Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Мухин К.Н. -> "Экспериментальная ядерная физика" -> 6

Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.

Мухин К.Н. Экспериментальная ядерная физика: Учеб. для вузов — М.: Энергоатом-издат, 1993. — 408 c.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка): muhin-2.djvu
Предыдущая << 1 .. 2 3 4 5 < 6 > 7 8 9 10 11 12 .. 152 >> Следующая


Поскольку любая диаграмма четвертого порядка имеет четыре вершины, суммарный вклад всех диаграмм четвертого порядка в амплитуду взаимодействия пропорционален ос2~е4 (их вклад в интенсивность взаимодействия пропорционален ос4~е8). Аналогично вклад от даиграмм шестого порядка (два примера которых изображены на рис. 305) в амплитуду взаимодействия будет пропорционален ос , а в интенсивность — а6. Таким образом, точное выражение для амплитуды взаимодействия представляется бесконечным рядом по возрастающим степеням'а. Ввиду малости ос= 1/137 члены ряда быстро убывают, и ряД сходится. Это и дает возможность получать

§ 81, Введение

15

точные количественные ре- \р зультаты при расчете весьма V тонких эффектов (см. § 101 у~ и 104, п. 5)*. \

Метод фейнмановских диа- Г грамм применим не только в квантовой электродинамике, / но и в любой другой теории, /р в которой радиационные по- ' правки малы (теория слабого Рис 305 взаимодействия, квантовая теория твердого тела, квантовая хромодинамика в области асимптотической свободы).

В ядерном взаимодействии это условие не выполняется. Поэтому хотя диаграммную технику Фейнмана используют и в этом случае, но скорее для получения качественной, а не количественной картины рассматриваемого процесса. Остановимся на этом вопросе подробнее.

Диаграмма Фейнмана для сильного ядерного взаимодействия строится по прежней схеме, но теперь внешними изломанными линиями изображаются нуклоны (до и после взаимодействия), а внутренней штриховой — виртуальный гс-мезон, выполняющий роль кванта сильного взаимодействия.

Внешние линии по-прежнему приходят из -оо, уходят в +оо и по дороге нигде не обрываются (закон сохранения барионного заряда). Вершина по-прежнему описывает сам процесс взаимодействия, но на этот раз его сила характеризуется не электрическим зарядом е, а мезонным зарядом нуклона gN.

Очень важно отметить, что безразмерная величина f=gl/j{hc), построенная из gn по аналогии с постоянной тонкой структуры а = е2l(hc)= 1/137, оказывается порядка единицы, т.е. gNx\0e. Ее значение может быть оценено из сравнения с экспериментом [например, со значением энергии связи нуклона в ядре или с данными по (N—ЛО-рассеянию]. Это означает, что вклад в амплитуду взаимодействия от диаграмм более высокого порядка (который пропорционален f2, f3 и т. д.) сравним с вкладом от диаграмм низшего порядка. Все диаграммы становятся главными. Все члены

* Следует заметить, что несмотря на малость а учет радиационных поправок представляет значительные трудности принципиального характера из-за появления расходимостей при интегрировании по импульсу виртуальной частицы и -возрастания числа различных диаграмм данного порядка п по мере роста п.

16 Глава XIV. Нуклон-нуклонные взаимодействия при низких энергиях

ряда имеют одинаковый порядок величины. Ряд расходится. Считать нельзя. Это и есть основная трудность мезонных теорий. Ее происхождение связано с большой интенсивностью ядерного взаимодействия.

Малость значения a=e2/(hc) в случае электромагнитного взаимодействия означает низкую плотность облака виртуальных фотонов, окружающих электрический заряд (сравнительно низкую частоту их испускания), т. е. относительно слабое взаимодействие с другим зарядом. В этом случае взаимодействие, происходящее в результате обмена одним фотоном, гораздо вероятнее, чем двумя (или тем более тремя, четырьмя и т. д.). Напротив, при сильном взаимодействии изf=gsl(hc)xl следует очень высокая плотность мезонного облака, окружающего нуклон (виртуальные мезоны испускаются часто), и многомезон-ный обмен практически столь же вероятен, как и одномезонный *.

И все-таки положение с мезонными теориями нельзя считать совсем безнадежным. Можно показать, что при определенных ограничениях, накладываемых на рассматриваемые явления (нерелятивистское описание нуклонов, запрет на рассмотрение очень малых областей взаимодействия, т. е. очень больших импульсов частиц), удается построить полуколичественные мезонные теории, позволяющие объяснить ряд особенностей сильного взаимодействия.

При построении конкретных вариантов мезонных теорий учитываются известные свойства нуклонов и я-мезонов. По-видимому, определенного успеха достигла так называемая псевдоскалярная теория (я-мезон имеет нулевой спин и отрицательную внутреннюю четность, т. е. описывается псевдоскаляром, см. § ПО, п. 5) с аксиальной связью (в изотопическом пространстве л-мезон описывается аксиальным вектором изоспина Т = 1, см. § 111, п. 5).

В этой теории для безразмерной константы (п — ЛО-вза-имодействия получено значение

/2 = 0,08, (81.21)

относительная малость которого по сравнению с единицей позволяет рассматривать некоторые явления в приближении однопионного обмена. Таким способом удалось, например,

* Экспериментально эти соображения подтверждаются тем, что при высоких энергиях в сильных взаимодействиях с большой вероятностью происходит не только одиночное, но и множественное рождение л-мезонов, тогда как в электромагнитных процессах с наибольшей вероятностью образуется минимально возможное число фотонов [Сравните, например, (N—N)-аннигиляцию с образованием большого числа тс-мезонов с двухфотонной и трехфотонной (е — е_)-аннигиляцией.]
Предыдущая << 1 .. 2 3 4 5 < 6 > 7 8 9 10 11 12 .. 152 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed