Пионный аксиальный ток

Введем пионный аксиальный ток как [c.363]

Рис. 9.3. Прямой (а) и перекрестный (б) борновские члены для рождения р-волнового пиона аксиальным током

Электрическое поле E--Vy) Пионный аксиальный ток [Аа ]пион/ (- /л) - (ра [c.384]

Аксиальный ток и распад пиона [c.356]

Существенной составной частью физики мягких фотонов является сохранение электромагнитного тока = 0. В физике пионов при низких энергиях столь же важную роль играют аксиальный ток А (х) и его дивергенция. Точно так же, как электромагнитный ток исследуют с помощью электронов и фотонов, свойства аксиального тока изучают по его слабой связи с лептонами. Поэтому полезно напомнить некоторые основные результаты, касающиеся аксиальных токов в физике слабых взаимодействий при низких энергиях. [c.356]

Пользуясь той же методикой, что и в разделе 9.3.6, получаем, что член с массой пиона соответствует следующей дивергенции полного аксиального тока [c.364]

Индуцированный псевдоскалярный член тесно связан с пионной частью (9.29) аксиального тока. Его мы будем обсуждать в разделе [c.366]

Поэтому оператор аксиальной плотности, описывающий рождение мягкого пиона на нерелятивистском нуклоне, расположенном в точке г, равен [c.372]

Рис. 9.2. Рождение 8-волнового мягкого пиона временной компонентой аксиального тока

Аксиальное рождение р-волнового пиона [c.373]

Пионная часть аксиального тока [Л/]пион порождает [c.374]

Коротко говоря, за исключением вклада от пионного полюсного члена, оператор аксиального тока для рождения р-волновых пионов может быть получен из Г-матрицы р-волнового [c.374]

Рис. 9.4. Вклад пионного полюса в аксиальное рождение пиона

Ядерный аксиальный ток А (х) включает ведущие одночастичные члены вместе с многочастичными поправками. В частности, для физических пионов важны эффекы многократного рассеяния. Эта тема более подробно будет развита в разделе 9.6. [c.378]

В принципе константа распада пиона может измениться в ядерном веществе. Сейчас мы предположим, что такие изменения отсутствуют. По аналогии с тем, что проделывалось для случая отдельного нуклона в разделах 9.3.5 и 9.3.6, разделим полный аксиальный ток на чисто пионную и ядерную части [c.380]

Пионный член / д <ра х) образует ядерный аналог индуцированного псевдоскалярного тока со структурой, характеризующейся пионным полюсом. Ядерная часть выражения для Л/(дс) представляет собой аксиальный ток ядерной системы многих взаимодействующих частиц. Она, в частности, включает внутренние пионы, связанные с пионным обменом между нуклонами, но не имеет вклада от внешних пионных полей. [c.380]

Аксиальный ток пионного обмена [c.381]

Как и в электромагнитном случае, ядерный аксиальный ток имеет истинные двухчастичные члены, соответствующие процессу пионного обмена (рис. 9.6). Это — доминирующий вклад в двухчастичный ток. Поэтому мы ограничим наше обсуждение этим частным механизмом. Полный ядерный аксиальный ток может быть записан в виде [c.381]

Пространственные компоненты. В статическом пределе пространственные компоненты Аех(1, 2) возникают из амплитуды аксиального р-волнового рождения пиона (9.78), объединенной с пропагатором обмениваемого пиона и с яКЫ-связью со вторым нуклоном. В ядерных приложениях имеют значение только небо- [c.382]

Имеется тесная аналогия между пространственной частью ядерного аксиального тока А и вектором электрического смещения D в классической диэлектрической среде [9]. Эта аналогия берет начало из того обстоятельства, что пионное поле <ра играет роль, подобную электрическому потенциалу ф (за исключением внут- [c.383]

Мы приходим к выводу, что хорошо изученные переходы в системе с А =16 дают четкое доказательство вклада пионного обмена во временную компоненту аксиального тока. [c.386]

Рис. 3.1. Аналогия взаимодействий между двумя пионными аксиальными диполями (продольная связь) и двумя магаитными диполями (поперечная связь)

Это число дает возможность прямо проверить величину пионного вклада в аксиальный ток (9.30), а также, как мы сейчас покажем, и проверить соотношение ЧСАТ. Для простоты будем рассматривать предельный случай точечного нуклонного источника. Напомним вид пионного аксиального поля (см. раздел 9.3.6), [c.367]

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]

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 изучали связь фотонов с виртуальными пионами, которые проявляют себя как обменные токи в ядрах. Обратим теперь внимание на ядерное фоторождение реальных пионов [14]. Описание таких процесов основано на тех механизмах, которые оказались важными в реакциях уК Мл. Только что мы выяснили, что аналогичные механизмы оказались ответственными за обменные эффекты ниже порога образования пионов. Следует отметить, что в более широкой перспективе ядерное фоторождение пионов на пороге связано с общими низкоэнергетическими теоремами, имеющими фундаментальный теоретический интерес. Мы вернемся к этому вопросу в гл. 9, где будет установлена связь между ядерным аксиальным током и свойствами ядерного пионного поля. [c.340]

Поэтому особое значение приобретает предельный случай Шп 0. Этот так называемый мягкопионный предел является основой для вывода нескольких теорем об амплитудах процессов, включающих пионы. Концепция мягких пионов тесно связана с аксиальным током. Его феноменологию мы будем обсуждать в разделе 9.2, а несколько важных физических примеров будут исследованы в разделах 9.4—9.8. [c.355]

Может ли таким же образом сохраняться аксиальный ток Ответом является "нет как мы сейчас увидим, в пределе строго сохраняющегося аксиального тока был бы подавлен основной канал распада заряженного пиона л - fiVf,. [c.357]

Распад заряженного пиона с 4-импульсом представляет собой чисто аксиальный изовекторный переход, описываемый матричным элементом [c.357]

В пределе мягких пионов - О из этого уравнения следует сохранение аксиального тока. Соотношение ЧСАТ (9.10), которое на данном этапе было введено на чисто феноменологическом уровне, является краеугольным камнем для дальнейших построений в этой главе. Оно находит естественное обоснование в рамках киральной симметрии и ее связи с квантовой хромодинамикой (КХД). К обсуждению этих вопросов мы и переходим. [c.358]

Киральная симметрия устанавливает прямую связь между временной компонентой аксиального тока и амплитудой рождения 8-волновых пионов в мягкопионном пределе. Это соотношение легко получается из ст-модели в ее нелинейном представлении. [c.372]

Наконец, укажем на тесную связь между аксиальным и Ml-фоторождением пионов (сравним с разделами 8.2.5, 8.2.6). Заметим, что плотность изовекторного магнитного момента для статического точечного нуклона, [c.375]

Тот же фактор пропорциональности (е/йгш) (Му//л) связывает и амплитуду фоторождения р-волнового пиона с соответствующей аксиальной амплитудой (9.77), что легко увидеть для нуклонных борновских членов (рис. 9.3). Это справедливо также и для неборновских членов, в которых доминирует изобара А(1232) и которые следуют тем же масштабным преобразованиям, что и М1-борновские члены, что подробно обсуждалось в разделе 8.2.6. Пионный полюсной член в эти рассуждения не входит, так как нет прямого перехода фотона в отдельный пион. [c.375]

Помня это, мы в настоящем разделе исследуем связь между ядерным аксиальным током и пионным полем ядра. Соотношение ЧСАТ снова является ключевым элементом обсуждения. Однако само по себе ЧСАТ не достаточно для установления этой связи без явных ссылок на характерное отличие нуклонного и едерного масштабов. Признавая это обстоятельство, мы будем развивать надлежащую схему для построения ядерного аксиального тока из пионной функции источника в ядре. [c.380]

Рис. 9.6. Иллюстрация статичесхого аксиального тока обмена пионом

Они свйзаны, соответственно, с аксиальным рождением з- и р-волновых пионов. [c.382]

Пионный полюсной член (9.79) также дает вклад как в аксиальный обменный ток, так и в одночасгичный аксиальный ток. В нашем случае этот член пренебрежимо мал по двум причинам. Его вклады исчезают в пределе 0. В более общем виде, они малы до тех пор, пока передача энергии—импульса мала по сравнению с массой пиона. К тому же в любом полу-лептонном слабом процессе этот член пропорционален массе лептона, это мы уже отмечали при обсуждении константы индуцированной псевдоскалярной связи в разделе 9.4.2. Поэтому в процессах (е, V), таких как /3-распад, его вклады пренебрежимо малы. [c.383]

Систематическое сопоставление соответствующих диэлектрических и аксиальных величин проведено в табл. 9.1. Такие аналогии дают важные указания при исследовании аксиальных явлений в ядерной среде. Через киральную симметрию и соотношение Гольдбергера—Треймана их можно тесно связать с пионной физикой. Фактически мы уже широко пользовались подобной аналогией в разделе 5.2 для объяснения перенормировки эффективного поля в пион-ядерной физике. Рассмотрим для иллюстрации еще один пример. [c.384]

Напомним из раздела 9.4.6, что операторы нуклонного изовекторного магнитного и аксиального токов подчиняются соотношению подобия, поскольку они могут быть связаны с р-волновыми пионными процессами. Соответствующий переходной фактор есть просто (/ip-/in)/2gA. Такую связь можно использовать и для системы с А = 3, рассматривая аксиальный матричный элемент Ма как эквивалент части /iv магнитного момента. [c.387]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология