mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 49
Текст из файла (страница 49)
и. двухчастичного процесса) должен быть равен и противоположен импульсу резонанса 247 з' Ы2. Взиимодейегивие и-мезонов гор ддзе-зт, тивной массе М', которая вычисляется из инвариантного выражения 1 Е(зяз, Р(зяз,,е (112,49) Обычно в это выражение подставляют значения полной энергии н полного импульса двух 2я-мезонов, относящиеся к лабораторной системе координат (где они непосредственно измеряются). В качестве примера на рис.
432 и 433 представлены распределения Лг(М'), полученные соответственно для реакций (112.44) и (112.45) при импульсе первичного я -мезона р„=4,45 ГэВ/с Я. Из рисунка видно, что первая гистограмма распределения Лг(М") хорошо 'аппрокснмируется суммой четырех кривых: фазового объема (штриховая линия), брейт-вигнеровской кривой с М;ж780 МэВ и Гся0,15 ГэВ, брейт-вигнеровской кривой с Мзяя1270 МэВ и Гяв0,15 ГэВ и брейт-вигнеров.кой кривой с Мз 1680 МэВ и Г 0,19 ГэВ. Вторая гистограмма аппроксимируется суммой фазовой кривой и одной брейт-вигнеровской кривой с параметрами М",-780 МэВ и Гж0,!5 ГэВ. Подобные распределения Лг(М") свидетельствуют о том, ' Алексеева Е. А., Картяммшев А. А., Мухин К. Н. н др. Изучение яарассеяния в области упругого взаимодействия из реглана яр-+яяФОЖурн.
зясперим. и теорет. физ. !982. Т. 32. Вмп.4. С. !007 — !025. 248 Глава Х!Х. к-Мезоаы что реакция (112.44) при р„=4,45 ГэВ/с с заметной вероят- ностью идет через три двухпионных резонансных состояния ~-+ (к я )„„+и я +я +и, и +р — (к к+)о +п-+к + я++кч (112.50) ( — +)о + — + ++ с эффективными массами М*„М~ и Мз, а реакция (112.45)— через одно резонансное состояние с эффективной массой М;: к +р- (я ко) +р-+к +к~+р. (112 51) Отсутствие второго резонанса при М; = 1270 МэВ на гистограмме реакции (!12.45) означает, что соответствующий резонанс (он называется /"-резонансом) имеет изоспин Т=0, т.
е. встречается только в одном зарядовом состоянии. Резонанс при М*=М; (он называется р-резонансом) появляется в обеих рассмотренных реакциях (а также в реакции к'+р- (к'к~1;„, + +р, т. е. встречается в трех зарядовых состояниях: р, ро, р 1. Поэтому р-резонанс имеет изоспин Т=1. Аналогичными свойствами (Т=1) обладает и «-резонанс, однако на рис.
433 он не проявился из-за недостаточной статистики. Парциальные сечения рождения р- и /-резонансов можно определить по относительной доле событий, находящихся между фазовой и соответствующей брейт-вигнеровской кривы- ми. Число событий, находягцихся под фазовой кривой, опреде- ляет парциальное сечение нерезонансного канала реакции. Другие свойства резонанса можно получить при детальном исследовании событий в окрестности М'„в с.ц.и. двух к-мезонов. По характеру угловых распределений к-мезонов были найдены спины р- и /-'резонансов: ~,=1, 1,=2. (! 12.52) Из схем распадов р- и /-'резонансов о 2к /о 2к (! 12.53) и значений спинов легко определить их Р-четность: Р Р2( !)ь ( 1)ь (1 12.54) =Р'.(- ) =(- )"=+', (1! 2.55) а также, воспользовавшись формулой (111.!7), С-четность: С, =.
— 1, С .=+1. (! 12.5б) Наконец, из сопоставления схем распада (112.53) с формулой (! 12.39) можно получить 6-четность р- и /'о-резонансов: =6,о=( 1) =+1, (112.57) у !12. Взаимодействие к-.исзооов 249 При анализе схем распада какого-либо резонанса очень важно проверять справедливость всех без исключения законов сохранения. Покажем это на любопытном примере распада так называемого т)-резонанса, имеющего следующие характеристики: 4,=0, из=549 МэВ, ~о=0, То=О+, С=..+1, Г=3 кэВ. Исключительная малость Г говорит о том, что з)-резонанс имеет только электромагнитные каналы распада (тж10 'ч с), хотя и не любые*.
в йу(зй,а ж) и, Здто(ттдзгв) р — ° - Г- > (! 12.58) зь УГЯ втз(ВУ и 2 Дззг(йд 42 Между тем среди известных каналов распада ц-резонанса есть т) - 3к, который, казалось бы, должен быть сильным. Однако на самом деле распад по сильному взаимодействию в этом случае запрещен законом сохранения б-четности, так как б„=+1, а бз„—— — 1.
Спрашивается, почему в таком случае нет Распада т)- 2Я? Ведь бз„= + 1. ОказываетсЯ, этот канал распада запрещен по обычйой пространственной четности. Действительно, из 1„=0 и т)-+2л следует 1„=0 и Р,„=+1, в то время как Р„= — 1оо. Еще один канал, разрешенный по С-четности (т)- 4к), очевидно, запрещен законом сохранения энергии (гнв„)лзч). В связи с тем, что т)-резонанс не имеет нн одного сильного канала распада, его параметры обычно приводят не в таблице резонансов, а в таблице стабильных и квазистабильных элементарных частиц и называют ц-мезоном, Кроме рассмотренных выше резонансов, распадающихся на обычные частицы (р, я, у), существует большая группа странных резонансов, в схемах распада которых присутствуют странные частицы (см.
9 116, п, 4, в). До сих пор мы говорили о резонансах, возбуждаемых при взаимодействии между собой элементарных частиц, например я-мезона с про~оном. Это так называемые вакуумные (свободные, элементарные) резонансы. Однако резонансы могут возбуждаться н внутри атомного ядра. В настоящее время широко изучаются свойства ядерной Ь-изобары, которая возбуждается в процессе нуклонной (р, л), пионной (к"-, ко), ядерной 1(зНе, * Электромагнитный канал распада Ч к"с "е (кот) запрепзен ао Гь четности. "* Легко видеть. что распад Ч-о2к звпрспзен также и по ГР.четности.
I лава,ПХ. л-Мезоны Н), (~1л, Не) и др.) перезарядки, а также ставятся эксперименты по фоторождению ядерной Л-изобары. Из предварительных результатов следует различие в свойствах элементарной и ядерной Л-из о бар (другие положение и ширина резонансного максимума и сечение образования, рассчитанное на один нуклон). В заключение рассмотрения свойств резонансов отметим, что кроме исключительно малого времени жизни т отличительной чертой резонансов является статистический метод их выявления среди других событий. Резонанс в принципе невозможно выделить по одному событию, как это было сделано с й -гнпероном. Впрочем, эта особенность резонанса есть следствие большой ширины Г, т.
е. опять-таки связана с малым временем жизни т, 6. (я — я)-ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ В связи с тем, что к-мезон является квантом сильного взаимодействия, коне~апта которого приблизительно равна 1, следует ожидать, что кроме рассмотренных раньше (Ф вЂ” Ф)- и (к-)т)-взаимодействий должно также существовать сильное взаимодействие между самими ядерными квантами, т. е. (и — я)- взаимодействие.
Очевидно, что прямые методы изучения (я-я)- взаимодействия невозможны из-за отсутствия я-мезонной мйшени (даже в форме встречного я-мезонного пучка). Поэтому (я — я)-взаимодействие изучают только косвенными методами. Общая идея этих методов заключается в экспериментальном исследовании процессов, сопровождающихся образованием нескольких я-мезонов в конечном состоянии (например, реакций я р- я к+и, и р- я я~р и т. п.). Если предположить, что между этими к-мезонами нет взаимодействия, то характеристики таких процессов можно сравнительно просто рассчитать теоретически. Сравнение расчета с экспериментом позволяет выделить некоторый «разностный эффект», который можно отнести за счет (я — я)- взаимодействия.
В качестве конкретного примера рассмотрим способ получения сведений о ф — я)-взаимодействии из анализа реакций (112.44) и (! 12.45). этом случае упомянутый выше разностный эффект был обнаружен при сравнении расчетных и экспериментальных спектров я-мезонов, образующихся в реакциях. Оказалось, что расчет, сделанный в предположении об отсутствии (я — к)-взанмодействия, не согласуется с экспериментом для событий с низкими нуклонными импульсами, т. е. для далеких (периферических) соударений к-мезона с нуклоном (ЛхЛрЫЬ). 25! ,! 1!2.
Взаоиодейетвое л-.иезолов зг зс зг 1зт 1аа 5а Рис. 434 Рис, 435 1ааа м+ „,„мэВ а 5аа езс 1аа 5аа 1ааа Мил„,в, МЭВ ааа 1ааа МДчезев,мэв Так как согласно мезонной теории (см. В 81) масса ядерносо кванта обратно пропорциональна радиусу взаимодействия, далекие периферические соударения естественно интерпретировать в механизме обмена одним я-мезоном. Фейнмановская диаграмма для реакций (112.44) и (112.45) в такой интерпретации показана на рис. 434, где внутренняя линия изображает виртуальный л-мезон, слабо связанный с нуклоном (относящийся к мезонному облаку нуклона).
Как известно, из-за большой константы сильного взаимодействия (1'ж1) количественные расчеты сильных процессов методом теории возмущений в общем случае невозможны. Однако в периферических соударениях (которые происходят при малой передаче импульса) удается получить ряд результатов, согласующихся с экспериментом, пуи помощи нерелятивистской мезонной теории с константой т" =0,08. Относительная малость этой константы позволяет пользоваться низшими приближениями теории возмущений, В рассматриваемом случае [отбор событий (! 12.44) и (!!2.45) с малой передачей импульса] также есть основание считать, что диаграмма, изображенная на рис. 434, будет вносить основной вклад в изучаемые процессы.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
