ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ПОДХОДЫ, ПОЗВОЛЯЮЩИЕ ОДНОВРЕМЕННО ОПИСЫВАТЬ \(\boldsymbol{P}\)-ЧЕТНЫЕ \(\boldsymbol{T}\)-НЕЧЕТНЫЕ АСИММЕТРИИ В РЕАКЦИЯХ ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР ПОЛЯРИЗОВАННЫМИ НЕЙТРОНАМИ ПРИ ВЫЛЕТЕ РАЗЛИЧНЫХ ЛЕГКИХ ЧАСТИЦ

Дифференциальные сечения \({d\sigma_{nf,\nu}\left(\theta\right)}/{d\Omega}\) реакции деления неориентированных ядер-мишеней холодными поляризованными нейтронами \(n\) с вылетом таких легких частиц \(\nu\), как предразрывные альфа-частицы или мгновенные нейтроны \(n^{\prime}\) и гамма-кванты, в специально выбранной л.с.к. можно представить в виде суммы двух членов. Первый член равен сечению аналогичной реакции с неполяризованными нейтронами \({d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)}/{d\Omega}=\sigma_{nf,\nu}^{\left\{0\right\}}P_{\nu}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)\), где \(\sigma_{nf,\nu}^{\left\{0\right\}}\) – полное сечение этой реакции, а \(P_{\nu}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)\) – угловое распределение вылетающих в ней легких частиц \(\nu\). Второй член указанной суммы \({d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)}/{d\Omega}\) линейно зависит от вектора поляризации нейтрона \(\boldsymbol{\sigma}_{n}\) и описывает \(P\)-четные \(T\)-нечетные асимметрии в исходном сечении. Используя представления об изотропности пространства и сохранении четности, сечение \({d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)}/{d\Omega}\) можно представить как сумму двух скалярных функций \(d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)/d\Omega=\left({d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)/d\Omega}\right)_{\textrm{ev}}+\left({d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)/d\Omega}\right)_{\textrm{odd}}\), которые связаны соответственно с четными и нечетными относительно преобразования \(\theta\to\pi-\theta\) корреляторами вида (\(\boldsymbol{\sigma}_{n}[\mathbf{k}_{\mathrm{LF}},\mathbf{k}_{v}]\)) и (\(\boldsymbol{\sigma}_{n}[\mathbf{k}_{\mathrm{LF}},\mathbf{k}_{v}]\)) (\(\mathbf{k}_{\mathrm{LF}},\mathbf{k}_{v}\)), где \(\mathbf{k}_{\mathrm{LF}}\) и \(\mathbf{k}_{\nu}\) – волновые векторы легкого фрагмента деления и легкой частицы. Указанные корреляторы можно связать с величинами \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\equiv(d\sigma_{nf,\nu}^{\left\{1\right\}}\left(\theta\right)/d\Omega)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}/\sigma_{nf,\nu}^{\left\{0\right\}}\), экспериментальные значения которых можно найти через экспериментальные значения введенного ранее в работе [1] коэффициента асимметрии \(D_{nf,\nu}\left(\theta\right)\) и углового распределения \(P_{\nu}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)\) легких частиц, по формуле \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}=\left({D_{nf,\nu}\left(\theta\right)P_{\nu}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\). Теоретические значения величин \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\) в квантово-механическом подходе можно получить, используя формулу \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}=\Delta_{\nu,\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\dfrac{d}{d\theta}\left({P_{\nu,\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}^{\left\{0\right\}}\left(\theta\right)}\right)\), учитывающую угол поворота \(\Delta_{\nu,\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\) волнового вектора \(\mathbf{k}_{\nu}\) легкой частицы относительно волнового вектора \(\mathbf{k}_{\mathrm{LF}}\) легкого фрагмента деления под действием кориолисова взаимодействия, связанного с коллективным вращением делящейся системы вокруг оси, перпендикулярной ее оси симметрии. Угол поворота находится из сопоставления экспериментальных и теоретических значений величин \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\) при использовании метода максимального правдоподобия. Из-за учета квантовых интерференционных эффектов углы \(\Delta_{\nu,\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\) в общем случае могут принимать не только положительные, как в квазиклассическом методе траекторных расчетов [1], но и отрицательные значения. Использование этого результата позволяет получить разумное согласие экспериментальных и теоретических величин \(\left({\beta_{nf,\nu}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}\left({\textrm{odd}}\right)}\) одновременно для всех частиц \(\nu\) в случае ядер-мишеней \({}^{\mathrm{235}}\)U, \({}^{\mathrm{239}}\)Pu и \({}^{\mathrm{241}}\)Pu. В случае же ядра-мишени \({}^{\mathrm{233}}\)U для получения указанного согласия требуется добавление к величине \(\left({\beta_{nf,\alpha}\left(\theta\right)}\right)_{\textrm{ev}}\), не зависящей от угла \(\theta\) величины \(\left({\widetilde{\beta}_{nf,\alpha}}\right)_{\mathrm{ev}}\), появление которой, в принципе, может быть связано [1] с нарушением аксиальной симметрии делящейся системы из-за влияния ее bending- и wriggling-колебаний в окрестности точки разрыва.