energia di legame dei nuclei 42He e 7

3Li e rispettivamente 28.3 e 39.3 MeV.Verificare se la reazione p 7

3Li → 42He 4

2He e esotermica o endotermica.Indicare lo stato di spin-parita nel nucleo 7

3Li. Calcolare l’energia necessariaperche la distanza tra protone e litio sia pari al raggio del nucleo 7

3Li e i possibilivalori del momento angolare orbitale nello stato iniziale e finale.

3. L’energia irraggiata al secondo dal Sole e 3.8 1026 W. Nell’ipotesi che questasia prodotta nelle reazioni del ciclo protone-protone, calcolare il numero diprotoni consumati al secondo e il flusso di neutrini sulla Terra.

[ Distanza Terra-Sole = 1.5 1011 m ]

[ mp = 938.27 mn = 939.56 MeV/c2 ]


1. Il fascio primario di un protosincrotrone viene inviato su un bersaglio e avalle del bersaglio si seleziona un fascio di mesoni π+ di impulso 200 GeV/c.Calcolare il valore minimo e massimo dell’impulso dei leptoni µ prodotti neldecadimento e indicare i rispettivi stati di polarizzazione. Cosa cambia se siseleziona un fascio di mesoni π− ?

2. Spiegare per quali interazioni avvengono i seguenti decadimenti

ρo → π+ π− ρo → µ+ µ− Ko → π+ π−

Indicare spin, parita e momento angolare orbitale dello stato finale.

3. Le frazioni di decadimento semileptonico del barione Σ− sono

BR(Σ− → n e− ν) = 1.02 10−3 BR(Σ− → Λo e− ν) = 0.57 10−4

558

Rappresentare i decadimenti nel modello a quark e determinare il valore dell’angolo di Cabibbo.

[mµ = 105.6 mπ = 139.6 mΣ = 1197.4 mΛ = 1115.7 mn = 939.6 MeV/c2]


1. Nell’interazione di protoni in un bersaglio sottile vengono prodotte parti-celle che hanno massa 1.1 GeV/c2 e vita media 2.6 10−10 s con valor mediodell’impulso 〈p〉 = 10 GeV/c.

Calcolare il percorso medio delle particelle nel laboratorio e la frazione didecadimenti in un rivelatore che inizia 10 cm a valle del bersaglio ed e lungo100 cm.

2. Una sorgente emette raggi X di energia 100 keV in modo isotropo con potenza10−3 W. La sorgente e schermata e i raggi X attraversano un foro di raggio 0.2cm posto a 10 cm dalla sorgente e investono una lastra di Silicio posta dopoil foro (Z = 14, A = 28, densita 2.3 g cm−3, spessore 1 cm).

Calcolare il flusso di raggi X incidente sul bersaglio.

Un rivelatore di accettanza ∆φ = 2π, ∆θ = 0.05 rad rivela i raggi X diffusiper effetto Compton dagli elettroni del bersaglio ad angolo polare θ = 60.

Calcolare l’energia media dei raggi X diffusi e il numero medio di conteggi alsecondo registrati dal rivelatore.

3. Facendo collidere un fascio di protoni con un bersaglio di idrogeno si misura unvalore della sezione d’urto di assorbimento pari a 1.21 volte il valore asintotico(p → ∞) calcolato assumendo che il protone sia un disco completamenteassorbente di raggio R = 1 fm.

Calcolare il valore dell’impulso nel riferimento del centro di massa, l’impulsoe la velocita del fascio di protoni nel laboratorio.


1. Calcolare l’impulso e l’energia di Fermi dei nucleoni nel nucleo 168 O assumendo

una distribuzione a simmetria sferica con raggio R = 1.25 fm A1/3. L’energiadi legame del nucleo e 128 MeV . Calcolare la profondita della buca di poten-ziale nel modello a gas di Fermi. (Si trascuri la differenza di massa tra protonee neutrone: mp = mn = 939 MeV/c2).

2. Il nucleo 6027Co, IP = 5+, decade β con vita media τ = 7.5 anni nello stato

eccitato del nucleo 6028Ni∗, IP = 4+. Questo a sua volta decade nel nucleo

6027Ni∗, IP = 2+, emettendo raggi γ di energia Eγ = 1.2 MeV .

Scrivere la reazione del decadimento β e indicare il tipo di transizione. Indicareil tipo di transizione radiativa e stimare la vita media del decadimento γ.Calcolare le attivita β e γ di una sorgente di 1 µg di 60

27Co.

559

1 anno = π 107 s

3. Nella fusione deuterio-deuterio si formano i nuclei 31H e 3

2He. Scrivere lereazioni. Calcolare l’energia prodotta in ciascuna reazione e il rapporto trale sezioni d’urto.

Le energie di legame sono BE(21H) = 2.22 MeV ; BE(3

1H) = 8.48 MeV ;BE(3

2He) = 7.72 MeV .


1. I decadimenti piu probabili dei barioni Σ carichi hanno larghezze approssima-tivamente uguali

Γ(Σ+ → pπo) ≈ Γ(Σ+ → nπ+) ≈ Γ(Σ− → nπ−) ≈ 4.2 10−6 eV

Spiegare il perche sulla base del modello a quark.

Il barione Σ neutro decade Σo → Λoγ. Calcolare l’energia del fotone emesso neldecadimento, indicare il tipo di transizione e valutare la larghezza di decadi-mento. Indicare se sono possibili i decadimenti del barione Σo in stati nucleone-mesone π e spiegare perche e difficile osservarli.

[mN = 939 mΣ = 1193 mΛ = 1116 MeV/c2]

2. Il mesone ρ ha spin 1, esiste in tre stati di carica elettrica e decade per inter-azione adronica in stati di due mesoni π.

Indicare la decomposizione in autostati di isospin, se sono simmetrici o an-tisimmetrici, quali sono i modi di decadimento e gli autovalori di parita econiugazione di carica del mesone ρ.

3. In un esperimento per misurare la sezione d’urto di interazione inelastica dineutrini su nucleone, νµ N → µ− X, si richiede Eµ > 4 GeV , EX > 6 GeV(EX e l’energia cinetica dei frammenti del nucleone).

Definire, per neutrini di energia 100 GeV, i limiti di accettanza nell’energiaceduta, ν, e calcolare il valore della sezione d’urto che si misura assumendoche le funzioni di struttura relative a quark e antiquark siano

Fq(x) = 8 x (1− x)3 Fq(x) = 0.8 (1− x)7


1. Due osservatori partono dallo stesso punto nello stesso istante e viaggiano dimoto rettilineo uniforme in direzioni diverse. Dopo 15 miliardi di anni (stimadell’eta dell’Universo) quale e il valore del rapporto tra la velocita relativa deidue osservatori e la loro distanza (costante di Hubble) ? Se i due osservatorisono a distanza 1025 m e il primo invia un segnale luminoso di frequenza νquale e la frequenza misurata dal secondo ?

560

2. Un rivelatore di raggi X e costituito da una giunzione di semiconduttore (Si-licio, A = 28, densita = 2.2 g cm−3) di spessore 0.05 cm. Per raggi X di10 keV la sezione d’urto di assorbimento per effetto fotoelettrico in silicioe 6 10−22 cm2/atomo. Gli elettroni prodotti sono assorbiti nel materiale el’energia per produrre una coppia elettrone-ione in silicio e 4 eV . Calcolare laprobabilita di assorbimento di raggi X di 10 keV nel rivelatore, il numero dielettroni prodotti per ionizzazione e la quantita di carica corrispondente.

3. Un fascio di protoni viene accelerato da una macchina elettrostatica con unadifferenza di potenziale ∆V = 20 MV e inviato su un bersaglio di Carbonio(nuclei di spin zero - si assuma mC À mp). Osservando la diffusione elasticaad angolo polare θ = 0.2 rad si misura una sezione d’urto pari al 90% di quellacalcolata per nuclei puntiformi. Calcolare il valore dell’impulso trasferito e ilraggio medio del nucleo nell’ipotesi che la distribuzione di carica sia gaussianae a simmetria sferica.

c = 3.0 108 m s−1 1 anno = π 107 s h = 0.66 10−21 MeV s mp =938 MeV/c2


1. L’idrogeno naturale e una miscela di due isotopi stabili, idrogeno e deuterio.Il nucleo di deuterio ha energia di legame 2.23 MeV . La massa atomicadell’idrogeno naturale e 940.19 MeV . Calcolare l’abbondanza relativa dei dueisotopi nell’idrogeno naturale.

2. Nella reazione n 147 N → 14

6 C p vengono prodotti 0.63 MeV . Il nucleo 146 C

decade β−. Scrivere la reazione di decadimento e calcolare la massima energiacinetica dell’elettrone. Indicare lo stato di spin-parita dei nuclei e il tipo ditransizione che si ha nel decadimento.

3. Una soluzione contenente 0.01 g di 115 B viene esposta per alcune ore ad un

fascio di protoni di flusso costante Φ = 108 cm−2s−1. La sezione d’urto diproduzione dell’isotopo 11

6 C e σ = 2 10−25 cm2. Questo decade β+ con vitamedia τ = 28 minuti. Alla fine dell’attivazione la soluzione viene iniettatanell’organo di un paziente che, dopo 14 minuti, viene sottoposto a tomografiaal positronio. La tomografia dura 14 minuti.

Indicare le reazioni di attivazione e decadimento. Calcolare il numero di nuclei116 C formati alla fine dell’attivazione e il numero di reazioni e+e− → γγ durantela tomografia.

mp = 938.27 mn = 939.56 me = 0.51 MeV/c2


1. Indicare le reazioni di mesoni π+ su bersaglio di idrogeno in cui si produconomesoni Ko oppure Ko (π+p → Ko . . .; π+p → Ko . . .) e gli stati finali hanno

561

il minimo valore della massa. Calcolare la minima energia cinetica dei mesoniπ+ per produrre le reazioni.

Masse in GeV/c2:

πo π± K± Ko p n Λo Σ+ Σo Σ−

0.135 0.140 0.494 0.497 0.938 0.939 1.116 1.189 1.193 1.197

2. In un anello di collisione elettrone-positrone si producono mesoni φ e si os-servano i decadimenti φ → ηγ. L’energia dei fasci e mφ/2, la luminosita e3 · 1031 cm−2s−1. Calcolare il numero di decadimenti φ → ηγ prodotti alsecondo. Indicare il tipo di transizione che si ha nel decadimento φ → ηγ ecalcolare l’energia del fotone emesso.

Numeri quantici φ : JP = 1−, η : JP = 0−

Masse: mφ = 1.02,mη = 0.55 GeV/c2

Frazioni di decadimento: BR(φ → e+e−) = 2.9 10−4, BR(φ → ηγ) = 1.3 10−2

3. Studiando la produzione di coppie µ+µ− in collisioni di mesoni π+ e π− subersaglio di idrogeno si misura

σ(π+p → µ+µ−X)

σ(π−p → µ+µ−X)=

1

8

al limite in cui si puo trascurare il contributo di anti-quark nel protone. In-terpretare questo risultato sulla base del modello a quark. Che rapporto siottiene con un bersaglio di deuterio ?

4.26 Risposte

27 aprile 1995

1. campo magnetico: B = 1 T ; periodo di rivoluzione: T = 2.1 10−5 s; coeffi-ciente di assorbimento: µ = 1.6 10−16 cm−1; vita media del fascio: τ = 58 ore

2. impulso massimo: pmaxp = 95 MeV/c; energia cinetica: Kmax

p = 5 MeV ;velocita: vmax

p = 3 109 cms−1

3. velocita: βπ = 0.96, βK = 0.71; tempo do volo Tπ = 1.04 10−8 s, TK =1.41 10−8 s; risoluzione temporale: σt = 0.66 10−9 s; perdita di energia:∆Eπ ' ∆EK = 4 MeV ; angolo di diffusione coulombiana multipla: θπ =6.5 mrad; θK = 8.6 mrad

562

16 maggio 1995

1. Energia di legame: BEMg = 227.2, BEAl = 228.2, BESi = 221.8 MeVil nucleo 27

13Al e il piu stabile; il nucleo 2712Mg ha repulsione coulombiana minore

ma la differenza neutroni-protoni e maggiore; il nucleo 2714Si e il meno stabile

perche la repulsione coulombiana e maggiore

2. 63Li: un protone e un neutrone nello stato 1p3/2; il momento magnetico e ≈µp + µn = 0.88 µN : I = 1, L = 0, P = +1;62He: due neutroni nello stato 1p3/2, spin S = 0, isospin T = 1, L = pari:L = 0, IP = 0+

mHe−mLi = 4.9 MeV , decadimento β 62He → 6

3Li e− ν possibile; transizioneGamow-Teller.

3. Energia: E = 1.0 MeV ; temperatura: T = 1.2 1010 Kreazione: 2

1H + 21H → 3

1H + 11H; Q = 4.02 MeV

19 giugno 1995

1. impulso trasverso pT = 0.56 GeV ; impulso longitudinale pL = 1.1 GeV ; angolodi produzione: θ = 0.47 rad = 27; cammino medio di decadimento: λ =8.7 cm

2. se la simmetria CP fosse esatta i decadimenti K0L → ππ sarebbero vietati; nei

decadimenti deboli con ∆S = 1 vale la regola di selezione ∆I = 1/2; lo statoππ e |I = 0, I3 = 0〉 e |〈π0π0 | 0, 0〉|2/|〈π+π− | 0, 0〉|2 = 1/2

3. l’accoppiamento del campo debole con i leptoni e universale e le masse sonome ¿ mτ , mµ ¿ mτ ; ττ = 3.0 10−13 s

11 aprile 1996

1. impulso: p = 0.21 GeV/c; velocita: β = 0.83; βrel = 0.98

2. flusso di energia: ΦE = 5.0 1011 eV cm−2s−1; flusso di raggi X: ΦX = 5.0 107 cm−2s−1;frequenza di conteggio: nX = 1.6 MHz

3. raggio di curvatura: R = 33 m; angolo di deflessione: ∆θxy = 0.03 radangolo rms di diffusione coulombiana: θrms = 4.4 10−4 rad; perdita di energia:∆E = 2.0 MeV

16 maggio 1996

1. Decadimento: 22688 Ra → 22

86Rn + 42He; numero di nuclei in un grammo:

N = 2.7 1021; attivita di un grammo di Ra: A = 3.7 1010 s−1

2. l’impulso dell’elettrone massimo quando ~pν = 0; BEH − BEHe = 0.76 MeV ;d = 1.9 fm

563

3. larghezza di riga: Γ = 0.022 eV ; differenza di energia: ∆E = 0.97 MeV ; Eassγ −

Eemγ = 6.6 eV ¿ Γ; nell’esperimento si osserva l’assorbimento di risonanza

quando il nucleo Sm∗ e emesso nella direzione del diffusore e l’energia delfotone e aumentata per effetto Doppler

12 giugno 1996

1. le reazioni sono π−p → Σ−K+, π−p → Σ0K0; gli stati di isospin sono

Σ−K+ =√

1/3 |3/2,−1/2〉 −√

2/3 |1/2,−1/2〉Σ0K0 =

√2/3 |3/2,−1/2〉+

√1/3 |1/2,−1/2〉

energia cinetica: Kπ ≥ 0.90 GeV

2. impulso dei mesoni K: p = 0.125 GeV/c; numero di eventi al secondo: n =53 s−1

3. barione Σ+: stato di isospin |I, I3〉 = |1, +1〉; possibili stati pione-nucleone

π+n =√

1/3 |3/2, +1/2〉+√

2/3 |1/2, +1/2〉π0p =

√2/3 |3/2, +1/2〉 −

√1/3 |1/2, +1/2〉

|〈π+n|H|Σ+〉|2 = |〈π0p|H|Σ+〉|2 = 1; energia nello stato finale: ∆m(Σ+ →π0p) > ∆m(Σ+ → π+n)decadimento: Σ− → π−n; τΣ− = 1.5 10−10 s

3 aprile 1997

1. impulso: p = 2.1 GeV/c; periodo di rivoluzione: T = 2.9 10−7 s; probabilitadi decadimento in un periodo = 6.7 10−3

2. perdita di energia per ionizzazione: ∆E = 1.7 MeV ; energia cinetica: K ′ =5.7 MeV ; angolo di diffusione coulombiana: θrms = 60 mrad

3. E ′min = 0.17 MeV ; E ′

max = 0.51 MeV ; coefficiente di assorbimento: µ =0.066 cm−1; probabilita per i due fotoni = 0.27

15 maggio 1997

1. |F (q)|2 ha i valori di massimo per qR ' nπ; sin θ/2 = n× 0.18;dσ1/dΩ = 1.1 10−27 cm2 dσ2/dΩ = 3.7 10−30 cm2

2.

Kα pα `230Th →226 Ra 4.69 187 0229Th →225 Ra < 5.08 < 195 2, 4228Th →224 Ra 5.42 201 0

564

nel caso di emissione α in stato di momento angolare ` 6= 0 la differenza dimassa si divide in energia cinetica di traslazione e di rotazione e il fattore diGamow e piu grande (la probabilita di decadimento e piu piccola)

3. Decadimento β: elettrone e antineutrino sono emessi con spin paralleli, tran-sizione Gamow-Teller; Kmax

e = 0.32 MeV ;transizioni radiative di quadrupolo elettrico; vita media: τ = 3.2 10−12 s

6 giugno 1997

1. impulso: p = 28 MeV/c; Eminγ = 55 MeV ; Emax

γ = 83 MeV ; con distribuzionedn/dEγ = costante; angolo tra i fotoni nel laboratorio: θmin = 2.73 = 156;θmax = π = 180

2. larghezza di decadimento parziale: Γk = 1.2 keV BRk

η0 → γγγ non conserva C; η0 → π0π0 non conserva P ; η0 → π0γ nonconserva il momento angolare e non conserva C

3. π− = (ud → uuW−) + (ud → ddW−) = π0e−νe; n = udd → uduW− = pe−νe

BR(π− → π0e−νe) = 1.6 10−8

4 aprile 1998

1. gradiente di energia: ∆E/∆` = 20/3 MeV m−1; lunghezza dell’acceleratore:L = 3 km; distanza percorsa dall’elettrone = 0.57 m

2. coefficiente di assorbimento: µ = 1.5 10−4 m−1; probabilita = 3 10−7; perditadi energia in una lunghezza di attenuazione: ∆E = 220 MeV

3. 4-impulso trasferito: q2 = 0.65 GeV 2; fattore di forma: GE = 0.27; GM = 0.76;sezione d’urto: σ = 1.0 10−33 cm2

12 maggio 1998

1. energia di legame: BESi = 219.36 MeV ; per una coppia di nuclei isobarispeculari l’unico termine diverso e quello relativo all’energia elettrostatica∫ R0 V (r) ρ(r) d~r; raggio dei nuclei: R = 4.2 fm

2. reazione: 42He + 9

4Be → 126 C + n; energia cinetica minima: K = 2.5 MeV

42He 9

4Be 126 C n

IP 0+ 3/2− 0+ 1/2+

momento angolare orbitale: Lf = 1

3. massa atomica: 12.011 u; attivita misurata oggi Ar = 0.25 Hz g−1; eta delfossile: T = 7610± 140 anni

565

12 giugno 1998

1. decadimento Λ0 → π0n, Λ0 → π−p; transizioni uds → udd uu, uds → udu ud;quadrati degli elementi di matrice in rapporto |〈π0n|1/2,−1/2〉|2/|〈π−p|1/2,−1/2〉|2 =1 : 2; fattori di spazio delle fasi in rapporto pπ0n : pπ−p = 105 : 101

2. reazione: K−p → Ω−K0K+; energia cinetica: KK ≥ 2.7 GeV ; Ω− e lo statobarionico di energia piu bassa con stranezza S = −3, puo decadere solo perinterazione debole

3. sezione d’urto di annichilazione: σ(e+e− → adroni)3 GeV = 19 10−33 cm2

σ(e+e− → ψ → adroni) = 8.0 10−29 cm2

12 aprile 1999

1. energia finale: Ef = 9 GeV ; angolo di deflessione: θ = 44 mrad; dispersioneangolare: δθms = 9.2 mrad; risoluzione nella misura dell’impulso δp/p = 0.21

2. energia di soglia: E = 0.145 GeV ; velocita del centro di massa: β = 0.133;energia del fotone nel centro di massa: E∗ = 0.127 GeV

3. 4-impulso trasferito: Q = 0.14 GeV ; sezione d’urto differenziale: dσ/dΩ =4.3 10−30 cm2; numero di eventi al secondo: n = 16 s−1

17 maggio 1999

1. attivita del 23090 Th massima per tmax = 1.75 105 anni

attivita a tmax di 1 mgrammo: 1.4 105 s−1

2.

11C 12C 13C 14CIP 3/2− 0+ 1/2− 0+

µ −1.91 0 +0.64 0Q 0 0 0 0

3. reazione pp → de+ν avviene con ` = 0, S = 0, JP = 0+: transizione nucleare0+ → 1+ (Gamow-Teller); energia totale: W = 0.94 MeV ; impulso massimodel neutrino: pmax

ν = 0.43 MeV

dn

dpν

= costante × [(W − pν)2 −m2

e]1/2 (W − pν) p2

ν

566

4 giugno 1999

1. sezione d’urto: σmax = 10−30 cm2; decadimento ρ0 → π+π−: interazioneadronica; decadimenti ρ0 → π0γ, → η0γ, → e+e−, → µ+µ−: interazioneelettromagneticadecadimento ρ0 → π0π0 non conserva il momento angolare; decadimento ρ0 →η0π0 non conserva la coniugazione di carica

2. decadimento µ → νµeνe: pmaxe = 53 MeV/c

decadimento π+ → µ+νµ: µ+ ha spin opposto alla direzione di volo; decadi-mento µ+ → νµe

+νe: l’elettrone ha spin se = sµ e tende ad essere emesso indirezione opposta alla direzione di volo del µ+

decadimento π− → µ−νµ: µ− ha spin lungo la direzione di volo; decadimentoµ− → νµe

−νe: l’elettrone ha spin se = sµ e tende ad essere emesso in direzioneopposta alla direzione di volo del µ−

3. Σ+ → Λ0e+ν: transizione suu → sudW−; Σ− → Λ0e−ν: transizione sdd →sduW−

Σ− → ne−ν: transizione dds → dduW−; Σ+ → ne+ν: transizione ∆S 6= ∆Q

Γ(Σ → Xeν) =h BR(Σ → Xeν)

τΣ

=G2

60π3

cos2 θc

sin2 θc

(mΣ −mX)5

3 aprile 2000

1. energia totale:√

s = 10.4 GeV ; β = 0.5; impulso trasverso: pT =√

2 GeV ;impulso longitudinale: pL = 3 GeV

2. frazione di fotoni assorbiti = 0.63; spessore di piombo = 0.14 cm

3. raggio quadratico medio: 〈r2〉 = 1.9 fm; 4-impulso trasferito: Q = 0.14 GeV ;sezione d’urto: dσ/dΩ = 2.2 10−30 cm2

15 maggio 2000

1. decadimento β+: 6429Cu → 64

28Ni e+ ν; decadimento β−: 6429Cu → 64

30Zn e− νβ+: Kmax

e = 0.93 MeV ; β−: Kmaxe = 0.67 MeV ; il decadimento β+ e piu

probabile

2. reazione p + 73Li → 4

2He + 42He: Q = 17.3 MeV > 0; E ≥ 1.8 MeV ;

momento angolare orbitale: ì = dispari e `f = pari

3. numero di protoni consumati: 3.7 1038 s−1

flusso di neutrini sulla Terra: Φν = 6.5 1014 m−2s−1

567

5 giugno 2000

1. pminL = 0.57 pπ = 114 GeV ; pmax

L = pπ = 200 GeVdecadimento π+ → µ+νµ: per pmax

L polarizzazione negativa, per pminL positiva

decadimento π− → µ−νµ: per pmaxL polarizzazione positiva, per pmin

L negativa

2. decadimento ρ0 → π+π− interazione adronica; Sππ = 0, Lππ = 1, J = 1,Pππ = −1decadimento ρ0 → µ+µ− interazione elettromagnetica; Sµµ = 1, Lµµ = 0,J = 1, Pµµ = −1decadimento K0 → π+π− interazione debole; Sππ = 0, Lππ = 0, J = 0,Pππ = +1

3. Σ− = dds → dduW− → ddu e−νe = ne−νe

Σ− = dds → uW−ds → uds e−νe = Λ0e−νe tan θc = 0.24

2 aprile 2001

1. percorso medio di decadimento: λ = 71 cm; frazione di decadimenti nel rive-latore = 0.66

2. flusso di raggi X: ΦX = 0.5 108 cm−2s−1; energia dei fotoni: E ′ = 91 keV ;numero di fotoni diffusi al secondo: n = 4.9 104 s−1

3. impulso nel centro di massa: p∗ = 2.0 GeV/c; energia del fascio: E =9.45 GeV ; velocita: β = 0.995; impulso: p = 9.4 GeV/c

14 maggio 2001

1. impulso di Fermi: pF = 240 MeV/c; energia di Fermi: KF = 30 MeV ;profondita della buca di potenziale: U = 38 MeV

2. decadimento β: 6027Co → 60

28Ni∗ e− ν; transizione Gamow-Tellerdecadimento radiativo 60

28Ni∗ → 6028Ni γ; transizione di quadrupolo elettrico

vita media γ: τγ = 5.3 10−12 s; vita media β: τβ = 2.4 108 sattivita della sorgente: Aβ = 4.2 107 s−1; Aγ = Aβ

3. a) 21H +2

1 H → 31H + p; Qa = 4.04 MeV ; b) 2

1H +21 H → 3

2He + n;Qb = 3.28 MeVσa/σb = (Qa/Qb)

1/2 = 1.1

7 giugno 2001

1. decadimento Σ0 → Λ0γ: transizione di dipolo magnetico; Eγ = 74 MeV ;larghezza di decadimento: Γ(Σ0 → Λ0γ) = 2.4 104 eVdecadimento Σ0 → πN ha larghezza Γ(Σ0 → πN) ' Γ(Σ± → πN) ¿ Γ(Σ0 →Λ0γ)

568

2. tre stati di isospin ρ+, ρ0, ρ−, antisimmetrici: ρa =[(πcπb − πbπc)/

√2]

decadimenti adronici: ρ+ → π+π0, ρ0 → π+π−, ρ− → π0π−

parita: Pρ = −1; coniugazione di carica: Cρ+ = −ρ−, Cρ− = −ρ+, Cρ0 =−ρ0

3. ν = Eν − Eµ; νmin = 6 GeV ; νmax = 96 GeV ; σ = 0.7 10−36 cm2

8 aprile 2002

1. H = velocita relativa/distanza = 2.1 10−18 s−1; ν ′ = 0.93 ν

2. probabilita di assorbimento = 0.75; numero di elettroni: N = 2500; caricaelettrica: Q = 4.0 10−16 C

3. impulso trasferito: ∆p = 39 MeV/c; raggio quadratico medio:√〈r2〉 = 2.8 fm

13 maggio 2002

1. abbondanza(11H) = 0.9985; abbondanza(2

1H) = 0.0015

2. decadimento: 146 C → 14

7 N e− ν; energia cinetica: Kmaxe = 0.15 MeV

146 C ≡ 0+, 14

7 N ≡ 1+, transizione Gamow-Teller.

3. reazione di attivazione: p + 115 B → 11

6 C + n; decadimento: 116 C → 11

5 B e+ ν;numero di nuclei prodotti: nC = 1.8 107; numero di reazioni e+e− → γγ =4.4 106

14 giugno 2002

1. reazioni: π+p → K0π+Σ+; π+p → K0K+penergia di soglia: 1.16 GeV ; 1.37 GeV

2. decadimenti al secondo: n = 1.6 s−1; energia del fotone Eγ = 0.36 GeV ;transizione di dipolo magnetico

3. bersaglio di idrogeno: σ(π+p)/σ(π−p) ∝ σ(du uud)/σ(ud uud) ∝ e2d/2e

2u = 1/8

bersaglio di deuterio: σ(π+d)/σ(π−d) = 1/4

4.27 Tavole

569

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Figure 4.41: da S.Eidelman et al., Physics Letters B592, 1, 2004

570

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571

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qxv\xv\rxv\S LtC.3X^ C.3 Xqxv\xv\rRv\SIwULtC.3X^ 39; Xqxv\xv\r Rv\SwULIC.3X^ C.3 Xqxv\xv\r xv\SILIC.3X^ 39; Xqxv\Rv\rRv\S UC.3XIL^ C.3 Xqxv\Rv\r Rv\SIUC.3XtL^ 39; X

q\\r\ S ]LtC.3X^ _\q\\rR SILtC.3X^ 39;Xq\\rQ S wyV 39;\Xq\\r R SILIC.3 X^ 39;Xq\\r \ S ]LIC.3X^ _\

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3/2

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3/2

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+1/2

−1/2

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0

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1

1

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−1/2

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+1/2 −1/2

−1

3/2

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1

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−1/2

1/2

1/3

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3

3

3

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2

1/3

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−1

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0

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0

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1

−1

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0

1

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0

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1

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0

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0

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−1/3

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1/10

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0

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+1

+2

3

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2

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1

2

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1

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−1/2 −1/2

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1

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1

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−1/2

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1

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+1/2

3/2

+1/2

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+1/2+2

+1 +1/2

1

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3/2×1/2

3/2×12×1

1×1/2

1/2×1/2

1×1

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m2

m1

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−3

3

1/2

−1/2

−2 1

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−2

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3/7

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0

1

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1

4

4

+2

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4/7

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0

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0

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0

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4

1/14

1/14

3/7

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+1

3

1/5

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3/10

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+1

2

+2

+1

0

−1

−2

−2

−10

+1

+2

3/7

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−1/14

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+1

1

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2/7

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−2/71/14

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1/14

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3

3/10

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1/5

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0

0

−1

−2

−1

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+1

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0

−1

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2

4

3/14

3/14

4/7

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3/7

3/7

−1/14

−1/14

−1

1

1/5

−3/10

3/10

−1

1 0

0

1/70

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8/35

0

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−1/10

2/5

−2/5

0

0 0

0

2/5

−2/5

−1/10

1/10

0

1/5

1/5

−1/5

−1/5

1/5

−1/5

−3/10

3/10

+1

2/7

2/7

−3/7

+3

1/2

+2

+1

0

1/2

+2 +2

+2

+1 +2

+1

+3

1/2

−1/2

0

+1

+2

3

4

+1/2

+3/2

+3/2+2 +5/2

4/7 7/2

+3/2

1/7

4/7

2/7

5/2

+3/2

+2

+1

−10

16/35

−18/35

1/35

1/35

12/35

18/354/35

3/2

+3/2

+3/2

−3/2

−1/2

+1/2

2/5

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7/2

4/35

18/35

12/351/35

−1/25/2

27/70

3/35

−5/14−6/35

−1/23/2

7/2

7/2

−5/2

4/7

3/7

5/2

−5/2

3/7

−4/7

−3/2−2

2/7

4/7

1/7

5/2−3/2

−1

−2

18/35

−1/35

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−3/2

1/5

−2/5

2/5

−3/2

−1/2

3/2−3/2

7/2

1

−7/2

−1/2

2/5

−1/5

0

0

−1

−2

2/5

1/2−1/2

1/10

3/10

−1/5

−2/5

−3/2

−1/2

+1/2

5/2 3/2 1/2

+1/2

2/5

1/5

−3/2

−1/2

+1/2+3/2

−1/10

−3/10

+1/2

2/5

2/5

+1

0

−1

−2

0

+33

3

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2

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+3/2

+1/2

+1/2 1/2

−1/2

−1/2

+1/2

+3/2

1/2 3 2

3

0

1/20

1/20

9/209/20

2 1

3

−1

1/5

1/5

3/5

2

3

3

1

−3

−2

1/2

1/2

−3/2

2

1/2

−1/2

−3/2

−2

−1

1/2

−1/2

−1/2

−3/2

0

1

−1

3/10

3/10

−2/5

−3/2

−1/2

0

0

1/4

1/4−1/4

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0

9/20

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−1/2

−3/2

−1/20−1/20

0

1/4

1/4−1/4

−1/4

−3/2

−1/2

+1/2

1/2

−1/2

0

1

3/10

3/10

−3/2

−1/2+1/2

+3/2

+3/2

+1/2−1/2

−3/2

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+1+1+1

1/5

3/5

1/5

1/2

+3/2

+1/2

−1/2

+3/2

+3/2

−1/5

+1/2

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5/14

−3/35

1/5

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−1/2

+1/2

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572

Documents

appunti del corso di Istituzioni di Fisica Nucleare e ...webusers.fis.uniroma3.it/~ceradini/dispense.pdf · della Laurea Triennale: Elementi di Fisica Nucleare e Subnucleare,