Возбуждение изобары

Магнитное дипольное возбуждение изобары Л(1232) и электрическое дипольное рождение заряженных пионов — это две яркие черты процесса уМ - яМ при низких и промежуточных энергиях. Обратимся теперь к количественному обсуждению соответствующих амплитуд и их структур. [c.299]

Нуклонные спин-изоспиновые переходы, включающие возбуждение изобары Л(1232). [c.398]

При передачах энергии в несколько сот МэВ отклик ядра на пробное взаимодействие, зависящее от спина и изоспина, определяется возбуждением изобары Д(1232). Этот вопрос уже был подробно разработан в разделах 7.4 и 8.8 для процессов под действием пионов и фотонов. На самом деле, нуклонные спин-изоспиновые переходы, задаваемые оператором от, находятся в прямом соответствии с переходами N -> Д, включающими оператор S T , так как они появляются в схожих гамильтонианах уравнений (2.24) и (2.53) с NN- и яМД-связями. [c.410]

Далее рассмотрим случай постоянного переданного импульса Iql, причем с величиной, большой по сравнению с ядерным фермиевским импульсом (он показан на рис. 10.11,6). Гамов-теллеровский переход будет подавлен, так как он является длинноволновым возбуждением. Вместо этого ядерный отклик состоит из квазисвободного выбивания нуклона и, опять-таки, возбуждения изобары Д(1232). Квазисвободный спектр уширяется за счет ферми-движения и обычно имеет максимум около ш = ( 2М, энергии отдачи свободного нуклона. [c.415]

В резонансной области наиболее яркой чертой является возбуждение А(1232) внутри ядра. Длина свободного пробега пиона мала по сравнению со средним межнуклонным расстоянием. Вследствие этого рассеяние носит хорошо выраженный дифракционный характер. Ввиду доминирующей роли изобары А(1232), естественно в качестве основы для описания пион-ядерного взаимодействия в этой области принять представление об образовании А, её последующем распространении и распаде в ядерной среде. Модели, [c.234]

Рассмотрим теперь возбужденные ядерные состояния, в которых нуклон INv) удален из основного состояния и замещен на изобару в состоянии 1Ал). Будем называть их состояниями А-ды-рочного базиса [c.258]

Здесь обменный ток 1д(х г1, гг), соответствующий возбуждению Д-изобары, является фурье-образом величины 1д(к1, кг), приведенной в уравнении (8.65). В случае Ше разрешены обмены как заряженными, так и нейтральными пионами. Поэтому он вносит вклад в двухчастичный оператор М1 не только для пар рп, но также и для пар рр и пп. [c.320]

При больших передачах энергии ядерные спин-изоспиновые моды оказываются зацепленными с внутренними спин-изоспиновыми возбуждениями самого нуклона, т.е. с изобарой А(1232). Природа ядерных Д-возбуждений, вызванных пионами и фотонами, ранее уже подробно исследовалась в гл. 7 и 8. Здесь этот вопрос мы рассмотрим снова в контексте ядерных реакций перезарядки. [c.397]

Возбуждения первого класса возникают при типичном ядерном масштабе энергий порядка 10 МэВ. Вместе с тем, шкала Л-возбуждений устанавливается разностью масс ДN и составляет около 300 МэВ. Поэтому, на первый взгляд, эти два типа возбуждений должны были бы скорее казаться несвязанными. Тем не менее, при заданной величине основополагающих спин-изоспиновых взаимодействий низкоэнергетические спин-изоспиновые моды и Д-изобара оказываются тесно связанными, и возникнут сейчас в таком контексте, который будет подчеркивать их взаимосвязь. [c.398]

Пример полезного способа исследования этих аспектов дается реакцией перезарядки ( Не, Н) при энергиях пучка свыше 1 ГэВ. Этот процесс аналогичен реакции (р, п), но имеет то преимущество, что в одном эксперименте можно наблюдать и гамов-теллеровские возбуждения с низкой энергией, и образование изобары Д(1232). Обсудим кратко основные черты таких реакций. [c.410]

С соответствующими полным спином и изоспином 7. Для ядер с замкнутыми оболочками мы имеем 7=1, а также / = О", 1 2",... для продольных по спину и 7 = 1-, 2, ... для поперечных по спину возбуждений. Пусть 10) — основное состояние ядра. На языке операторов уничтожения и рождения соответствующих состояний нуклонов и Д-изобар [c.416]

Напротив, ядра с разным зарядом, но одинаковым суммарным числом нуклонов — изобары — демонстрируют подобные группы уровней возбуждения. Это иллюстрирует определяющую роль сильных взаимодействий нуклонов ядра, не зависящих от электрического заряда. [c.7]

Влияние спаривания на плотность уровней ядра может быть весьма существенным, как это видно из рис. 59 и 64. Оба семейства функций возбуждения обнаруживают любопытную особенность вероятность испарения протона и нейтрона возбужденным компаунд-ядром значительно выше, чем вероятность испускания двух нейтронов, несмотря на то что кулоновский барьер подавляет эмиссию протонов [см. формулу (48)]. Подобное усиление испускания протонов происходит благодаря тому, что в обоих примерах составное ядро является четно-четным и, испустив два нейтрона, переходит в четно-четный продукт с низкой плотностью уровней по сравнению с нечетно-нечетным изобаром, образовавшимся при испарении нейтрона и протона. Если сечение обратного процесса в формуле (48) берется в виде [c.345]

Вблизи порога и для энергий, характерных при возбуждении изобары А(1232), длина волны фотона весьма велика, так что амплитуда фоторождения определяется электрическим и магнитным дипольными переходами, с незначительными вкладами от электрических квадрупольных членов. Электрическое дипольное взаимодействие ведет главным образом к образованию 8-волновых пионов с малыми дополнительными ё-волновыми вкладами. Магнитное дипольное взаимодействие приводит к образованию р-волновых пи- [c.297]

Мы видели, что возбуждение изобары А (1232) играет определяющую роль в магнитной дипольной амплитуде А (1232)-изобара столь же важна в фоторождении р-волновых пионов, как и в р-волновом рассеянии jrN- jrN. Сильное возбуждение изобары из нуклона путем изовекторного перехода между спинами 1/2 и 3/2 предлагает описание связи yNA через магнитный момент niNA = fyNd,/перехода NA, выраженный через операторы S и Т перехода спина и изоспина, приведенные в Приложении 4(в). Соответствующий гамильтониан перехода yNA есть [c.310]

В другой кинематической области, при фоторождении реальных пионов, в качестве основной черты выступает электромагнитное возбуждение изобары А(1232) в ядрах. Эти наблюдения сделали значительно более четким наше понимание А-степеней свободы в ядрах. [c.350]

Рассмотрим сначала реакцию-прототип р( Не, Н)Д , т.е. возбуждение изобары Д(1232) на протоне-мишени падающим ядром Не. Переход р — с необходимостью включает передачу спина и изоспина. Поэтому естественно представить этот процесс на языке лидирующего механизма однопионного обмена, как показано на рис. 10.9. В такой модели взаимодействие ОПО, включая [c.410]

Важным особым каналом реакций ОП и ДП является возбуждение изобараналоговых состояний (ИАС) и двойных изобара-налоговых состояний (ДИАС). ИАС и ДИАС порождаются действием на начальное состояние операторов, повышающих изоспин ядра, соответственно /+ и (7+) . Кроме изоспина, волновые функции начального и конечного ядер тождественны, так что однократная и двукратная перезарядка пионов на ИАС и ДИАС может рассматриваться как упругий процесс (хотя при детальном изучении следует надлежащим образом учесть кулоновское взаимодействие и разности энергий). Тем самым становится естественным использование известной оптической модели. Общая изоспиновая структура оптического потенциала есть [c.278]

Яркой особенностью элементарного процесса фоторождения на нуклонах при энергиях фотонов в диапазоне 200 МэВ < iu < < 400 МзВ, как видно из рис. 8.1, является возбуждение резонанса А(1232). По этой причине фотоядерные эксперименты в области резонанса Д(1232) исследуют свойства Д-изобары в ядерном окружении. [c.344]

До сих пор мы изучали некоторые отдельные аспекты ядерных спвн-изоспиновых возбуждений, таких как гамов-теллеровский резонанс и образование Д-изобары. Объединенное описание, связывающее две эти разные кинематические области, дается в общем случае спин-изоспиновой функцией отклика [5]. Мы уже знакомы с этим понятием из обсуждения пионной физики в бесконечной ядерной материи по разделам 5.7 и следующим за ним. Сейчас эта схема будет применена к случаю конечных ядер. [c.412]

Зная о связи низкоэнергетических гамов-теллеровских переходов и высокоэнергетических спин-флипповых возбуждений нуклона с переходом в изобару Д(1232), можно предположить, что [c.421]

С пионной физикой связаны также характерные эффекты подавления, наблюдаемые в интенсивных низкоэнергетических гамов-теллеровских и изовекторных магнитных переходах. Они могут интерпретироваться как перенормировка аксиальной константы связи gA и -факторов в ядерной среде. Основная часть этого подавления объясняется механизмами ядерной поляризации, включающими тензорное взаимодействие с доминирующим членом пионного обмена. Имеются и дополнительные вклады от поляризации нуклонов за счет виртуального возбуждения Д-изобары. [c.426]

В методах селективной лазерной ионизации атомов очень высок коэффициент разделения для атомов не только с изотопными, но и с изомерными ядрами. В последнем случае различие массы ядерных изомеров, отличающихся, например, только энергией возбуждения ядра, пренебрежимо мало (доли массы электрона), и все существующие методы непригодны для их сепарации. Однако атомы с изомерными ядрами имеют отчётливые различия в сверхтонкой структуре спектральных линий, что можно использовать для их разделения методом изомерно-селективной ступенчатой фотоионизации [24. Первые успешные эксперименты в этом направлении были осуществлены для ядер 5т и Тт [32]. Это открывает принципиальную возможность глубокой переработки радиоактивных отходов ядерной технологии для разделения не только изотопов, но и изомеров ядер. Другое важное применение метода резонансной ионизации в ядерной физике — разделение изобар, т. е. атомов различных элементов и изотопов, имеющих одинаковую массу. Метод электромагнитной сепарации в этом случае непригоден, так как на выходе электромагнитного сепаратора, используемого обычно в ядерно-физических экспериментах с радиоактивными ядрами, приходится выделять исследуемые очень редкие короткоживущие изотопы на громадном фоне радиоактивного изотопа другого атома [33]. В этой направлении уже проведены успешные эксперименты [34] и метод практически реализован в ЦЕРН в кооперации с Институтом спектроскопии РАН. [c.365]

Благодаря развитию экспериментальной техники в настоящее время представляется возможным определение лериодов полураспада радиоактивных веществ до нижнего предела порядка 10 сек. Вследствие этого для большой группы радиоактивных веществ были обнаружены изомерные состояния ядер с периодами полураспада от 10 сек до нескольких лет. В зависимости от относительной вероятности того или другого вида распада возбужденного ядра возможны различные типы переходов из высшего изомерного состояния в низшее или прямые переходы возбужденного ядра путем -распада или -захвата в соответствующий стабильный изобар. Так как разность энергий возбужденного и основного состояния изомерных ядер обычно невелика, то соответствующее изомерному переходу у-излуче-ние часто сильно конвертировано. [c.135]

Много сведений относительно испускания,у-лучей приведено в обзоре Физера [44]. Изредка (когда возбужденный уровень лежит низко, в большинстве случаев ниже 100 кеУ, и связанное с испусканием отдельного укванта изменение спина велико [137]) испускание у-кванта возбужденным ядром, которое из энергетических соображений не в состоянии распасться другим способом, может оказаться столь маловероятным, что это ядро будет обладать макроскопическим временем жизни но это значит, что будут способны более чем к мгновенному сосуществованию два ядра с одинаковыми массой и зарядом возбужденное и находящееся в основном состоянии. Такие два ядра являются одновременно изотопами и изобарами их называют изомерами [128, 18, 120] однако в противоположность общему случаю химической изомерии ядерным изомерам можно приписать только различные содержания энергии, но не различные структуры. Ядерная изомерия была впервые обнаружена в 1921 г. Ханом [61] на примере пары ОХа— и2. Среди искусственных радиоэлементов ядерная изомерия была впервые открыта В. Курчатовым, И. Курчатовым, Мысовским и Русиновым [82] в 1935 г. для ядра Вг . Изомерные ядра могут быть нестабильными относительно 8-распада, как это имело место в обоих упомянутых случаях, но это не обязательно. Если (стабильные или долгоживущие) ядра в основном состоянии доступны в достаточном количестве, то их можно перевести в возбужденное состояние, т. е. осуществить обращение спонтанного изомерного перехода , с помощью облучения рентгеновскими лучами. [c.38]

В случае ядер-мишеней средних массовых чисел продукты реакций отщепления обнаруживают тенденцию группироваться в области стабильности, а для более тяжелых элементов — несколько ближе к нейтроноде-фицитпой стороне кривой стабильности, что как раз и ожидается согласно теории испарения (см. раздел Ж). Рассуждения в этом случае те же, что и для компаунд-ядра при низких возбуждениях. Интересно отметить, что отношение выходов двух изобар в реакции отщепления остается обычно почти одним и тем же вне зависимости от элемента мишени и энергии бомбардирующей частицы. [c.319]

НОСТИ 700 мбар. Этот месяц отличался исключительными холодами в Северной Америке, Европе и на Дальнем Востоке. На рисунке следует отметить огромные меридиональные смеихения изобар. Особенно большие смещения связаны с сильными анти-циклоническими гребнями над восточными частями Тихого океана и Атлантики. Исследования возбуждения баротропных течений особенностями рельефа [123, 295, 160] показали, что при одной и той же вынуждающей силе возможны два типа стационарной реакции. При первом образуется мощное зональное течение с такими большими скоростями, что рельеф не может генерировать стоячие волны ( //р превосходит квадрат обратного волнового числа). При этом волновое трение, естественно, оказывается слабым, и мощный поток может существовать достаточно долго. Противоположная возможность связана с ге- [c.292]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология