1tom - 0420.htm
477
с ядрами (Н~ Н-12С ≈>- ЛдНе + 7Ы), при столкновениях частиц высокой анергии (протонов, тяж╦лых ионов) с ядрами [p-f^Z≈* К++р + ^ (Z≈1)], в т.н. про-
цессах фоторождения |v+ ^ ≈*∙ К+ + л (2≈ в антипротон-ядерных взаимодействиях
≈»- К+Н-я-^-д"1 (Z ≈ 1)] и др.
Большинство свойств Г. экспериментально установлено при изучении взаимодействия К "-мезонов с ядра-ми. Энергии связи и характер распада основных состояний л╦гких А-Г. определены по индивидуальным событиям, зарегистрированным в ядерных фотографических эмульсиях [1]. Из гамма-сиектроскопич. экспериментов известны энергии иек-рых низковозбужд╦нных состоя. ний Л-Г- [3]. Осн. источником информации о воз. бужд╦нных состояниях Г. является изучение реакции (К~, п^) на пучках медленных К~-мезопов [2, 3, 4, 51.
Особенностью реакции (К", л ) является возможность т. н. когерентного рождения Г., происходящего с большой вероятностью в условиях б е з о т д а ч-н о и кинематики, когда импульс g, передаваемый от К~-мезона к п*--мезоиу, мал по сравнению с характерным импульсом нуклонов в ядре (фермиев-ским импульсом (7/^250 МэВ/с). В этом случае реакция обмена странностью происходит на одном нуклоне ядра (К~ + п≈хп;~-|-Л) п сопровождается мин. возмущением движения остальных нуклонов. В результате образуются преим. пшсрядерные состояния, отличающиеся от ядра-мишени заменой нейтрона из не к-рой оболочки на Л-пшерон в том же пространств, и спиновом состоянии. Поскольку все нейтроны данной оболочки дают когерентный вклад в образование подобных состояний, последние паз. когерентными или странными аналоговыми состояниями, а переходы в них ≈ когерентными или квазиупругими (рис. б, [2, 3, 5, б]}. С увеличением передаваемого импульса g, а также е ростом массы ядра-мишени возрастает относит, вероятность переходов в гиперядерпыс состояния, структура к-рых не аналогична структуре ядра-млшспи (квазисвободные переходы [3, 5, С|).
Теория гиперндер широко использует модели и методы, развитые для обычных ядер (см. Оболочечная модель ядра). Структура Г. рассматривается в рамках модели оболочек, взаимодействие гнперока с нуклонами ядра описывается с помощью эффективного гмперон-ядер-ного потенциала и остаточного пшерон-нуклонного взаимодействия. Экспериментально установлено, что силы притяжения в системе гиперон ≈ ядро лишь немного уступают по интенсивности силам, действующим в обычных ядрах, но в отличие от последних слабо зависят от спинового состояния Л-гщтерона [3, 5]. Свойства ми. состояний Л-Г. (энергии связи, квантовые числа, сечения возбуждения) согласуются с моделью слабой связи, основанной па предположении, что Л-гиперон
мало влияет на структуру нуклонного остова Г. д2.
В нулевом приближении последняя совпадает со струи. турой одного из состояний обычного ядра A^1Z. Точные энергии и волновые функции состояний Г. получаются диагопализацией остаточного взаимодействия.
Исследование Г- важно для установления связей между фу идам, барион-барионными взаимодействиями и ядерной структурой и является одним из интенсивно развивающихся направлений ядерной физики.
Лит..* 1) Пневскик Е., 3 и м и н с к а Д., Современное состояние экспериментального исследования гиперядер, в кн.: Каон-ядерное взаимодействие и гиггерядра, М., 1979; 2) D а-litz R. Н., Л-and 2-hypernuclear physics, n кн.: Proceedings of the International Conference on nuclear physics, Berkeley, 1980, ed. by R, Д1. Diamond, J. O. Rasmussen, Amst.≈ la. o.], 1981; 3) P ov h В., Nuclear physics with hyperons, n ик.: Progress in particle and nuclear physics, fd. by D. Wilkiiisrm, Oxf.≈ [a. o.J, 1981; 4) G a 1 A., Strong interactions in Л-hyper-nuclei, в кн.: Advances in nuclear physics, v. 8, N. Y., 1975; 5) Богданова Л. Н., Маркушин Б. Е., Возбужденные состояния пшерядг-р, «ЭЧАЯ», 1984, т. 15, с. 808; f>) D о-
v с г С. В., W а 1 k е г G. Е., The interaction of kaons with nucleons and nuclei, «Phys. Repta, sec. О, 1D82, v. 89, p. 1,
JJ. If. Kosdauoeat В. Е. Маркушип.
ГИРОМАГНИТНАЯ ЧАСТОТА (циклотронная частота) ≈ частота вращения свободной заряж. частицы (электрона, позитрона, иона, ...) в пост, однородном магн. поле Л- Заряж. частица в магн. поле движется по винтовой линии, равномерно смещаясь со скоростью v\\\\ = (v В)!В вдоль магн. поля и вращаясь по окружности радиуса г≈v . с m!q В со скоростью v , ≈ \\ [v It]]/В
в плоскости, ортогоп. магк. полю- Здесь т = та(1 ≈
≈yac~2)~"lj/2 ≈ масса движущейся частицы, g и т0 ≈ наряд и масса покоя частицы, и ≈ е╦ мпюненпая скорость, с ≈ скорость света в вакууме. Указанное вращение происходит под действием Лоренца силы F≈[v 7$\\ q/c.
Частота вращения, т.е. Г. ч., равна v≈v^(l ≈ ;.-2c~2} '*. Величина Vff≈qB/2 лш0с, являющаяся предельным нере-ЛЯТИБИСТСКИМ (Е^-СС) значением Г. ч., не зависит от скорости и определяется массой покоя частицы, е╦ зарядом и маги, полем. В зависимости от величины магн, поля Г, ч. v^, напр, электрона, меняется в широких пределах: от неск. Гц в межзв╦здной среде (Я~10~6 Гс) и 1 МГц в земном магн. поле до 104 МГц в поле солнечного пятна и 1013 МГц в магнитосфере нейтронной звезды (В-5.1012 Гс).
При релятивистском движении Г. ч. определяется полной массой частицы т и, следовательно, зависит от скорости (см. Относительности- теория). Ото обстоятельство наряду с релятивистским Доплера эффектом обусловливает смещение спектра излучения релятивистских частиц в магн. поле (см. Синхротронное аз-лучение] и принципиальную возможность грушшронки излучающих частиц (электронов) в мазерах на цикла, тронном резонансе. Излучение эл.-магн, воли частицей» движущейся в магн. поле, происходит на Г. ч. и кратных ей частотах. В результате излучения энергия и скорость частицы уменьшаются (реакция излучения), а реальная траектория представляет собой скручивающуюся спираль {винтовую линию с порем, радиусом и шагом). При распространении в понизив, газе (плазме) или проводящем тв╦рдом теле эл.-магп. волн с частотой, близкой к Г. ч. и кратным ей частотам, наблюдается циклотронный резонанс,
Последоват. кваптоио-электродинамич. описание взаимодействия эл.-магп. поля с заряж. частицей, вращающейся в однородном магн. поле, показывает, что последнюю следует рассматривать как квантовую систему с дискретным энергетнч. спектром Е% (Ландау уровни), й~0, 1, 2, ... (квантуется только энергии Ek движения попер╦к маги. поля). Для частицы со спином 1/а имеем Efc^=kh\\ft. Дискретными величинами являются также масса т^ (или полная энергия т^) и соответствующая классич. Г. ч. v/fwz0/mfe. Спектр значений полной энергии не является эквидистантным. Этот эффект зависит от величины fr≈йд>я/т0с2≈5/5кр, где #кр=
≈ 2шгаос3/&(?, и особенно существен для релятивистских электронов в сильных магн. полях, сравнимых с критич.
значением #кр^4,4 -1013 Гс (напр., в магнитосферах нейтронных зв╦зд). На низких уровнях Ландау (при малых номерах k) понятия траектории частицы и классич. Г. ч. теряют смысл (см, К'вазиклассическое приближение квантовой механики). Поэтому Г. ч. часто паз. квантовую циклотронную частоту мк=дВ/2лт^с, т. е. частоту кванта излучения (поглощения) при пере. ходе между двумя соседними уровнями Ландау (см. также Циклотронное излучение).
Лит.: Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Теории полет, 6 изд., М., 1973; и х ж е, Квантовая механика, Я и;щ., М., 1!»74; Берестецкий Е. Б., Л и ф ш и ц "К. М., П и т а е и-ский Л, П.» Квантнвая электродинамика, 2 и.^д., М.( 1980.
В. В. Кочаровекии, Бл. Б. Кочаровский.
ГИРОМАГНИТНОЕ ОТНОШЕНИЕ ≈отношение магн. момента элементарных частиц и систем, состоящих из них, к их механнч. моменту; то же, что магиитомехани-ческое отношение.
Ш
О
О
CL
483
31*
")
}
