Ядерная пионная физика

Рассматриваемая ситуация уже знакома из физики конденсированных сред. Например, фононный спектр в жидкости имеет оптическую (высокочастотную) и акустическую (низкочастотную) части. Аналогичная терминология также может быть использована для двух областей ядерного пионного спектра. В перспективе желательно развить подходы, дающие единое описание оптической и акустической ветвей. Характерные особенности связанной пион-ядерной многочастичной задачи могут быть проиллюстрированы уже на примере взаимодействия пионного поля с ядерным ферми-газом, которое мы сейчас и будем исследовать более детально. [c.170]

Данная монография написана знатоками проблемы (в частности, одному из авторов — известному физику-теоретику Т. Эриксону — принадлежит ряд основополагающих работ по изучению взаимодействия пионов с ядрами). Хотя между написанием книги (1987 год) и ее настоящим изданием прошло около пяти лет, содержащийся в монографии материал полностью сохраняет свою актуальность и по-прежнему охватывает все основные направления пион-ядерной физики. Поэтому мы не сочли нужным дополнять русский перевод обзором результатов, опубликованных в самые последние годы, и ограничились лишь исправлением ошибок и опечаток, вкравшихся в оригинал и замеченных либо переводчиками, либо самими авторами, которым, пользуясь случаем, мы выражаем искреннюю признательность за сотрудничество в подготовке русского издания. [c.9]

Пион играет особую роль в ядерной физике как источник ядерных сил и как важная составляющая часть ядерной много-тельной задачи. В то же время пучки пионов используются как инструмент для исследования ядра и его взаимодействий. Хотя пионная ядерная физика развивается в течение уже многих лет, однако большой и разнообразный набор явлений все еще не изложен. Цель этой книги состоит в систематическом и последовательном рассмотрении физической картины, лежащей в основе этих явлений. [c.10]

Настоящая глава посвящена описанию и интерпретации той обширной информации о пион-ядерных системах, которая стала доступной при использовании пучков пионов [ 1, 2]. Физика пион-ядерных взаимодействий естественным образом подразделяется на три различные области в соответствии с величиной кинетической энергии налетающего пиона область низких энергий О < 7 80 МэВ область А-резонанса 80 МэВ < 5 400 МэВ и область высоких энергий Тя 400 МэВ. Особенно интересны низкоэнергетическая и А-резонансная области, так как они дают информацию, имеющую отношение к широкому кругу ядерных явлений. Перейдем сейчас к описанию основных отличительных особенностей физики этих двух областей. [c.234]

Существенной проблемой для нас были ссылки на литературу. Имеется, по крайней мере, десять тысяч работ и сотни обзоров, рассматривающие различные аспекты пионной ядерной физики. В этой ситуации мы решили ограничиться в основном обзорами, в которых можно найти ссылки на более подробные оригинальные статьи. [c.10]

Табл. 2,5 суммирует пороговые р-волновые параметры, полученные в моделях изобары в подходах различной степени сложности. Повторим, что наиболее важным параметром для задач пионной ядерной физики является параметр со. [c.43]

В настоящей главе мы отобрали те особенности jrN-взаимо-действия, которые наиболее важны для пионной ядерной физики при энергиях ниже 1 ГэВ. Здесь можно игнорировать детальные структуры взаимодействия яК-системы для большинства целей достаточно рассматривать лишь длинноволновое приближение. [c.50]

ФИЗИКА ПИОНА В ЯДЕРНОЙ СРЕДЕ [c.154]

Спектральные ветви пионной ядерной физики [c.169]

Физика пион-ядерной многочастичной системы богаче по содержанию. Например, при низкой энергии спектр ядерных возбуждений содержит состояния, которые несут квантовые числа пиона и, следовательно, прямо связаны с виртуальным пионным полем. [c.170]

Эти примеры представляют два главных раздела пионной ядерной физики. [c.170]

В дальнейшем мы исследуем критические условия для пионной конденсации и изучим структуру конденсированного состояния, ограничив обсуждение рамками стандартной пионной ядерной физики. [c.194]

В предыдущих обсуждениях было показано, что физика пионов в ядерной материи характеризуется несколькими спектральными ветвями, каждая со своими собственными характерными свойствами. Они естественно распадаются на следующие две группы и показаны на рис. 5.12. [c.199]

Важным вопросом не только в этой главе, но и в общем контексте пионной ядерной физики, является величина взаимодействия между Д-изобарами и нуклонами. Поскольку в основе взаимодействия лежит спин-изоспиновая симметрия, связывающая нуклоны и Д-изобары на кварковом уровне, можно было бы ожидать, что их динамика на малых расстояниях очень похожа. Однако детальный анализ показывает, что ферми-жидкостные параметры g Nл и дд, соответствующие процессам NN - NЛ и [c.426]

Обсуждение схематической модели в предьщущем разделе привело нас к заключению, что ядерное пионное поле тесно связано с ядерными спин-изоспиновыми модами [5, 1]. Следовательно, такие возбуждения являются центральными в понимании пионной ядерной физики, и поэтому желательно иметь количественное описание их свойств. Однако в этой главе мы неоднократно находили и, в частности, при обсуждении в рамках модели ферми-газа (раздел 5.7), что ядерный отклик на пионное поле при рассмотрении одного только однопионного обмена имеет тенденцию быть нереалистически сильным. На самом деле, отклик достаточно [c.181]

А-дырочный метод объединяет представление о доминирующей роли изобары А (1232) в jtN-взаимодействии с допущением, что А существует как квазичасти1и в сильно взаимодействующей многочастичной ядерной системе. Успех этой концепции при описании пион-ядерного рассеяния в резонансной области подтверждает исходную гипотезу А действительно выживает в ядре, но с характерными модификациями ее массы и ширины. Подтверждение квазичастичной природы А в ядрах является важным результатом пионной физики промежуточных энергий. [c.270]

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]

Во-вторых, соотношение Гольдбергера—Треймана, т.е. соотношение между аксиальным током нуклона и выражением для NN-связи, находит естественное обобщение в случае ядер и пространственная, и временная компоненты ядерного аксиального тока, включающего обменные эффекты, могут рассматриваться как явно связанные с ядерным пионным полем. Именно в этом смысле явления, включающие ядерный аксиальный ток, составляют ветвь пионной ядерной физики. В такой интерпретации киральная симметрия обладает возможностью давать количественные предсказания и в ядерном контексте. [c.393]

В этой заключительной главе будут подняты следующие вопросы. Как влияет пионная физика на структуру ядра Как появляются пионные степени свободы в схеме ядерных возбуждений и каковы их свойства Из самой природы пиона ясно, что эти вопросы касаются спин-изоспиновых степеней свободы ядра "пионоподобные" возбуждения задаются спин-изоспиновыми операторами типа а V Та, характерными для пион-нуклонной связи. Мы уже встречались с такими модами в контексте пионной физики в ядерной материи (см. раздел 5.9 и следующие за ним). Сейчас будут исследованы их аналоги в конечных ядрах [1]. [c.397]

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]

Уроком этой главы является то, что ядерная спин-изоспи-новая динамика тесно связана с пионной физикой. Такой аспект четко проявляется в двух следующих явлениях, которые определяют отклик ядра на спин-изоспиновое воздействие. [c.426]

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]

При больших энергиях появляется целый набор яН-резонан-сов в различных каналах. Свойства твердо установленных резонансов, расположенных ниже 1,6 ГэВ, сведены в табл. 2.1. В пионной ядерной физике важно принимать во внимание Д(1232) [c.32]

Явления, происходящие в пион-дейтронных взаимодействиях, представляют собой нечто среднее между явлениями, характерными для лгМ-взаимодействий и пион-ядерными реакциями [1]. Причина этого заключается в малой энергии связи дейтрона и его большом размере. Так как протон и нейтрон в среднем расположены далеко друг от друга, то ожидается, что в амплитуде пион-дейтронного (лй) рассеяния доминирует когерентное рассеяние на двух одиночных нуклонах. Дополнительные слагаемые с перерассеянием на двух нуклонах в общем случае малы, если главные члены не подавлены. Исключение составляет процесс поглощения лс1 -> NN, который не имеет аналога в пион-нуклонной физике. Он является прототипом поглощения пионов в ядрах. [c.115]

Понимание пион-дейтронного взаимодействия важно по двум причинам. Во-первых, лг(1-система интересна сама по себе. Это — один из лучших объектов и для экспериментального, и для теоретического исследования трехтельной задачи. Впрочем, тот факт, что л (1-систему можно рассмотривать в трехтельной технике, сам по себе не является существенным для пион-нуклонной физики. Поэтому мы лишь кратко обрисуем этот метод. Во-вторых, структура дейтрона хорошо понятна и это делает лг<1-систему идеальной основой для исследования механизмов пион-ядерных взаимодействий при контролируемых условиях. [c.115]

Вопрос о возможности спонтанного появления пионоподобных мод в основном состоянии плотной ядерной материи привлекает большое внимание с тех пор, как он был поставлен Мигдалом (1971). С появлением таких мод возникло бы новое основное состояние со структурой, отличной от структуры нормальной ядерной материи. Возможность возникновения этого состояния заставила обратиться к изучению центральной роли пионоподобных особенностей ядерной физики, таких как спин-изоспиновые возбуждения и корреляции. Вместе с тем было установлено, что короткодействующее отталкивание слишком сильное, чтобы допустить пионную конденсацию при нормальной плотности ядерной материи. Это следует, например, из отсутствия аномалий в спектре состояний с ненатуральной четностью с / = 0 , 1" , 2 ,... Тем не менее кажется удивительным, что относительно умеренное ослабление короткодействующего отталкивания должно приводить к физике ядра, сильно отличающейся от привычной нам физики [1]. [c.193]

Отрицательные пионы останавливаются в среде за счет чисто электромагнитных взаимодействий с протонами и ядрами. Пионы сначала захватываются на высоковозбужденные молекулярные орбиты, заменяя электроны, которые выбрасываются. Постепенно пионы левозбуждаются на более глубокосвязанные орбиты за счет испускания электронов Оже и эмиссии рентгеновского излучения в итоге они садятся на отдельные ядра. Когда размер орбит становится меньше, чем размер самой глубокой электронной орбиты вокруг ядра, пион начинает находиться в неэкранированном кулоновском поле ядра. В этом случае физика совпадает с физикой атома Бора в той степени, в какой можно пренебречь ядерными эффектами. Пионный боровский атом в состоянии с главным кванто- [c.203]

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]

По мере продвижения к более высоким энергиям единственной наиболее заметной чертой становится влияние резонанса Д(1232) не только в исходном пион-нуклонном взаимодействии, но также и в пион-ядерной многотельной проблеме. Важным наблюдением, а в действительности — одним из ключевых результатов пионной ядерной физики промежуточных энергий, является то, что изобара выживает как отдельная разновидность барионов в сильно взаимодействующем ядерном окружении она может рассматриваться как квазичастица, точно так же, как и нуклон. Она играет важную роль не только в упругом рассеянии пионов на ядрах, но и как входное состояние для неупругих и абсорбтивных процессов. Фактически, настоящая глава дает реальную экспериментальную поддержку обоснованности того многочастичного подхода в пионной ядерной физике, который был развит в гл. 5. [c.291]

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]

Для пион-ядерной физики прекрасным приближением служит рассмотрение только легчайших кварков (и- и d-кварков). Странный кварк (s-кварк) примерно на 200 МэВ тяжелее, и им можно пренебречь так же, как и другими тяжелыми кварками, и- и d-кварки описываются как точечные дираковские поля д(х) (со спином 1/2), которые образуют SU (2)-дублет (изоспиновый) по аромату, [c.359]

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]

Гигантский гамов-теллеровский резонанс. Спектры нейтронов под нулевым углом из реакций (р, п) на тяжелых ядрах, показанные на рис. 10.5, обнаруживают заметную резонансную структуру. Эта систематическая особенность отвечает возбуждению высококоллективной спин-изоспиновой моды, называемой "гигантским" гамов-теллеровским (ГТ) резонансом [3]. Его свойства тесно связаны с ядерными спин-изоспиновыми корреляциями его положение и сила налагают жесткие ограничения на эффективное спин-изоспиновое взаимодействие в ядрах. Сейчас мы остановимся именно на этом особом аспекте и его следствиях для пионной ядерной физики. [c.404]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология