ПОИСК Статьи Рисунки Таблицы Полные сечения из "Пионы и ядра" При описании углового распределения упругого рассеяния при низких энергиях встречается преобразование wN-амплитуды из её системы центра масс (с.ц.м. яМ) в систему центра масс пион—ядро (с.ц.м. яА). Соответствующие кинематические поправки для рассеяния вперёд уже были введены в разделе 6.4.3 для пионных атомов. Для низкоэнергетического рассеяния заметный дополнительный эффект возникает от преобразования угла рассеяния, к обсуждению которого мы сейчас переходим (Thies, 1976). [c.237] Как и раньше, мы предположили, что мнимые части Ао и со пренебрежимо малы. Оценим бшш, используя эффективные параметры (Ао)эФФ = 0,03/Ил и (со)эФФ = 0,17/Пл , близкие к параметрам из пионных атомов (см. раздел 6.5.2). При 7 = 50 МэВ получаем вт п 65°, что весьма близко к экспериментально наблюдаемому положению минимума на рис. 7.1. В пренебрежении кинематической поправкой, т.е. используя е = 0, мы получили бы вместо этого в ты 78 . Это указывай на необходимость включения дополнительного члена р в уравнении (7.16) в любом реалистическом анализе данных по упругому пион-ядерному рассеянию. [c.239] Параметры однократного рассеяния Ьо, Ьи со и С] возникают из 5- и р-волновой яЫ-амплитуд. За исключением Ьо, они слабо зависят от энергии в низкоэнергетической области 80 МэВ. В пион-ядерном рассеянии мнимые части этих амплитуд представляют некогерентную сумму квазисвободных рассеяний иа отдельных нуклонах. Учет энергии связи в ядре и приципа Паули уменьшает область фазового пространства, доступную нуклонам отдачи, по сравнению с процессом на свободном нуклоне. Вследствие этого малые величины 1т Ьо, 1т со и др. становятся ещё меньше по сравнению с доминирующими абсорбтивными членами, даваемыми 1т Во и 1т Со. [c.240] В реальных расчетах, конечно, кулоновский потенциал нужно учитывать. [c.241] Пользуясь таким методом, можно получить последовательное описание пионных атомов, а также сечений упругого пион-ядерного рассеяния и реакций по всей периодической системе. Как и ожидалось, параметры эмпирического оптического потенциала слабо зависят от энергии. Типичный набор параметров приведен в табл. [c.242] Абсорбтивную часть оптического потенциала нельзя получить однозначно, исходя только из данных по упругому рассеянию. Для ее эмпирического определения требуется также дополнительная информация по сечениям поглощения и реакций, к обсуждению которых мы и переходим. [c.242] Поглощение. В низкоэнергетической области в сечении реакции доминирует поглощение, которое даже при Тл 50 МэВ дает 75— 80% От. В принципе, сюда входят и процессы, в которых перед поглощением пион неупруго рассеивается. Однако большая длина свободного пробега пиона при низких энергиях приводит к тому, что такие неупругие перерассеяния несущественны. Поэтому можно ожидать, что сечение поглощения связано в основном с лидирующими процессами Двухчастичного захвата. Это подтверждается и более подробными расчетами. [c.242] В случае оптического потенциала (7.19) величина 1т /аь состоит из тех частей, которые содержат 1шВ((Ы, г) и 1ш С( ы, г) в первом порядке. [c.243] Реалистические расчеты, использующие уравнение (7.28) и параметры поглощения из табл. 7.1, достаточно хорошо воспроизводят измеренные сечения поглощения при низких энергиях, как это видно из рис. 7.3. Из приближенного рассмотрения, ведущего к уравнению (7.31), ясно, что такой метод налагает ограничения на комбинацию 1т Во + Со, но не дает возможности отдельно определить 1т Бо и 1т Со. Заметим, что параметры, взятые из пионных атомов, завышают сечения поглощения в области энергий 20—60 МэВ. С учетом приближенной пропорциональности сгаь и параметров поглощения это указывает на некоторое уменьшение суммы (1т Во + Со) с ростом энергии. [c.244] При переходе от рассеяния при низких энергиях к области резонанса А(1232) свойства пион-ядерного взаимодействия резко меняются. При кинетических энергиях вблизи Тл=180МэВ средняя длина свободного пробега в ядерном веществе уменьшается до значения менее 1 Фм. Поэтому первичное лК-взаимодействие происходит на поверхности ядра, в противоположность ситуации с рассеянием при низкой энергии, когда пион свободно проходит внутрь ядра. [c.245] Наличие А-резонанса и небольшая средняя длина свободного пробега сразу же приводят к ряду следствий для полных и дифференциальных пион-ядерных сечений, которые мы сейчас опишем. [c.245] Ширина резонансной структуры в Ош значительно превышает ширину распада свободного резонанса Д(1232). Уширение систематически увеличивается с ростом массового числа ядра и в основном связано с эффектами многократного рассеяния. [c.247] Дополнительный вклад в уширение происходит за счет фер-миевского движения нуклонов и связи А (1232) с каналами реакций, что характерно для многочастичной ядерной системы. Эти эффекты будут обсуждаться в разделе 7.4. [c.247] Малая длина свободного пробега пиона в резонансной области наводит на мысль, что общее поведение полного сечения в районе пика соответствует рассеянию на черном диске с аю1 = = Ъс где R — ядерный радиус сильного взаимодействия. Это подтверждается экспериментальными данными. [c.247] Вернуться к основной статье