Большая техническая энциклопедия
0 1 3 5 8
D N
А Б В Г Д Е Ж З И Й К Л М Н О П Р С Т У Ф Х Ц Ч Ш Щ Э Ю Я
ПА ПЕ ПИ ПЛ ПН ПО ПР ПС ПУ ПЬ ПЯ

Пион-нуклонное взаимодействие

 
Изотонически инвариантное пион-нуклонное взаимодействие (5.19) дает ряд интересных следствий не только для виртуальных процессов, обусловливающих двухну-клонное взаимодействие, но и для процессов взаимодействия реальных пионов с нуклонами. Полезно рассмотреть этот вопрос более подробно.
Для пион-нуклонного взаимодействия точность экс перимента не столь высока, как в предыдущих опытах, но и в этом случае никаких указаний на несохранение четности не обнаружено.
Изотопическая инвариантность пион-нуклонного взаимодействия (5.19) означает, что в четырех перечисленных состояниях с / 3 / 2 оно будет одинаковым.
Прежде всего рассмотрим пион-нуклонные взаимодействия.
Описанная формальная схема рассмотрения различных нук-лон-нуклонных и пион-нуклонных взаимодействий чрезвычайно удобна и плодотворна. В настоящее время нет экспериментальных фактов, которые противоречили бы такому рассмотрению, и, наоборот, целый ряд экспериментальных результатов ( нуклон-вуклонные рассеяния при высоких энергиях, рождение я-мезонов в нуклон-нуклонных взаимодействиях, рассеяние я-мезонов на нуклонах) находит естественное объяснение с точки зрения гипотезы о зарядовой независимости, или изотопической инвариантности ядерных сил.
Описанная формальная схема рассмотрения различных ну-клон-нуклонных и пион-нуклонных взаимодействий чрезвычайно удобна и плодотворна. В настоящее время нет экспериментальных фактов, которые противоречили бы такому рассмотрению, и наоборот, целый ряд экспериментальных результатов ( нуклон-нуклонные рассеяния при высоких энергиях, рождение я-мезонов в нуклон-нуклонных взаимодействиях, рассеяние ячмезонов на нуклонах) находит естественное объяснение с точки зрения гипотезы о зарядовой независимости, или изотопической инвариантности ядерных сил.
Зарядовая независимость ядерных сил и пион-нуклонных взаимодействий является гораздо более сильным утверждением, чем зарядовая симметрия; в то время как последняя следует из первой, обратное положение не имеет места. Мы перейдем теперь к формулировке гипотезы зарядовой независимости в терминах аппарата изотопического спина и к рассмотрению следствий, которые справедливы не только для ядерных и пион-нуклонных процессов, но для всех процессов сильных взаимодействий, управляемых законом зарядовой независимости.
В этой же работе было учтено вакуумное пион-иион-ное и пион-нуклонное взаимодействия для сильных пион-ных полей вида бегущей волны, которые вытекают из нелинейного лагранжиана Вейнберга.
Необходимо подчеркнуть, что рассмотренные выше следствия изотопической инвариантности пион-нуклонного взаимодействия не зависят от предположений о конкретном типе этих взаимодействий и определяются исключительно тем обстоятельством, что нуклон считается изоспинором, пион - изовектором, а лагранжиан взаимодействия пионного и нуклонного полей - изоскаляром.
Параметры, приведенные в уравнениях (2.37) или (2.40), в сильной степени определяют низкоэнергетическое пион-нуклонное взаимодействие. Наиболее важными параметрами являются усредненные по спину и изоспину s - и р-волновые параметры bo и со и s - волновой параметр bi, завиящий от изоспина. Параметры do и d определяют процессы с переворотом спина. Они редко играют важную роль в общих свойствах jr - ядерных взаимодействий.
Двухнуклонные состояния. Исторически вторым по счету сильным взаимодействием, к которому была применена концепция изотопической инвариантности ( зарядовой независимости), было пион-нуклонное взаимодействие. В тот период ( 1938 г.) пионы еще не были известны, но соображения Кеммера [2] легко могут быть перенесены на пион-нуклонное взаимодействие, которое, как мы сейчас полагаем, в основном определяет двухнуклонное взаимодействие.
По мере продвижения к более высоким энергиям единственной наиболее заметной чертой становится влияние резонанса А ( 1232) не только в исходном пион-нуклонном взаимодействии, но также и в пион-ядерной многотельной проблеме. Важным наблюдением, а в действительности - одним из ключевых результатов пионной ядерной физики промежуточных энергий, является то, что изобара выживает как отдельная разновидность барионов в сильно взаимодействующем ядерном окружении; она может рассматриваться как квазичастица, точно так же, как и нуклон. Она играет важную роль не только в упругом рассеянии пионов на ядрах, но и как входное состояние для неупругих и абсорбтивных процессов. Фактически, настоящая глава дает реальную экспериментальную поддержку обоснованности того многочастичного подхода в пионной ядерной физике, который был развит в гл.
Однако эти сомнения в значительной степени были рассеяны, когда в начале пятидесятых годов распространение формализма изоспина на пионы и их взаимодействия дало возможность изящно учесть многие особенности пион-нуклонного взаимодействия, которые трудно было бы объяснить любым другим путем.
Инвариантность (5.24) относительно вращений вокруг третьей оси в пространстве изотопического спина приводит, как обычно, к сохранению электрического заряда, которое, разумеется, должно иметь место в процессах пион-нуклонных взаимодействий.

Обозначения не требуют пояснений. Первый член представляет собой пион-нуклонное взаимодействие (5.19), переписанное в более удобных обозначениях. Если существуют частицы с более высоким ( по абсолютной величине) значением гиперзаряда, то его геометрическая интерпретация с помощью изоспиноров первого и второго рода может оказаться невозможной.
При рассмотрении возможных способов проверки инвариантности лагранжиана сильного взаимодействия относительно зарядового сопряжения обнаруживается ряд практических трудностей. Однако это очень трудно осуществить, так как пион-нуклонное взаимодействие является гораздо более сильным ( по сравнению с электромагнитным), вследствие чего с подавляющим преимуществом происходит аннигиляция с испусканием пионов, а не фотонов.
Это означает просто, что ядерные силы между двумя протонами равны ядерным силам между двумя нейтронами. Аналогично зарядовая симметрия пион-нуклон-ного взаимодействия требует, чтобы лагранжиан пион-нуклонного взаимодействия был инвариантен относительно преобразования зарядовой симметрии.
Как мы уже видели в разделе 8.2.3, для статического пион-нуклонного взаимодействия Ялш минимальная градиентно-инвариантная связь приводит к дополнительному току взаимодействия, который дает амплитуду Кролла - Рудермана на пороге фоторождения пиона.
Двухнуклонные состояния. Исторически вторым по счету сильным взаимодействием, к которому была применена концепция изотопической инвариантности ( зарядовой независимости), было пион-нуклонное взаимодействие. В тот период ( 1938 г.) пионы еще не были известны, но соображения Кеммера [2] легко могут быть перенесены на пион-нуклонное взаимодействие, которое, как мы сейчас полагаем, в основном определяет двухнуклонное взаимодействие.
Параметры со и di, не имеющие в статическом пределе вкладов от иуклонных борновских слагаемых, теперь определяются Д - изо-барой. Так как параметр со очень важен в ядерных приложениях, это означает, что прямое и перекрестное Д ( 1232) слагаемые определяют р-волновые пион-нуклонные взаимодействия даже на пороге, т.е. очень далеко от самого Д - резонанса.
S-матрицы ( фазы рассеяния и параметры смешивания действительны ниже порога рождения пионов), но лишь в конечном числе состояний со значениями орбитального момента I вплоть до нек-рого / макс. Идея его состоит в привлечении из теории поля информации о взаимодействии нуклонов в состояниях с I макс - В этих состояниях с высокими значениями I преобладающим является вклад Фейн-мана диаграммы, учитывающей обмен одним я-ме-зоном, что наглядно следует из соответствия ядерных сил с радиусом R - Й / ш с обмену частицей с массой тг. Обмен более тяжелыми мезонами приводит к более короткодействующим силам. Этот метод дает возможность независимо определить величину константы пион-нуклонного взаимодействия / ( см., напр.
Если в теории есть кварки, то их массы также являются параметрами. В киральном пределе масса пиона равна нулю, и все безразмерные величины должны однозначно определяться в теории. Это относится не только к отношению масс, например массы р-мезона к массе протона, но и к таким величинам как константа пион-нуклонного взаимодействия, некогда рассматривавшаяся как параметр в теории возмущений. Поскольку киральное приближение довольно успешно использовалось в алгебре токов, есть основания полагать, что можно будет развить разумную вычислительную схему.
Однако эти сомнения в значительной степени были рассеяны, когда в начале пятидесятых годов распространение формализма изоспина на пионы и их взаимодействия дало возможность изящно учесть многие особенности пион-нуклонного взаимодействия, которые трудно было бы объяснить любым другим путем. К этому времени экспериментально было установлено отношение а ( я): а ( л -) 3: 1 для полных сечений рассеяния соответственно положительных и отрицательных я-мезонов на протонах при энергии мезонов до 300 Мэв в лабораторной системе координат. Бракнер показал, что это эмпирическое отношение можно понять просто как следствие правил, определяющих сложение изоспинов, если предположить, что сохранение изоспина имеет силу для пион-нуклонных взаимодействий.
Характерной особенностью пиона в ядерной среде является то, что он проявляет взаимодополняющие свойства, действуя в одно и то же время и как внешнее возмущающее поле, и как внутренний источник ядерных сил. С одной стороны, ядро служит преломляющей средой для пионной волны. С другой стороны, пион тесно связан со свойствами низкочастотных коллективных спин-изоспиновых мод в среде, так как длиннодействующая часть ядерной силы, зависящей от спина и изоспина, продуцируется пионным обменом. В предельном случае очень сильного пион-нуклонного взаимодействия такая коллективная мода может появляться даже при нулевой частоте.
 
Loading
на заглавную 10 самыхСловариО сайтеОбратная связь к началу страницы

© 2008 - 2014
словарь online
словарь
одноклассники
XHTML | CSS
Лицензиар ngpedia.ru
1.8.11