Импульсное приближение

Матричный элемент перехода л NN NN в импульсном приближении равен [c.136]

Импульсное приближение относительно более значимо для р-волнового яс1-поглощения. Оно дает существенный нерезонансный фон. Однако резонансное поведение сечения а а имеет другое происхождение — возбуждение промежуточных ЛN-состояний. [c.136]

Импульсное приближение S-волновое рассеяние Сумма [c.138]

В импульсном приближении (ИП), если пренебречь кинематическими поправками, усредненное по поляризациям неупругое сечение для перехода i - f между состояниями со спинами / и /f пропорционально os 0 для AS = 0 и sin 0 для Д5 = 1. [c.271]

Ослабление и искажение входящей и выходящей пионных волн изменяют результат импульсного приближения. Однако и детальные расчеты, и экспериментальные данные демонстрируют, что сохраняется пропорциональность между сечениями и величинами os 0 и sin . [c.272]

Соответственно, сечение ОП в импульсном приближении в статическом пределе дается выражением [c.280]

В области А-резонанса сечение определяется р-волновой яК-амплитудой С1 (ш). Однако при более низких энергаях и, в частности, вблизи Т = 50 МэВ имеет место сильная деструктивная интерференция между С1((о) и 5-волновым членом 1(а>). При использовании для этих амплитуд пороговых значений (2.40) сечение (7.114) в импульсном приближении обращается в нуль, когда [c.280]

С другой стороны, как будет обсуждаться ниже, это сечение можно точно вычислить в импульсном приближении. Оно определяется низкоэнергетическими параметрами системы пр (энергией связи дейтрона, длинами рассеяния и эффективными радиусами в синглетном и триплетном состояниях) и равно [c.320]

Рассмотрим эквивалентный процесс фоторасщепления дейтрона yd - пр вблизи порога. В этом случае конечная пр-пара находится преимущественно в относительном s-состоянии. Ведущим является М1-переход, который связывает компоненту дейтрона Si с конечной пр-парой в состоянии So. Соответствующий магнитный дипольный оператор в импульсном приближении есть [c.321]

Относительное изменение результата импульсного приближения из-за обменных токов выражается через величину [c.322]

Объединение Fkp импульсным приближением дает результат, показанный на рис. 8.8. Замечательно, что вклад обменного тока, [c.324]

Рассмотрим сначала импульсное приближение с плоскими волнами, которое соответствует тому, что в уравнение (8.147) вместо С вставляется свободный Д-дырочный пропагатор Из спиновой [c.349]

Таблица 9.2. Скорости i-распада (Л ) и -захвата (Л ) для перехода N(0 120 кэВ) 0(0 основное состояние). Рассчитанные значения получены с реалистическими волновыми функциями и взаимодействиями. Они даны как в импульсном приближении <ИП), так и с учетом мезонных обменных токов (ИП + МОТ).

Само по себе это выглядит как малое число. Следует, однако, заметить, что в звезде процесс рр - de v является первичной реакцией в цепочке, дающей фотоны и нейтрино. Высокоэнергетический хвост спектра солнечных нейтрино определяется реакцией В Ве + е + V. Оказывается, что соответствующий поток нейтрино обратно пропорционален пятой степени амплитуды рр - deV. Поэтому поправки за счет мезонного обмена уменьшают поток нейтрино, вычисленный в импульсном приближении, примерно на 20%. Одного этого недостаточно для разрешения давней проблемы расхождения между предсказанным и наблюдаемым потоками нейтрино, но наше нынешнее понимание поправок от мезонных обменных токов таково, что позволяет исключить из обсуждения этот источник неопределенности. [c.389]

Реакция (р, п) при энергиях бомбардирующих частиц в несколько сот МэВ является прекрасным средством исследования спин-изоспиновых возбуждений. При этих энергиях взаимодействие падающего нуклона и каждого из нуклонов мишени может рассматриваться в импульсном приближении с искаженными волнами, т.е. с использованием свободной нуклон-нуклонной Т-матрицы вместе с волнами входящего и выходящего нуклонов, которые искажаются соответствующим оптическим потенциалом. Основные свойства свободного процесса были обсуждены в предыдущем разделе. Особый интерес представляет сечение в направлении вперед, которое может быть записано в виде [c.403]

Это — импульсное приближение, которое описывает нуклоны в дейтроне как статические объекты и пренебрегает как всеми пе-рерассеяниями и эффектами связи, так и процессами поглощения. [c.116]

Импульсное приближение для амплитуды рассеяния вперед представляет собой просто когерентную сумму рассеяний на нейтроне и протоне. Сейчас мы обсудим доплеровский сдвиг, возникающий от движения нуклона, и поправки на перерассеяние (Faldt and Eri son, 1968). [c.118]

В дополнение к поправкам к импульсному приближению за счет движения нуклонов, вклад будет давать также перерассеяние пиона на втором нуклоне. Так как эта поправка мала, ее можно вычислить в пренебрежении движением нуклона и эффектами связи в дейтроне. Оценка двукратного рассеяния (см. рис. 4.3) становится [c.119]

Вклады от нефизической области ниже порога очень малы. Они происходят, в основном, от одиночных нуклонных слагаемых, которые в импульсном приближении сводятся к сумме протонной и нейтронной борновских амплитуд, усредненных по спину. Так как дейтрон имеет изоспин нуль, эта сумма аануляется в статическом пределе, что можно легко видеть из (2.46). Главный нестатический вклад порядка т /М равен [c.121]

Здесь 1рй г) — волновая функция дейтрона, гр р,г) — волновая функция конечной протонной пары со спином. Мы получим результат импульсного приближения для амплитуды аи описывающей преход из 81—-состояния дейтрона в конечное Р] состояние его легко оценить, задав волновые функции дейтрона и конечного состояния Рь Однако он воспроизводит лишь малую часть (меньше нескольких процентов) наблюдаемой мнимой части длины л с1-рас-сейния. Необходимо отметить, что причиной малости амплитуды в импульсном приближении для з-волнового лс1-поглощения является не только разница в импульсах, отмеченная ранее, но также и сокращение вкладов з- и ё-состояний дейтрона. Приведенные результаты вместе с результатами по 5-волновому перерассеянию будут обсуждаться в следующем разделе и предсталены в виде табл. 4.2. [c.136]

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]

Естественно ожидать, что аналогичные механизмы работают и в канале AN - NN, и что физика, лежащая в их основе, аналогачна физике тензорных NN-сил. Действительно, модели с изовекторным 2л -обменом и обрезанием на малых расстояниях в потенциале AN - NN имеют более слабое короткодействующее тензорное взаимодействие и дают необходимое уменьшение сечения (т(л (1-> рр). Типичный результат, объединяющий механизм А-пе-рерассеяния с s-волновым перерассеянием и импульсным приближением, представлен на рис. 4.11. Он демонстрирует еще раз, что для понимания глобальных особенностей процесса - рр оказываются достаточными основные s- и р-волновые механизмы. [c.141]

Механизм перерассеяния, который очень эффективен в дей-тронном канале, в настоящем случае неэффективен. Поэтому импульсное приближение, несмотря на его малость, дает доминирующий вклад. Явное вычисление дает матричный элемент для импульсного приближения, в шесть раз превышающий слагаемое с перерассеянием (имеющее, однако, очень большие ошибки из-за неопределенностей в Ао). [c.144]

Усредненное no поляризации сечение изоскалярного перехода в импульсном приближении есть [c.272]

Рассмотрим ОП на дискретные состояния ядра. Для перехода без переворота спина (AS = 0) сечение в импульсном приближении определяется изовекторной частью rN-амлитуды, даваемой уравнениями (7.99) и, более подробно, уравнением (2.38) [c.279]

Из-за большой длины волны фотона матричный элемент импульсного приближения (дейтрон( 81 + I Шимп пр( Зо)) связывает только 8-состояния. с другой стороны, обменный магнитный момент связывает состояние 8о пары пр также с (1-состоянием дейтрона. Обозначим приведенные матричные элементы двух типов переходов через (88) и (80). Их явный вид для пионного обменого тока получается из уравнения (8.80) [c.322]

Радиальные волновые функции и, w, и но — те же самые, что и в разделе 8.5.2. В пределе Iql - О амплитуда Римп(< ) сводится к импульсному приближению для реакции захвата пр dy. [c.324]

Результат импульсного приближения с использованием реалистических волновых функций дейтрона и конечного пр-состояния показан на рис. 8.8, и сравнивается там с измеренными дифференциальными сечениями. Ясно, что описания только через нуклоны недостаточно. Расхождение может бьггь почти полностью объяснено пионными обменными токами как и в случае захвата пр - dy, обменные токи Jex , и Jd вносят дополнительные [c.324]

В то время как амплитуда импульсного приближения не зависит от размера дейтрона, кролл-рудермановский член определяется радиусом взаимодействия, т.е. комптоновской длиной волны пиона, и поэтому менее быстро уменьшается с ростом переданного импульса. Для q < 15 Фм" он совершенно модельно независим. Вклад от обменного тока А является лишь поправкой. Пионный полюсной член вследствие своего большего радиуса падает с увеличением q очень быстро. [c.325]

Амплитуда фоторождения заряженного пиона при низких энергиях имеет наиболее простую структуру. Эта амплитуда приводит к образованию 8-волновых пионов как на нейтронах, так и на протонах, и определяется большой электрической дипольной амплитудой Ео -, т.е. кролл-рудермановским членом (8.12) и (8.13). Напомним (см. раздел 7.2), что пион-ядерное взаимодействие в этой области является слабым, так что достижимо количественное описание. Ситуацию хорошо иллюстрируют реакции Не(у, гг+) Н и Не(гг , у) Н вблизи порога пионообразования. В импульсном приближении в первую реакцию вносит вклад только реакция ур - - я п с одночастичным оператором 1] сн(ур- пл )а-е т-, а во вторую — только процесс л р- пу с оператором Ш(н (уп-> ря )а е т-. [c.340]

Рис. 9.8. Плотность амплитуды перехода за счет тока однопионного обмена для точечных нуклонов в процессе ed е пр у порога. Интегральные величины (л) в сравнении с полученными в импульсном приближении (ИП) таковы q -0 (ИП)="6,0, (л) 0,27 я 15Фм (ИП)--0,015, (я) - 0,063 (из работы Mathiot, 1985)

Справочник химика 21

Химия и химическая технология