booksshare.net -> -> -> . -> " " -> 46

- .

., . .: , 1970. 434 c.
( ): algebritokoviihprimenenievfizike1970.djvu
<< 1 .. 40 41 42 43 44 45 < 46 > 47 48 49 50 51 52 .. 202 >>


W
/
N N
Фиг. 2.3. Диаграммы борновского приближения для фоторождения
пионов.
Жирная точка соответствует полной вершине \NN, включающей аномальный магнитный момент нуклона.
позволяет найти А | 0. Это дает следующее выражение для амплитуды фоторождения1):
т<+)| gr (0)
q=0 ml
N
J(0) I _ gr (0) l*,lS
л ml ’ (2.34)
^"JU = o.
H = HB+ MAA\4=0 + O(q),
') Соотношение для A^ * |?=0 представляет собой тривиальное следствие перекрестной симметрии, поэтому, как было указано в § 2, алгебра токов дает в этом случае два нетривиальных предсказания.
108
Глава 2
где gr(0) определяется равенством (1.99), а = 3,70 и ц'5 = — 0,12 — изовекторный и изоскалярный аномальные магнитные моменты нуклона. Используя дисперсионные соотношения для Л(+)|<7_0 и Л(0) | 0, Фубини и др. (ст. 5) выразили этот результат в виде правил сумм. Детальные вычисления [12] с учетом имеющихся данных по фоторождению показывают, что правило сумм для Л(+)| 0 выполняется с точностью примерно 15%.
3. РОЖДЕНИЕ МЯГКИХ ПИОНОВ
В ПОЛУЛЕПТОННЫХ СЛАБЫХ ПРОЦЕССАХ
Кэллан и Триман (ст. 6) применили соотношение (2.22) с 2 = 2|фф [равенство (1.14в)] к полулептонным распадам /С-мезона и получили простое соотношение, связывающие Ке3-распад (К+ -> е+ + ve + я0) с /Се2-рас-падом {К+-+е+ + v*) и Д^-распад (/С+->е++уе+я+ + я-) с /Сез^рзспадом. Вайнберг (ст. 7) показал, что обнаруженное Кэлланом и Триманом быстрое изменение третьей амплитуды /(^-распада F3 вызвано присутствием полюсного члена. Амплитуды F{ и F2 этого распада, которые дают основной вклад в его ширину, не имеют подобного полюса, поэтому можно допустить, что они являются медленно меняющимися функциями 4-импульса мягкого пиона. В результате Вайнберг показал, что предсказание Кэллана и Тримана хорошо согласуется с экспериментом.
4. РОЖДЕНИЕ МЯГКИХ ПИОНОВ
В НЕЛЕПТОННЫХ СЛАБЫХ ПРОЦЕССАХ
Для описания рождения мягких пионов в нелептон-ных распадах нужно использовать соотношение (2.22) с £ = 2зфф [равенство (1.14г)] и коммутационные соотношения (1.80) —(1.82). Судзуки (ст. 8) и Сугавара [13] рассмотрели нелептонные распады гиперонов в S-волне, описываемые матричными элементами
{Nn118Z&V | (2, Л)), (Ля/1 Z%v | S). (2.35)
Низкоэнергетические теоремы для пионов 109
В пределе мягких пионов эти матричные элементы с помощью алгебры токов можно выразить через более простые матричные элементы
<ЛГ I И, ЙЙГ] I (2, Л)> ~ (ЛГ1| №, Л)>,
<Л|И, а;йГ] I В) ~ <Л IЙЙГФСI а>. {2 Щ
Одним из основных достижений Судзуки и Сугавары является вывод из алгебры токов правила | А/1 = г/2 Для S-волн в распадах A->N + n и 2->Л + п даже в том случае, когда £"ффК содержит часть с | А/1 = 3/2 [как, например, лагранжиан (1.14г), представляющий собой произведение тока на ток]. Это правило следует из соотношения (2.36), если учесть, что системы AN и НА с необходимостью имеют I = ’/2, так что матричные элементы
(N I №фС), д/ | Л), <Л | (ЙэТф0)! д/ l_./f I 3> (2.37)
в правой части соотношения (2.36) должны обращаться в нуль. Поскольку, как мы видели в гл. 1, изотопические свойства различных частей при коммутиро-
<< 1 .. 40 41 42 43 44 45 < 46 > 47 48 49 50 51 52 .. 202 >>

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

, ?
2009 BooksShare.
.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed