Файл: Айзенберг И. Механизмы возбуждения ядра. Электромагнитное и слабое взаимодействия.pdf

Такой результат является довольно неожиданным. Из него следует, что эффекты различных полей, с которыми нуклон взаимо­ действует сильно при переданном импульсе, равном нулю, не из­ меняют константу связи слабого взаимодействия. Слово «не изме­ няет» означает, что константа является такой же, как и для мюона, который не участвует в сильных взаимодействиях. Мы можем по­ лучить некоторые наводящие соображения о возможных причинах такой ситуации, если обратимся снова к электромагнитной теории. Сильные взаимодействия, очевидно, не меняют электромагнитную константу связи, или заряд е, который имеет одну и ту же величину

Причины этого довольно хорошо понятны. Сильное взаимодейст­ вие в действительности вызывает изменения в распределении заряда,

существуют эффекты сильной связи. Размеры области взаимодей­ ствия определяются комптоновской длиной волны различных частиц, участвующих в сильном взаимодействии. Поскольку самая легкая из этих частиц (пион) имеет конечную массу, то область

соответствующей нулевому переданному импульсу, будет «чув­ ствовать» полный заряд в этой области. Таким образом, электро­ магнитная константа связи при низких переданных импульсах не перенормируется сильным взаимодействием вследствие сохране­ ния тока. Подобная же ситуация будет наблюдаться и для слабого взаимодействия, если потребовать, чтобы векторный ток, входящий

В этом выражении Ф + = 2 - 1 / 2 (Фх + /Ф,) — поле, создающее по­ ложительные и уничтожающее отрицательные пионы, Ф — век­ торы в пространстве изотопического спина. Учет пионного тока требуется потому, что благодаря сильной связи нуклоны интен-

сивио взаимодействуют с пионамич так что сохраняется лишь общий

является изоскалярным членом и автоматически сохраняется вследствие сохранения барионного числа [см. сноску к выражению (9.9)]. Оставшиеся члены в выражении (9.114) мы рассматриваем как третью компоненту изовекторного тока

сохраняется, то сохраняются и другие изоспиновые компоненты.

стулируем, что оба эти тока имеют одинаковые свойства за исклю­ чением свойств вращений в изоспиновом пространстве, то можно

Имеется также поправка к аксиальной части, обусловленная запре­ щенными переходами, но, как оказалось, она несущественна для быстрых частиц, и мы ее не учитываем. Из (9.119), (9.63), (9.69) и (9.78) получаем для В+-распада

где dw0 — вероятность разрешенного перехода, даваемая выраже­ нием (9.91) для гамов-теллеровских переходов и

В (9.121а) мы учли, что в соответствии с требованием инвариантно­ сти относительно обращения времени константа связи является действительной величиной, и воспользовались соотношением (9.118) и тем, что Кр = К'р + 1 = 2,79 есть полный магнитный момент протона. Если для вычисления (9.121а) пользоваться значениями моментов свободных нуклонов, то получим

Справедливость использования магнитных моментов, величины которых не перенормируются ядерными силами, может быть про­

где, как показали расчеты [346, 349], вкладом орбитальных токов можно пренебречь. Если взять [360] экспериментальное значение приведенного матричного элемента | <В || а ||а> | & 2,0, то из на­ блюдаемой [182] вероятности перехода Т = 53±11 эв1% получится значение | Кр — Кп \ ~ 4, что довольно хорошо согласуется с ве­ личиной Кр — Кп = 4,70, вычисленной с использованием магнит­ ных моментов свободных нуклонов.

Дополнительное доказательство справедливости гипотезы СВТ может быть получено из рассмотрения угловых В — у-корреляций в распадах 8 L i и 8 Ве и угловых В —^-распределений в распадах 2 4 Na и 2 4 А1. Эта гипотеза подтверждается также наблюдением пред­ сказанных ею свойств распада п + я 0 + е+ + v e , в котором пионное поле может быть теперь непосредственно связано с лепто­ нами, поскольку оно явно входит в векторный ток (9.117).