Пионные атомы

При нормальной плотности ядерной материи (р 0,5/и ) р = 2/Ия, а 1/г) = Шл- Поправка на эффективное поле в (5.47) — отталкивающая. Ее величина очень стабильна при малых изменениях длин рассеяния в противоположность к основному слагаемому, которое она превосходит в два раза. Хотя з-волновая собственная энергия важна в пионных атомах и низкоэнергетическом пион-ядерном рассеянии, она очень мала при нормальной плотности ядерной материи и а> = Шп получаем для оптического потенциала [/ -О-и МэВ, что составляет лишь 8% массы покоя пиона. [c.166]

Однако основной интерес связан с сильным пион-ядерным взаимодействием [2], которое искажает спектр пионных атомов на низколежащих орбитах. Характерные отклонения от чисто электромагнитного спектра можно измерить точно они являются уникальным источником информации о пион-ядерной системе в состояниях с определенными квантовыми числами в области энергий около порога (о) т ) [3]. [c.203]

Кулоновская задача Клейна—Гордона имеет место в пионных атомах для орбит, которые не чувствительны к сильным пион-ядерным взаимодействиям. Из-за малого радиуса сильного взаимодействия задача сводится к случаю круговых орбит с большими главными квантовыми числами п. [c.207]

И релятивистский сдвиг, и расщепление тонкой структуры вносят важный вклад в любое точное измерение переходов в пионных атомах. Например, эксперименты по определению массы пиона, обсуждавшиеся в разделе 6.2.4, выполнены с точностью до (5—10) 10 . Поэтому оба этих релятивистских эффекта косвенным образом проверяются примерно с точностью до 1% по взаимному соответствию многих различных переходов, а также по совместимости с менее точными, но независимыми определениями массы пиона. [c.209]

Водородоподобная структура пионного атома искажается сильным взаимодействием пиона с центральным ядром [2]. Для состояний, которые могут быть исследованы экспериментально, атомный размер всегда велик по сравнению с радиусом ядра, так что вероятность нахождения пиона внутри ядра мала. Наглядным примером служит Is-уровень пионного атома 0. Пион-ядерное взаимодействие изменяет полную атомную энергию связи на 7,5%. Боровский радиус 1 s-атомного состояния 0 равен 25 Фм, в то время как радиус ядра только 3,5 Фм хотя сдвиг уровня большой, вероятность нахождения пиона внутри ядра 0 составляет в этом случае только 0,3 %. [c.210]

Рис. 6.6. Вещественные и мнимые части s-волновых пион-нуклонных длин рассеяния, извлеченные из сдвигов энергии и ширин уровней пионных атомов. Интерполяционные прямые линии проведены на глаз. Они ясно показывают линейную зависимость от массового числа ядра А, а также систематическое изменение с избытком нейтронов N - Z (взято из работы Ий/пег et al., 1974)

Мы подчеркивали в разделе 5.9 тесную связь между g и параметром Ландау, определяющим длинноволновые свойства ядерных спин-изоспиновых корреляций при низкой энергии. Необходимо помнить однако, что g в пионных атомах соответствует р-волновому jrN-взаимодействию при о) шл, определяемому системой AN, в то время как параметр Ландау соответствует статическому взаимодействию между нуклонами (при со О). Поэтому совсем не обязательно эти два параметра должны быть одинаковы. [c.227]

Таблица 6.1. Вклады от многократного рассеяния в длины рассеяния в единицах гпл согласно формулам (6.45)—(6.47) в сравнении с экспериментальными значениями, полученными из пионных атомов [3]. Для й, Н, Не и Не, соответственно, были использованы следующие параметры

Предыдущий раздел представил качественную связь между 8- и р-волновым яМ-взаимодействием у порога и сдвигами энергии в пионных атомах. За исключением случая очень легких ядер, количественное обсуждение может быть успешно основано на методе оптического потенциала. В гл. 5 этот метод был развит для описания распространения пиона в ядерной материи. Однако его приложение к пионным атомам требует введения дополнительных компонент. В частности, центральная особенность пионных атомов [c.220]

Наличия одного лишь оптического потенциала в первом порядке (6.48) недостаточно, чтобы описать данные по пионным атомам, важно знать еще члены высших порядков по плотности. Одной из таких модификаций является перенормировка поля или поправка Лоренц—Лоренца, которая уже была учтена в схематическом оптическом потенциале (5.49). Другой важный эффект — это поглощение пиона ядром, которое мы сейчас и обсудим. [c.221]

При описании уровней энергии пионных атомов этот оптический потенциал используется в уравнении Клейна—Гордона вместе с кулоновским потенциалом Ус (г), соответствующим некоторому распределению заряда в ядре [c.224]

Важность пионных атомов обусловлена возможностью отбирать состояния с определенными квантовыми числами и высокой точностью экспериментальных данных. [c.231]

Специфические особенности сильных взаимодействий в пионных атомах развиты и обобщены в [c.231]

Как и в случае пионных атомов, наиболее яркие черты пион-ядерного рассеяния при низких энергиях определяются s- и р-волновым яМ-взаимодействием. Исходным пунктом снова является оптический потенциал (6.56), видоизмененный так, чтобы включить зависимость параметров от энергии [3]. [c.235]

Это выражение является непосредственным обобщением уравнений (6.51) и (6.53) для пионных атомов, за исключением последнего члена, который возникает как фурье-преобразование от р /э(р). В пионных атомах эффект этого члена может быть включен в малую (порядка 10%) перенормировку параметров поглощения Во и Со- Однако в случае пион-ядерного упругого рассеяния он существенно изменяет угловое распределение. Чтобы [c.238]

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]

Рис. 6.3. Наблюденное с помощью кристаллического спектрометра расщепление тонкой структуры в пионном атоме титана (ОеШег е1 а ., 1979)

Пион-ядерный потенциал в области низкой энергии Т < < 80 МэВ, за исключением дополнительных кинематических поправок, аналогичен потенциалу для пионных атомов. Упростим рассмотрение пороговой области, опустив малые несущественные члены. Получим [c.239]

Рис. 6.4. Наблюденные и вычисленные величины приведенных сдвигав энергии Is-уровня пионных атОмов. Сплошные кривые, проведенные на глаз, связывают результаты, полученные в оптическом потенциале <6.56) и (6.57) с использованием параметров из набора А табл. 6.2. (L. Taus her, частное сообщение). Экспериментальные точки взяты из работы Path, 1979, кроме величины для дейтрона (Bovet et ai, 1985)

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]

Как видно из рис. 7.2, эти параметры дают превосходное описание дифференциальных сечений упругого рассеяния. Хорошо воспроизводятся также сдвиги энергии и ширины пионных атомов (указанные здесь величины пороговых параметров немного отличаются от приведенных в табл. 6.2, в основном из-за введения дополнительного члена в потенциал (7.19)). [c.242]

При малых кинетических энергиях пиона, до Тш 80 МэВ, пион-ядерное рассеяние и реакции можно хорошо описать оптическим потенциалом, т.е. используя идею о том, что пион в ядерном веществе подвергается действию комплексного поля. Параметры этого потенциала плавно экстраполируются от пороговой области, реализуемой в пионных атомах. [c.291]

Оценку величины этого эффекта можно получить, используя классическую поправку Лоренц—Лоренца с д=1/3. При плотности ядерного вещества р -ро 0,5 т находим gA 0,8 а- В реальных конечных ядрах средняя плотность меньше, чем ро. Кроме того, имеются компенсирующие поверхностные эффекты, особенно выраженные в легких ядрах, которые стремятся уменьшить эффект подавления. Величина дgA чувствительна к параметру ДК-взаимодействия д, который, судя по результатам анализа пионных атомов и зг-ядерного рассеяния при низких энергиях, может быть слегка выше 1/3. Однако, как указывалось в разделе [c.422]

Отрицательно заряженные частицы (мюон ц", л", К "-мезоны и др.) при торможении в среде образуют мезоатомы, в к-рых эти частицы играют роль тяжелых электронов. Образуясь первоначально в высоковозбужденных состояниях, мезоатомы в результате каскадных переходов при испускании у-квантов или оже-электронов переходят в основное состояние. Орбиты мезоатомов (их размер обратно пропорционален массе частицы) на 2-3 порядка меньше электронных орбит. При этом эффективный заряд ядра Z уменьшается на единицу, в результате чего мезоатом имеет электронную оболочку ядра Z-1. Т. обр., в принципе могут моделироваться атомы любых элементов, напр, при захвате атомом Ne образуется мезоатом [iF. Уникальны мезоатомы, состоящие из ядра водорода (протон, дейтрон, тритон) и отрицательно заряженной частицы, поскольку они являются нейтральными системами малого размера (напр., радиус мюонного атома водорода равен 2.56-10"" см, а радиус пионного атома водорода-1,94- 10" см) и, подобно нейтронам, проникают внутрь электронных оболочек к ядрам, участвуя в разл. процессах. Так, напр., могут образоваться системы ф и Лц, аналогичные мол. ионам водорода, в к-рых ядра вступают в р-ции холодного ядерного синтеза (dd - Не + п или dt -> Не -(- п) с высвобождением ц, осуществляющего послед, акты синтеза (мюонный катализ). Процессы захвата отрицательно заряженных частиц на мезоатомные орбиты и перехвата их др. атомами обусловлены строением электронной оболочки, что позволяет изучать структуру молекул и хим. р-ции мезоатомов. [c.20]

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]

I, Область нкзкоэнергетического пионного рассеяния и пионных атомов (Шя 5 ш < 1,5гпл) по существу показывает, как ядерная многочастичная система изменяет свой свободный пионный [c.199]

Пионный атом — это пример водородоподобной системы с электроном, замененным на отрицательно заряженный пион [1]. Интерес к таким системам обусловлен высокой точностью и избирательностью, которые типичны для атомной спектроскопии. В то время как электрон описывается уравнением Дирака, пион — простейший пример частицы с электромагнитным взаимодействием, которая подчиняется уравнению Клейна—Гордона. Фактически вы-соколежащие орбиты пионных атомов позволяют провести количественную проверку того, что уравнение Клейна—Гордона правильно описывает электромагнитные взаимодействия бозонов. Поэтому мы сначала изучим свойства и порядок величин, типичных для пиона, связанного в кулоновском поле точечного заряда, подчеркивая характерные отличия от дираковской частицы. [c.203]

До этого момента обсуждение предполагало точечность ядра, расположенного в центре пионного атома. Следуя Эриксону и др. Eri son et at., 1969) мы теперь обратимся к характерным эффектам конечности размера распределения ядерной плотности. Из конечности размера ядра сразу же следует, что угловые моменты пион-нуклонных и пион-ядерных парциальных волн уже больше не совпадают s- и р-волновые яN-взaимoдeй твия теперь дают вклад также в парциальные пион-ядерные волны с высшими I. [c.216]

Рис. 7.10. Действительная и мнимая части амплитуды я— С-рассеяния вперед. Сплошные кривые представляют подгонку экспериментальных данных для полных сечений для Im F и результат оценки по дисперсионному соотношению (7.49) для Re F. Темные кружки — непосредственно измеренные величины, а светлые кружки — величины, выведенные из анализа угловых распределений я — С-рассеяния. Прямоугольники на потоге отвечают сдвигу и ширине Is-уровня пионного атома С (получено из работ Pilkuhn et al., 1976 Dumbrajs et al., 1984)

Фенеменологическое описание точных данных о пионных атомах в общем основывается на оптическом потенциале (6.56) с малыми вариациями. Общепринято в таком анализе фиксировать основные параметры первого порядка о, Ьь со, i по их экспериментальным значениям из яЫ-рассеяния. Параметр Лоренц—Лоренца g и абсорбтивные константы Во и Со рассматриваются как свободные параметры. Успех такого подхода можно оценить по рис. 6.4 и 6.5. Типичные наборы эмпирических параметров приведены в табл. 6.2. [c.224]

Таблица 6.2. Параметры пион-ядерного оптического потенциала на пороге <6.56), определенные из точной подгонки сдвигов и ширин пионных атомов. Альтернативные наборы <А) и <Б) обеспечивают одинаковую подгонку. Параметры первого порядка до, Ь, со, с совпадают с длинамми и объемами рассеяния для свободной системы jrN, за исключением i в наборе <Б), который был подогнан. Параметр <йо)эфф в наборе <А) является теоретической величиной

С точки зрения сильного взаимодействия в пионной ядерной физике главное достоинство пионных атомных данных заключается в том, что они обеспечивают однозначное разделение компонент пион-ядерного взаимодействия по их физическому происхождению. Они позволяют провести ясное разделение между s-волновыми и р-волновыми взаимодействиями, так же как и между вкладами от упругого рассеяния и аннигиляции, и т.д. Детальная информация делает пионные атомы естественной начальной точкой для понимания низкоэнергетического пион-ядерного рассеяния и подпоро-говых пионных явлений в ядрах. [c.231]

Низкоэнергетическая область характеризуется большой Длиной свободного пробега пиона, которая, как видно из рис. 5.2, существенно больше среднего расстояния между нуклонами в ядре. Взаимодействие является слабым, так что пион проникает глубоко внутрь ядра. Ввиду малой энергии и большой длины волны пиона представляется естественным рассматривать эту область как продолжение вблизипорогового района, знакомого нам из обсуждения пионных атомов в предыдущей главе. В этой области пион-ядерный потенциал успешно описывается через 8- и р-волновое яК-взаи-модействие, видоизмененное за счет поляризуемости ядерной среды. Важную роль играет поглощение. В этом отношении анализ процессов рассеяния при низких энергиях подтверждает обоснованность подхода, базирующегося на оптической модели, который уже использовался при описании пионных атомов. [c.234]

Данные по рассеянию на насыщенных по спину лёгких ядрах при 7 я = 50МэВ (рис. 7.1) показывают характерный минимум при в 65° независимо от конкретной мишени. Этот минимум не может иметь дифракционное происхождение, так как тогда для лёгких ядер ему соответствовал бы универсальный радиус около 6—7 Фм. Из этих данных можно сделать вывод, что s-волновое взаимодействие при такой энергии является отгалкивательным, что согласуется с отгалкивательным характером s-волнового взаимодействия на пороге, наблюдаемым в пионных атомах. В обоих случаях необходима замена о - (Ьо)эфф из-за малости о, получаемой из свободного яК-рассеяния. [c.237]

Для случая чисто действительной амплитуды сечение в минимуме равно нулю. Поэтому глубина минимума является мерой мнимой части Ръори- Величины Im io и 1га со, полученные из данных по свободному яЫ рассеянию, малы. Их использование приводило бы к появлению очень глубокого минимума в дифференциальном сечении da/aQ, что противоречило бы экспериментальным данным. Это ещё раз, так же как в пионных атомах, указывает на важность абсорбтивных вкладов. [c.237]

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]

Таблица 7.1. Типичные параметры оптического потенциала (7.19), определенные из подгонки данных по пионным атомам и по рассеянию при низких энергиях (из arr ei al., 1982). Заметим, что в тг-атомном случае эквивалентные результаты получаются, уели взять со-0,2 т . Re Со-0, гплГ , не меняя значений других параметров (см. для сравнения табл. 6.2)

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]

Для некоторых ядер в резонансной области были измерены полные сечения поглощения пионов и их энергетическая зависимость (рис. 7.31). Результаты при этих энергиях дополняются отдельными данными при низких энергиях (см. рис. 7.3) и информацией у порога, полученной из абсорбтивных ширин пионных атомов. Экзотермические абсорбтивные каналы доминируют в полном сечении пион-ядерного взаимодействия в области у порога. Даже вне этой области Стаьв важно, особенно для тяжелых ядер, для которых в области резонанса оно составляет около одной трети полного сечения. Сечения для легких ядер с А < ЪО проявляют типичное резонансное поведение, знакомое по процессу яд-поглощения, но эта особенность почти отсутствует в случае тяжелых элементов. [c.286]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология