Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Окунь Л.Б. -> "Лептоны и кварки " -> 44

Лептоны и кварки - Окунь Л.Б.

Окунь Л.Б. Лептоны и кварки — М.: Наука, 1990. — 346 c.
ISBN 5-02-014027-9
Скачать (прямая ссылка): letoniikvarki1990.djvu
Предыдущая << 1 .. 38 39 40 41 42 43 < 44 > 45 46 47 48 49 50 .. 125 >> Следующая

полулептонных распадов D+'Мезона близка к "идеальной" партонной (B(D+ -
>c+vX) = (17 ±2) %), по-видимому, означает, что деструктивная
интерференция практически полностью компенсируется вкладом глюонного
усиления.
При распаде с-кварка в D0- и DJ-мезонах, в отличие от D+-мезона,
тождественных кварков в конечном состоянии нет и, следо*
вательно, нет связанных с этим (обменных эффектов. Глюонное усиление
нелептонных распадов этих мезонов ничем не должно компенсироваться. Кроме
того, эти распады должны дополнительно усиливаться вкладом
аннигиляционных диаграмм (см. рис. 14.5 и
14.6). Среди теоретиков нет единодушия относительно количественных оценок
обсуждаемых эффектов. В частности, некоторые считают, что слабая
аннигиляция не играет существенной роли. Аргументом является то
обстоятельство, что в пределе безмассовых
cs-*ud для псевдоскалярного мезона запрещена сохранением спиральности
(сравните с распадом я ->- ev). Чтобы снять этот запрет, Необходимо
дополнительное испускание глюонов (глюонное тормозное излучение).
Тем не менее просто пренебречь слабой аннигиляцией в случае D0- и DJ-
мезонов нам мешает то обстоятельство, что максимальная теоретическая
величина глюонного усиления не превышает двух, а на опыте адронные ширины
этих мезонов примерно в 3,5 раза больше своих партонных значений. Если
дополнительный фактор ¦-¦ 1,7 не объясняется слабой аннигиляцией, то
причину следует-искать в эффектах, обусловленных большими рас-
и
и
s
Рис. 14.7
Рис. 14.8
Рис. 14.9
Рис. 14.10
Рис. 14.11
кварков (ms, md, та -<- 0) двухчастачная аннигиляция си -* sd,
130
14. РАСПАДЫ ОЧАРОВАННЫХ АДРОНОВ
стояниями, например в возможном существовании странного псевдоскалярного
мезона с массой, близкой к то•, и нестранного - с массой, близкой к тв+.
Такие мезоны могли бы привести к резонансному усилению распадов D° и D+.
Но гипотеза о таких "близнецовых" резонансах кажется искусственной.
В пользу того, что слабая аннигиляция все-таки происходит, говорит, по-
видимому, наблюдение распада D°_, К°ф (рис. 14.11), хотя количественная
интерпретация данных здесь далеко не однозначна. Вообще, теоретическое
описание эксклюзивных нелептонных распадов очарованных частиц в гораздо
большей степени, чем описание их инклюзивных распадов, представляет собой
на современном этапе своеобразное искусство. Исключение здесь составляют
лишь соотношения, получаемые на основе симметрий, которые будут
рассмотрены в последующих разделах этой главы.
Обратимся теперь к временам жизни очарованных бар ионов.
В распаде Л+ наряду с общим для всех распадов глюонным усилением должно
играть важную роль слабое- рассеяние (см. рис. • 14.8). В отличие от
аннигиляции сечение этого процесса не подавлено сохранением спиральности.
Видимо, именно слабое рассеяние ответственно за то, что на опыте т.+
примерно в два-
С
три раза меньше, чем т^о и хп+
S *
Наряду с эффектом слабого рассеяния в Лс-гйпероне должно" играть роль
обменное взаимодействие ы-кварков. Это же обменное взаимодействие должно
иметь место и в SJ. В обоих Нс-гиперонах должно иметь место обменное
взаимодействие s-кварков. Особенно усилен этот последний эффект в Йс-
гипероне, содержащем два s-кварка. /
Говоря о роли обменных эффектов в распадах барионов, следует подчеркнуть,
что знак и величина интерференционных членов, существенно зависят от
динамики распада и, в частности, от величины коэффициента С+ и особенно
С_. При этом величина интерференционных членов определяется вкладом не
только жестких виртуальных глюонов (mc^q^:mw), но и сравнительно мягких
(р*?(7*ь/п,).
Параметр, определяющий разброс адронных ширин очарованных частиц, равен
16л2/д/тд. (Большое значение коэффициента связано с тем, что эти эффекты
определяются двухкварковым фазовым объемом, а не трехкварковым, как в
партонном распаде с-кварка. Параметр /Ь/7го~ 12 (тр (0) |2, где ф(0)-
волновая функция пары кварков, характеризует вероятность того, что кварки
близко подойдут друг к другу.) То обстоятельство, что параметр, по
которому мы разлагаем в ряд, не мал по сравнению с единицей (16я2/о//Пд "
1,6), означает, что партонное спектаторное приближение в распадах
очарованных частиц может давать результаты, в несколько раз и даже на
порядок отличающиеся от истины.
ПРАВИЛА ОТБОРА ПО ИЗОСПИНУ
131
Правила отбора по изоспину
Посмотрим, каким правилам отбора по изоспину должны удовлетворять
основные (~ cos4 0) нелептонные распады очарованных частиц. Очевидно, что
для члена (sc)(ud) А7'=1, А7,3=1. Следствием этого является, например,
запрет
(Изоспин D+ равен нулю, а у системы я+я° в S-волне Т - 2). Для получения
изотопических соотношений удобно ввести шпурион s°, как мы это делали при
рассмотрении распадов странных частиц. В данном случае квантовые числа
шпур иона Q= О, Г=1, Т'з == -}- 1. Он представляет собой верхнюю
компоненту в воображаемом изотопическом триплете:
Выпишем для каждой реакции изотопические волновые функций начального и
Предыдущая << 1 .. 38 39 40 41 42 43 < 44 > 45 46 47 48 49 50 .. 125 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

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

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed