Длины пион-ядерного рассеяния

Длины пион-ядерного рассеяния [c.375]

Этот результат является более общим. Можно показать, что он применим к ядрам произвольного спина и изоспина, так что в мягком пределе длина пион-ядерного рассеяния, соответствующая <2лн, имеет общий вид [c.376]

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]

Рассмотрим вначале случай рассеяния с 1 = 0 на пороге в отсутствие кулоновского поля. В этом пределе амплитуда рассеяния дается (в общем случае комплексной) длиной рассеяния Ло, определяемой через пион-ядерную s-волновую фазу рассеяния д(1 = 0) как [c.211]

Идея заключается в том, что борновское приближение с F(r) дает параметры пион-ядерных длин рассеяния Ai не только для / = 0 и 1, но также и для произвольного /. Энергетический сдвиг, вызываемый этим псевдопотенциалом, равен [c.217]

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]

Малая длина свободного пробега пиона в резонансной области наводит на мысль, что общее поведение полного сечения в районе пика соответствует рассеянию на черном диске с аю1 = = Ъс где R — ядерный радиус сильного взаимодействия. Это подтверждается экспериментальными данными. [c.247]

Область низких энергий. При малой энергии средняя длина свободного пробега пиона в ядре, как правило, больше ядерного размера. Тогда естественно использовать при описании процесса ДП метод многократного рассеяния. В главном порядке основным механизмом реакции (я , я") является последовательный процесс, показанный на рис. 7.26. Каждая однократная перезарядка в этом [c.281]

Предел мягких пионов. Результат (9.68) для длины пион-нуклонного рассеяния, который был выведен на основе киральной симметрии для системы пион—нуклон, может быть обобщен. Например, модель, которая описывает киральную связь пиона с полем, име-юпщм спин 1/2 и изоспин 1/2, никоим образом не определяет детальные свойства этого фермиона он может с тем же успехом быть отождествлен с ядром того же спина и изоспина, которое для пробных частиц с большой длиной волны может рассматриваться как элементарная частица. Следовательно, соответствующая длина пион-ядерного рассеяния в мягкопионном пределе снова дается уравнением (9.68). [c.375]

Резюмируя, мы понимаем, что мягкопионный предел в ядрах нельзя отделить от аспектов структуры ядра и корреляций. Это свойство становится особеннио явным для изоскалярной длины пион-ядерного рассеяния и объясняет ее очевидное расхождение с предсказаниями киральной симметрии. И все же киральная симметрия остается ведущим принципом, однако лишь на уровне отдельных нуклонов [2]. [c.377]

Для фубой оценки предположим, что ядро состоит из N свободных нейтронов и 2 свободных протонов, взаимодействующих с пионом только в первом порядке по амплитуде сильного взаимодействия. Кроме того, рассмотрим случай, в котором размер ядра мал по сравнению с эффективной длиной волны пиона в ядре. В пределе точечного ядра пион имеет один и тот же угловой момент по отношению и к ядру, и к отдельным нуклонам. Тогда пион-ядерная "длина рассеяния Л/ в любой заданной парциальной волне есть когерентная сумма длин л п- и тг р-рассеяния с одинаковыми /. Эта "длина" Л/, согласно приближенным соотношениям (6.29), пропорциональна сдвигу энергии 6Е . [c.215]

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]

При переходе от рассеяния при низких энергиях к области резонанса А(1232) свойства пион-ядерного взаимодействия резко меняются. При кинетических энергиях вблизи Тл=180МэВ средняя длина свободного пробега в ядерном веществе уменьшается до значения менее 1 Фм. Поэтому первичное лК-взаимодействие происходит на поверхности ядра, в противоположность ситуации с рассеянием при низкой энергии, когда пион свободно проходит внутрь ядра. [c.245]

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]

Поэтому на расстояниях ё л/дс[, что равно в нашем случае примерно б Фм, виртуальный пион не отличим от физического. Так как значение й больше, чем средняя длина свободного пробега я в ядре в А-резонансной области, должны быть включены перерассеяния. Было найдено, что их эффекты важны особенно в низших парциальных волнах я-ядерного рассеяния, и дают большой вклад в общий сдвиг резонансного пика к меньшим энергиям (см. рис. 7.15). Однако в рассматриваемом случае низкие Д-ядерные парциальные волны подавлены из-за периферической природы процесса, в результате чего происходит лишь умеренный сдвиг Д-пика. [c.412]

Усредненная по изоспину длина рассеяния Ьо очень мала, что находит естественное объяснение в рамках мягкопионных теорем (см. раздел 9.4.4). Малость Ьо имеет важное следстве для ядерного взаимодействия пионов при низких энергиях — главный вклад в когеретное з-волновое рассеяние в ядрах подавлен. [c.30]

Рассмотрим теперь физику в мягком пределе со - О (или, что в нашем случае эквивалентно, - 0). Член однократного рассеяния плавно экстраполируется к этому пределу. Однако интерпретация члена двукратного рассеяния при со - О требует большой осторожности. Появление обратной корреляционной длины (1/г) является косвенным отражением ядерных возбуждений, для которых масштаб энергий устанавливается энергией Ферми р. Именно в этом месте мягкопионный предел в ядрах коренным образом отличается от соответствующего предела для изолированного нуклона. В последнем случае предел со - О достигается плавно, так как масштаб энергий внутренних возбуждений нуклона дЕ велик по сравнению с массой пиона т . При этом для того, чтобы мягкий предел имел физический смысл, требуется выполнение условия й) > дЕ. [c.377]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология