Пионы и нуклон-нуклонное взаимодействие

Пионные явления в ядрах определяются физическими особенностями лМ-рассеяния в области около порога, с одной стороны, и в области Л-резонанса, с другой. Цель данной главы состоит в описании этих явлений на языке пиона, нуклона, А(1232) и р-мезона в качестве основных степеней свободы. Мы построим точные феноменологические модели, которые в то же время не содержат несущественных усложнений. В этом подходе мы следуем философии, изложенной в гл. 1 лН-взаимодействие в интересующей нас области исследуется с грубым разрешением по энергии и импульсу. Не удивительно, что в этом подходе достаточно рассматривать пион как бесструктурный объект. Внутренняя структура нуклона проявляет себя в основном в появлении Д(1232). Этот подход, использующий в качестве составных частей массы адронов (пиона — Шл, нуклона — М и Л — Мд) и адронные константы связи (такие как пион-нуклонная константа связи), оказался удивительно успешным. Мы не будем предпринимать никаких попыток ввести в рассмотрение богатую структуру згН-взаимодействия в области нескольких ГэВ, которая не имеет прямого отношения к данному вопросу. [c.19]

Аналогично три зарядовые состояния пиона л, л , я ) отождествляются с компонентами триплета с изоспином 1, т.е. с компонентами вектора в изоспиновом пространстве. Изоспиновая симметрия означает, что сильные взаимодействия инвариантны относительно вращений в изоспиновом пространстве. Таким образом, полный изоспин взаимодействующей системы пионов и нуклонов является сохраняющейся величиной. Формальный аппарат дан в Приложении 3. [c.20]

ПИОНЫ И НУКЛОН-НУКЛОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ [c.53]

Из детального исследования нуклон-нуклонного взаимодействия возник механизм обмена пионом как определяющая особенность в разных контекстах. Он доминирует во взаимодействии на больших расстояниях и остается количественно важным даже на промежуточных расстояниях около 1 Фм. Основное подтверждение роли пиона в NN-взаимодействии следует из свойств дейтрона. Величины, определяемые пионом, такие как квадрупольный момент, асимптотическое отношение d/s и параметр эффективного радиуса, определены и экспериментально, и теоретически с высокой точностью. Наиболее важная особенность взаимодействия посредством обмена пионом заключается в его сильной тензорной части. [c.111]

Для пионного поля, распространяющегося в ядерной среде, спектр будет сильно изменен из-за взаимодействия пиона с нуклонами в ферми-море. В разделах 5.2—5.5 мы уже обсудили изменения волнового уравнения пиона в среде в простых ситуациях рассеяния. Мы нашли, что взаимодействие со средой может быть записано в терминах "потенциала или в терминах собственной энергии пиона П. Это понятие обобщается сейчас на произвольные энергии и импульсы. Полный пропагатор пиона О(со, к) в среде дается выражением [c.172]

ПИОН-НУКЛОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ [c.19]

Система пион—нуклон является частью физики сильного взаимодействия, поэтому она подчиняется общим симметриям и законам сохранения, которые мы сейчас и рассмотрим кратко [4]. [c.19]

Амплитуды пион-нуклонного рассеяния детально исследованы вплоть до энергий 2,5 ГэВ в с.ц.м. [6]. Для кинетической энергии пиона ниже < 300 МэВ взаимодействие в сильной степени определяется s- и р-волнами. Характерное поведение полного сечения и я р-рассеяния (рис. 2.2) показывает доминирующую роль Д(1232)-резонанса в Рзз-канале при = 180 МэВ. Вторая особенность, не очень заметная на рис. 2.2, заключается в слабости s-волнового взаимодействия цри низких энергиях. Это приводит к тому, что р-волновое яК-рассеяние важно даже у порога. [c.27]

Рис. 4.8. Схематическая картинка поглощения пиона на одном из нуклонов дейтрона с учетом взаимодействия в начальном и конечном состояниях

Параметры со и <1, не имеющие в статическом пределе вкладов от нуклонных 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. [c.38]

В этой главе мы увидели, что яК-взаимодействия могут быть успешно описаны в терминах пиона, нуклона, изобары и мезона, рассматриваемых как "элементы" модели. Такая феноменология количественно объясняет большинство эмпирических данных при низких и промежуточных энергиях. Результаты настоящей главы, относящиеся к описанию системы яЫ, указывают на то, что перечисленные адронные степени свободы также являются неотъемлемыми элементами моделей, объясняющих природу взаимодействия пионов в ядрах. [c.50]

Экспериментальное и теоретическое понимание нуклон-нук-лонного взаимодействия достигло высокой степени точности на больших и средних расстояниях, и можно заключить, что физически пригодными степенями свободы в этой области являются пион и векторные мезоны. Область очень малых расстояний (г < 0,5 Фм) содержит свободные параметры и поэтому подвержена неопределенностям. [c.112]

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ПИОНА С ДВУМЯ НУКЛОНАМИ [c.115]

Для большинства практических целей область высоких энергий начинается от энергий пиона около 1 ГэВ. Здесь нас больше интересует область низких и промежуточных энергий вплоть до Д(1232)-резонанса и выше. Напомним (см. гл. 2), что в этой области пион-нуклонное взаимодействие на самом деле определяется S- и р-волнами. На основе этого наблюдения мы сейчас обсудим аналогию между рассеянием пионов в ядерной материи и дипольным рассеянием света в среде. [c.155]

Здесь мы опишем главные члены во взаимодействии пионного поля с ядерным ферми-газом, отправляясь от основного р-волнового лК-гамильтониана взаимодействия (2.24), пропорционального a V. Выраженный через операторы вторичного квантования для нуклонных состояний 1 /) = а Iб) он равен [c.173]

Дополнительные взаимодействия Д с окружающими нуклонами могут изменить массу и ширину Д в среде. Такие поправки должны быть учтены при обсуждении пион-ядерного рассеяния (см. гл. 7). [c.178]

Рассмотрим модель, описывающую собственную энергию пиона и развитую в разделах 5.7.3 и 5.7.4. Для симметричной ядерной среды мы ограничимся р-волновыми взаимодействиями. Предполагая равенство для нуклонов и А, т.е = = в перенормировке Лоренц—Лоренца (раздел 5.9.5), мы имеем [c.194]

Одной из наиболее харакгерных особенностей элементарных частиц является возможность их рождения, уничтожения и взаимных превращений в результате взаимодействий. Так, фотоны рождаются при изменении характера движения электронов в атомах или протонов в атомных ядрах. При столкновении нуклонов большой энергии рождаются пионы. Нейтрон, излучая электрон и антинейтрино, превращается в протон. С другой стороны, прогоны, входящие в состав атомных ядер, испуская нейтрино и позитрон, могут превращаться в нейтрон. Нейтральный пион превращается в два фотона заряженный пион превращается в нейтрино и мюон. Фотоны в поле ядра могуг превратиться в электрон и позитрон и т. д. [c.234]

НОСТИ ОДНИХ частиц от других становится все более и более неопределенным. Согласно современным представлениям, взаимодействия между частицами одного типа передаются с помощью частиц другого типа. Так, например, заряженные и нейтральные пионы передают ядерные взаимодействия между нуклонами. Образно говоря, протоны и нейтроны как бы окружены мезои-ным облаком, через которое и осуществляется взаимодействие между ними. Это мезонное облако является составной частью протонов и нейтронов и во многом определяет их свойства. С другой стороны, протоны и нейтроны в свою очередь определяют ряд свойств пионов. В связи с этим теряет смысл понятие изолированной частицы того или иного вида. Следовательно, представление о свободном движении частицы может быть только грубой идеализацией действительности. [c.235]

Идея нуклон-нуклонного взаимодействия конечного радиуса основана на концепции обмена виртуальными квантами поля с ненулевой массой между двумя источниками. В адронной физике легчайшим из этих квантов является нион. Он играет особую роль, поскольку обусловливает дальнодействующую часть силы. Поэтому при настоящем обсуждении НК-взаимодействия мы выделим аспекты, которые тесно связаны с физикой пионов [1]. [c.53]

Взаимодействие с нуклоном 2 со спином /2СГ2, расположенным в точке Г2, является, следовательно, аксиальным диполь-дипольным. Если р2(х) — функция источника пионов от нуклона [c.56]

Появление 5-функции в потенциале ОПО есть проявлени точечноподобной пион-нуклонной связи. В действительности лКН-взаимодействие размазано в конечной области пространства так, что возникает необходимость замены -функции на протяженную функцию источника. В области малых расстояний, где эта функция источника отлична от нуля, во взаимодействие дают вклады различные сложные механизмы. С этой точки зрения нет смысла обсуждать нуклон-нуклонный потенциал в области малых расстояний только на основе ОПО. Часто используемая модель заключается в том, что два нуклона разделены сильным отталкиватель-ным взаимодействием на малых расстояниях. Их относительная волновая функция поэтому сильно подавлена вблизи г = 0, и таким образом -функция становится несущественной. [c.60]

Структура взаимодействий однобозонного обмена (ОБО) определяется, прежде всего, принципами симметрии. Не считая самого пиона, рассмотрение квантовых чисел систем нескольких мезонов с малым полным угловым моментом предполагает, что основную роль в нуклон-нуклонном взаимодействии играют скалярные и векторные бозоны. В первом порядке по бозонным полям и их производным лагранжианы эффективного взаимодействия, описывающие связь этих бозонных полей с нуклонами, имеют вид [c.77]

Главный принцип подхода в рамках оптической модели заключается в том, что основные параметры универсальны в следующем смысле они тесно связаны с взаимодействием пиона с нуклонами или нуклонными парами, а зависимость их от детальной структуры ядра пренебрежимо мала. Пион воспринимает ядра как образцы ядерной материи. На самом деле, очень важно, что, как установлено эмпирически, самосогласованный набор параметров оптического потенциала верен по всей периодической таблице элементов (Ba kenstoss, 1970 Taus her, 1977). [c.224]

Пион занимает исключительное положение, будучи много легче всех остальных мезонов его масса примерно на порядок меньше характерного адронного масштаба масс 1 ГэВ. Это обстоятельство уже проявлялось в разных формах на протяжении предыдущих глав. Большая комптоновская длина волны пиона = 1,4Фм задает масштаб длин в ядерной физике и в дальнодей-ствуюшей части нуклон-нуклонного взаимодействия. В этом масштабе при рассеянии и в электромапштных процессах нуклоны во взаимодействии с пионами выступают как почти точечные объекты. Кроме того, именно малость массы пиона ответственна за важную роль пиона в магнитных ядерных явлениях. [c.355]

Масса всех частиц дана в электронных единицах, т. е. гпе- = 1. Фотон — частица, не имеющая массы покоя — это квант электромагнитного поля. Далее идет класс легких частиц — лептонов, возникающих при распаде других частиц либо возникающих пар ами (частица + античастица) под действием фотонов их спины равны 1 . Между лептонами и протоном сгруппирован класс мезонов со спином, равным 0. Пионы или я-мезоны являются квантами ядерных полей. По-видимому, взаимодействие протона и нейтрона обусловлено мезонным полем (Юкава), т. е. взаимный переход этих частиц протекает за счет обмена мезонов между нуклонами. Основную роль в этом обмене играют я-мезоны. Схемы перехода можно представить так [c.76]

После проведения в 1945 г. последнего из таких экспериментов физики снова лишились возможности объяснить межнуклонные силы, но ненадолго, поскольку вскоре были открыты сильно взаимодействующие мезоны, получившие название пионов. Эксперименты по изучению космических лучей с использованием многослойной фотоэмульсии для фиксирования треков заряженных частиц, выполненные в 1947 г. английским физиком К. Ф. Пауэллом (1903—1969) и его сотрудниками, привели к открытию трех частиц положительного пиона, нейтрального пиона и отрицательного пиона с массовым числом 273,3 для я+ и я и 264,3 для я° эти частицы обладали способностью к сильному взаимодействию-с нуклонами, как это и было предсказано Юкавой. В настоящее время не вызывает сомнений, что межнуклонные силы, действующие в атомных ядрах, реализуются при участии пионов. Экспериментально было показано участие в межнуклонных силах как заряженных пионов, так [c.594]

На первый взгляд может показаться, что пв содержит более высокие производные, чем i n - Однако это не так псевдоскалярное взаимодействие недиагонально по большой и малой компонентам нуклонной дираковской волновой функции эта связь большой и малой компонент вводит производные. Фактически ПС-и ПВ-связи дают одинаковые результаты для нуклонов, удовлетворяющих свободному уравнению Дирака (2.20). Чтоб это увидеть, рассмотрим матричный элемент перехода rN < N для лагранжианов пс и пв (см. подробное изложение в Приложении 6 (г)). Интегрированием по частям можно перенести производную, действующую на пионное поле, на нуклонные поля, а затем воспользоваться уравнением Дирака, чтобы заменить выражение [c.24]

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 8- и р-волновые параметры Ьо и Со и 8-волновой параметр Ь, завиящий от изоспина. Параметры и определяют процессы с переворотом спина. Они редко играют важную роль в общих свойствах л -ядерных взаимодействий. [c.29]

В ядерных приложениях полезно работать с эффективными взаимодействиями, воспроизводящими основные динамические особенности 8- и р-волнового пион-ядерного рассеяния. Такие взаимодействия также могут быть использованы и при описании взаимодействий пионов со связанными нуклонами. Мы изложим отдельно модели для з- и р-волновоых взаимодействий. [c.32]

В этом же духе, по аналогии с лКЫ-связью (2.4) мы введем гамильтониан эффективного взаимодействия ггНД, который связывает нуклон и Д(1232) путем поглощения или испускания пиона (как показано на рис. 2.7) [c.36]

Чтобы получить феноменологическое описание основных механизмов s-волнового яN-pa eяния [2], рассмотрим сначала процесс, показанный на рис. 2.9. Картина соответствует тому, что пион обменивается с нуклоном составным бозоном. Детальная динамическая структура этого бозона может быть очень сложной. Однако в длинноволновом пределе важны только общие свойства объекта, которым осуществляется обмен основные особенности взаимодействия могут обсуждаться уже без учета его детальной структуры, на языке квантовых чисел этого бозона. Исследуем диаграмму, изображенную па рис. 2.9, более внимательно. [c.44]

Оно имеет тензорную часть и, в дополнение, хорошо известное контактное слагаемое Ферми. В.заимодействие (3.13) между двумя аксиальными диполями продуцирует и соответствующий тензорный потенциал, и <3-функционное слагаемое. Такие члены характерны для взаимодействий между точечными диполями. Необходимо отметить, однако, что продольная (а V) -связь аксиального диполя, по сравнению с поперечной (ст х V) -связью магнитного диполя, приводит к противоположным знакам в тензорном потенциале и к различию в множителе 2 в контактном члене. В случае потенциала ОПО (5-функция является следствием идеализированной картины точечноподобных нуклонов и пионов и ее роль будет обсуждаться в разделе 3.3. [c.57]

До сих пор мы рассматривали изоскалярные бозоны. Для изовекторных бозонных полей <)> и изоспиновая связь полностью аналогична изоспиновой структуре пион-нуклонного взаимодействия и возникает в виде т <(> или т [c.77]

Здесь важно отметить, что амплитуды процесса NN - жж связаны с амплитудами рассеяния N - ttN кроссинг-симметрией физика, заключенная в fm ЯЛ1 S ОСНОВНОМ ОПрСДСЛЯСТСЯ ПИОН" нуклонной динамикой. Поэтому конкретные вычисления - лл выполняются с использованием методов дисперсионных соотношений. Мы сейчас перейдем к обсуждению результатов в / = 0 и У = 1 каналах, которые наиболее значимы для низкоэнергетического NN-взаимодействия. [c.86]

Явления, происходящие в пион-дейтронных взаимодействиях, представляют собой нечто среднее между явлениями, характерными для лгМ-взаимодействий и пион-ядерными реакциями [1]. Причина этого заключается в малой энергии связи дейтрона и его большом размере. Так как протон и нейтрон в среднем расположены далеко друг от друга, то ожидается, что в амплитуде пион-дейтронного (лй) рассеяния доминирует когерентное рассеяние на двух одиночных нуклонах. Дополнительные слагаемые с перерассеянием на двух нуклонах в общем случае малы, если главные члены не подавлены. Исключение составляет процесс поглощения лс1 -> NN, который не имеет аналога в пион-нуклонной физике. Он является прототипом поглощения пионов в ядрах. [c.115]

До этого момента формализм не включал еще процесса поглощения или рождения пиона NN NN. Он вводится включением вершины связи лN N в указанную выше систему уравнений. Такая процедура явно дает взаимодействие однопионного обмена в NN-канале, так же как и Рц-нуклонное полюсное слагаемое в N-секторе. Как следствие, эти члены должны быть исключены из начального NN-потенциала и амплитуд N-рассеяния. Если это сделано, то достоинство трехтельного подхода заключается в том, что каналы с поглощением могут быть включены последовательно во всех порядках, по крайней мере в принципе. [c.149]

Понимание пион-дейтронного взаимодействия важно по двум причинам. Во-первых, лг(1-система интересна сама по себе. Это — один из лучших объектов и для экспериментального, и для теоретического исследования трехтельной задачи. Впрочем, тот факт, что л (1-систему можно рассмотривать в трехтельной технике, сам по себе не является существенным для пион-нуклонной физики. Поэтому мы лишь кратко обрисуем этот метод. Во-вторых, структура дейтрона хорошо понятна и это делает лг<1-систему идеальной основой для исследования механизмов пион-ядерных взаимодействий при контролируемых условиях. [c.115]

Возможно установить точную связь между вещественной частью длины рассеяния и длинами л К-рассеяния. Причина заключается в том, что физика взаимодействия определяется большими размерами дейтрона. Отношение длины л Ы-рассеяния к дейтронному радиусу, йлы/Ла = 1/20, является естественным малым параметром этой задачи. Радиусом тгК-взаимодействия можно пренебречь, т.е. нуклоны можно рассматривать как точечноподобные. Дополнительное упрощение заключается в малости отношения массы пиона к массе нуклона. Хорошим приближением является предположение о статичности нуклона и пренебрежение членами порядка тж М. [c.126]

Неудача импульсного приближения наводит на мысль о том, что должен существовать более эффективный механизм балансировки характерной разницы импульсов. Очевидно, следующий шаг состоит в рассмотрении процессов перерассеяния типа процесса, показанного на рис. 4.9, в котором пион рассеивается на первом нуклоне и затем поглощается вторым. Ожидается, что близко у порога доминирующим вкладом будет s-волновое взаимодействие пиона Koltun and Reitan, 1966). [c.137]

Здесь 1)( о, г) — пропагатор рассеянного пиона с энергией Цй, описывающий распространение вдоль вектора г = п - Гг между двумя нуклонами (см. уравнения (П5.14) — (05.17)) ЯлNN — гамильтониан л NN-взаимодействия, отвечающий за поглощение пиона после перерассеяния. В статическом пределе он задается стандартным выражением (2.24). На пороге, где о) = тж и ( а = тл/2, матричные [c.137]

До этого момента мы обсуждали роль пиона в системах нескольких тел. Сейчас мы обратимся к другой крайней ситуации и исследуем основные свойства пионов, взаимодействующих с ядерным многотельным окружением. 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. Соответствующий фазовый переход называется пионной конденсацией [1]. [c.154]

В качестве первого шага мы рассмотрим классическое распространение пиона в системе замороженных нуклонов, пренебрегая внутренними многочастичными степенями свободы. После этого исследуем проблему пион-ядерного отклика в более общем мно-готельном рассмотрении. Акцент в этой главе сделан на главные концепции, которые будут служить основой при существенно более детальном обсуждении процессов пион-ядерного рассеяния в гл. 7, эффектов сильного взаимодействия в пионных атомах в разделах [c.154]

Обсуждение в предыдущем разделе показывает, что для нуклонов и экспериментальные, и теоретические исследования дают значения g vi существенно большие, чем 1/3. Соответствующая величина g для Д определена хуже, но даже эти эмпирические данные показывают небольщое превышение над классическим ло-ренц-лоренцевским значением l/3Теоретические исследования показывают ту же тенденцию, но результаты сильно зависят от модели. Мы возвратимся к этому вопросу при обсуждении низкоэнергетических пион-ядерных взаимодействий в гл. 6 и 7. [c.190]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология