Главная > Физика > Пионы и ядра
<< Предыдущий параграф
Следующий параграф >>
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Макеты страниц

8.2. Фоторождение пионов на нуклонах

При обсуждении электромагнитных пион-ядерных процессов центральное место приобретают подробные сведения об исходных амплитудах фоторождения Настоящий раздел представляет собой введение в рассмотрение нужных нам свойств этих амплитуд и механизмы на пороге и в области резонанса в виде, удобном для ядерных приложений [2].

8.2.1. Качественные особенности сечений

Фотоны образуют пионы на нуклонах за счет следующих процессов [3]:

Две последние реакции требуют нейтронных мишеней, так что могут наблюдаться только при использовании дейтронов или в обратном процессе

Вблизи порога и для энергий, характерных при возбуждении изобары 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 -волновых пионов с малыми дополнительными -волновыми вкладами. Магнитное дипольное взаимодействие приводит к образованию -волновых

пионов при доминирующей роли Амплитуды электрических и магнитных мультиполей вводятся в Приложении 9. Они обычно обозначаются как по угловому моменту рожденного пиона и полному спину -системы , чему соответствует запись Лидирующие мультипольные амплитуды и соответствующие им парциальные сечения сведены в табл. 8.1.

Таблица 8.1. Основные амплитуды фоторождения пиона. относится к угловому моменту пиона, — спин и четность конечной -системы, импульс пнона

Основные детали структуры электрических дипольных амплитуд в заряженном и нейтральном каналах можно проследить исходя из простой картины классических дипольных моментов конечной -системы. Они схематически показаны в табл. 8.2.

В статическом пределе электрический дипольный момент системы обращается в нуль: фоторождение нейтрального пиона вблизи порога подавлено, так как оно происходит лишь в результате поправки на движение центра масс. Это согласуется с очень малым экспериментальным сечением фоторождения порога.

Таблица 8.2. Иллюстрация электрических дипольных моментов -систем в покое

Рис. 8.1. Полные сечения процессов фоторождения

Данные взяты компиляций Fujii et al., 1977 и Menze et al., 1977

В том же пределе электрические дипольные моменты систем равны, но имеют противоположные знаки: в этом пределе сечения фоторождения заряженных пионов на пороге были бы равны. Поправка на движение центра масс вызывает зарядовую асимметрию между этими двумя сечениями:

Это отношение подтверждается экспериментально в процессах квазисвободного рождения и -мезонов на дейтериевой мишени.

Перейдем теперь к обсуждению характерных свойств полных сечений фоторождения, приведенных на рис. 8.1. Сечение фоторождения нейтрального пиона определяется в основном магнитным дипольным переходом на изобару . В этом канале -резонанс особенно заметен в силу того, что, как мы видели, электрические дипольные переходы подавлены.

Сечение фоторождения заряженного пиона также показывает заметный вклад резонанса, но здесь так же важен нерезонансный вклад электрического дипольного перехода, ведущего к -волновым пионам. В реакции фоторождения возбуждаются также и более высокие резонансы, но, как и в -рассеянии, они для нас сейчас не важны.

Магнитное дипольное возбуждение изобары и электрическое дипольное рождение заряженных пионов — это две яркие черты процесса при низких и промежуточных энергиях. Обратимся теперь к количественному обсуждению соответствующих амплитуд и их структур.

<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Оглавление