РЕЗОНАНСЫ

РЕЗОНАНСЫ

       

(резонансные частицы), короткоживущие возбуждённые состояния адронов. В отличие от др. нестабильных элем. ч-ц, Р. распадаются в осн. за счёт сильного взаимодействия. Поэтому их времена жизни лежат в интервале 10-22—10-24 с, что по порядку величины близко к характерному яд. времени (=10-23 с). На кривой зависимости полных эфф. сечений а от энергии e Р. часто проявляются в виде колоколообразного (т. н. брейт-вигнеровского) максимума:

s(?)=s0(Г/2)2/((?0-?)2+(Г/2)2) (1)

(форма к-рого совпадает, напр., с зависимостью квадрата амплитуды колебаний от частоты для механич. системы в окрестности резонансной частоты). Энергия ?0, соответствующая максимуму сечения, сопоставляется с массой Р. М=?0/с2. Полная ширина Г «колокола» на половине его высоты определяет время жизни Р.: t»ћ/Г (в соответствии с неопределённостей соотношением между энергией и временем). Для определения спина Р., как правило, необходим более тщат. анализ угл. зависимости дифф. сечения упругого рассеяния с целью нахождения той парц. амплитуды, в которой появляется этот максимум (см. РАССЕЯНИЕ МИКРОЧАСТИЦ).

Первый Р. был открыт в нач. 50-х гг. итал. физиком Э. Ферми с сотрудниками при изучении вз-ствия p+-мезонов с протонами. В совр. обозначениях это был P. D1++ или D33 (1232), где цифры индекса обозначают удвоенный изотопич. спин I (первое число) и удвоенный спин J (второе число) Р., а в скобках указана масса Р. в МэВ. Ширина этого Р. составила Г=116МэВ (т. <е. t=5,7•10-23 с). В дальнейшем эа тот же P. (D1+) был обнаружен и в системе (рg). Осн. часть Р. была открыта в 60-х гг. в экспериментах на протонных ускорителях.

Р. делятся на две группы: б а р и о н н ы е Р., обладающие барионным зарядом (B=1) и распадающиеся на мезоны и один стабильный барион, и м е з о н н ы е Р. (B=0), распадающиеся на мезоны. Р. с ненулевой странностью наз. с т р а н н ы м и. К 1981 открыто более 300 Р., к-рые группируются примерно в 40 барионных и 30 мезонных изотопич. мультиплетов (см. ИЗОТОПИЧЕСКАЯ ИНВАРИАНТНОСТЬ). Массы барионных Р. лежат в интервале от 1,2 до 4 ГэВ, мезонных — от 0,7 до 2 ГэВ. Исключение составляют новые мезонные Р., массы к-рых достигают 9—10 ГэВ (см. ОЧАРОВАННЫЕ ЧАСТИЦЫ, ИПСИЛОН-ЧАСТИЦЫ).

Массовые спектры Р. группируются в семейства двух типов: мультиплеты группы унитарной симметрии SU(3), а также ещё и семейства, лежащие на т. н. т р а е к т о р и я х Р е д ж е. Унитарные мультиплеты объединяют Р. и стабильные адроны с одинаковыми значениями барионного заряда, спина и чётности (Р) и разными значениями изотопич. спина, странности (S) и т. д. Относит. разность масс ч-ц внутри мультиплета ок. 10%. Закономерности массовых спектров и распадных св-в Р. в унитарных мультиплетах привели к гипотезе кваркового строения адронов (см. ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ).

Реджевские семейства характеризуются определённой зависимостью между спином и массой, J=a(M2), названной траекторией Редже. Остальные квант. числа Р. реджевского семейства (В, Р, I, S и т. д.) одинаковы. Примечательно, что стабильные и квазистабильные адроны (N, p, К и др.) оказываются членами соответствующих реджевских семейств, что также указывает на составную природу этих адронов (см. РЕДЖЕ ПОЛЮСОВ МЕТОД).

Р., лежащие в верхней части спектра масс, обладают большими спинами и ширинами. Наибольший надёжно установленный спин J=11/2 (Р.D3,11 (2400)). Эти Р. могут распадаться мн. способами. Кол-во возможных каналов распада быстро увеличивается с ростом массы Р. Важная особенность многочастичных каналов распада тяжёлых Р.— их каскадность, т. е. многоступенчатость. Напр., в распаде барионного Р. D4, или D3,7 (1950), доминирует канал D3,7 ®p+p+N, однако этот процесс идёт через распад на D3,3 и p-мезон с последующим распадом D3,3 на пион и нуклон.

Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.

РЕЗОНАНСЫ

(резонансные частицы) - короткоживу-щие возбуждённые состояния адронов. В отличие от др. нестабильных частиц, Р. распадаются в осн. за счёт сильного взаимодействия. Поэтому их времена жизни лежат в интервале 10^-22-10^-24 с, что по порядку величины близко к характерному ядерному времени (~10^-23 с). В зависимости полных эфф. сечений рассеяния s от энергии (в системе центра инерции) Р. часто проявляются в виде колоколообразного (т. н. брейт-вигнеровского) максимума:

Энергия , соответствующая максимуму сечения s = s₀, сопоставляется с массой Р., M=. (Обычно в физике элементарных частиц используется система единиц, в к-рой = с =1; тогда М =.) Полная ширина Г резонансной кривой на половине её высоты определяет время жизни Р.: (в соответствии с неопределённости соотношением между энергией и временем). Для определения спина Р., как правило, необходим более тщательный анализ угл. зависимости диф-ференц. сечения упругого рассеяния с целью нахождения той парциальной амплитуды, в к-рой проявляется этот максимум (см. Рассеяние микрочастиц, Поляризационные эффекты в рассеянии частиц).

Первый Р. открыт в нач. 1950-х гг. Э. Ферми (E. Fermi) с сотрудниками при изучении процесса взаимодействия p⁺ -мезонов с протонами на протонном циклотроне в Чикаго (США). В совр. обозначениях это был Р. D₁ или D₃,₃(1232), где первая цифра индекса у символа Р. означает удвоенный изотопический спин I частицы, вторая - её удвоенный спин J (в скобках указана масса Р., в МэВ). Ширина этого Р. Г = = 116 МэВ (т. е. время жизни с). В дальнейшем этот же Р. был обнаружен и в системе(). Осн. часть Р. была открыта в 60-х гг. в экспериментах, выполненных на протонных ускорителях. Р. делятся на 2 группы : бариовные Р., обладающие барионным числом (В =1) и распадающиеся на мезоны и один стабильный барион; мезонные Р. ( В= 0), распадающиеся на мезоны. Р. с ненулевой странностью наз. странными. К 1988 открыто более 300 Р., к-рые группируются примерно в 40 барионных и 30 мезонных изотопических мультиплетов. Массы наблюдённых барионных Р. лежат в интервале от 1,2 до 4 ГэВ, мезонных - от 0,7 до 2 ГэВ. Исключение составляют новые мезонные Р., массы к-рых достигают 9-10 ГэВ (см. Кварконий, Очарованные частицы, Ипсилон-частицы).Ниж. границы массовых спектров Р. определяются массами ядерно-стабильных (стабильных относительно распадов за счёт сильного взаимодействия) мезонов и барионов, а верхние - эксперим. возможностями их обнаружения (ядерно-стабильные частицы условно относят к стабильным частицам).

Осн. методы обнаружения Р. таковы.

а) Наблюдение максимума в полном эффективном сечении рассеяния. В полном сечении наблюдается колоколообразный максимум , положение и полная ширина к-рого равны соответственно М и Г. Этот метод, однако, не позволяет провести полного определения квантовых чисел Р., в частности спина.

б) Проведение фазового анализа. Здесь исходными измеряемыми величинами являются дифференц. сечения упругого рассеяния, т. е. сечения, измеряемые как ф-ции угла рассеяния и полной энергии . Квантовомеханич. амплитуда рассения затем разлагается в ряд по сферическим функциям, а в простейшем бесспиновом случае - по полиномам Лежандра

Коэф. этого разложения - парциальные волны рассеяния с орбитальным (угловым) моментом, равным целому положит. числу l,- определяются из эксперим. данных как комплексные ф-ции действит. переменного

. Р. со спином J = l проявляется в виде брейт-вигне-ровского вклада (1) в Этот метод позволяет определять все характеристики Р. (массу, ширину, спин, чётность и т. д.).

Методы (а) и (б) служат в осн. для обнаружения барионных Р.

в) Поиск максимумов в массовых распределениях используется при обработке данных по неупругим реакциям вида а + b : c₁ + c₂ + + ...+ с _n, когда в результате соударения двух частиц а и b возникает n частиц ( п3). Здесь строят распределения числа событий с двумя (или несколькими) выделенными в конечном состоянии частицами, напр. c_l, c₂, в зависимости от суммарной энергии этих частиц в их системе центра инерции; в этой системе суммарная энергия определяет т. н. эфф. массу М₁₂ пары частиц с ₁ + с ₂. Распределение по М₁₂ иаз. массовым распределением. Максимум в массовом распределении около ср. значения М₁₂ = М* интерпретируется как Р. с массой М*, к-рый может распадаться на частицы c₁ и с ₂. Данный метод можно успешно применять и в тех случаях, когда Р. распадается на сравнительно большое число частиц.

Вариантом этого метода может считаться метод "недостающей массы". Он используется в тех случаях, когда, напр., n =3 и регистрировать частицу с ₃ легче, чем частицы с₁ и с ₂. Энергию пары частиц с ₁, с ₂ вычисляют по разности (как "недостающую" энергию). Р. проявляется как максимум в распределении по "недостающей" массе. Изучение массовых распределений - осн. способ обнаружения мезонных P Р., лежащие в верх. части массового спектра, обла-дают большими спинами и большими ширинами. Наибольший надёжно установленный спин J =11/2 [Р.(2420)]. Эти Р. могут распадаться мн. способами. Кол-во возможных каналов распада быстро увеличивается с ростом массы Р. В области 1,5-2 ГэВ барион-ные Р., напр., имеют ок. 5 разл. каналов распада. Важная особенность механизма многочастичных каналов распада тяжёлых Р.- его каскадность (многоступенчатость). Напр., в распаде нестранного барионного Р. (1950) доминирует канал , однако он идёт в 2 этапа: сначала распадается на пион и , а затем - на p и N.

Несмотря на нек-рый рост полной ширины (т. е. полной вероятности распада), с возрастанием энергии вероятности распадов в каждый данный канал уменьшаются. Это затрудняет обнаружение и изучение свойств Р. с массами М> 2 ГэВ.

Р. с одинаковыми спинами и внутр. чётностью во мн. случаях удаётся объединить в семействах - т. н. унитарные мультиплеты, отражающие наличие приближённой симметрии сильного взаимодействия относительно преобразований из групп SU(3).

Массовые спектры Р. проявляют нек-рые специфич. закономерности. Так, зависимость спинов Р. (мезонных и барионных) от квадратов их масс хорошо описывается линейными ф-циями (т. н. траекториями Редже) J = a + b М ², где a - число, b ! 1 ГэВ ^-2 - наклон этих траекторий (см. Редже полюсов метод). Линейность этих зависимостей и универсальность значений b для мезонных и барионных траекторий пока не получили удовлетворит. теоретич. объяснения.

При описании Р. как с помощью траекторий Редже, так и с помощью унитарных мультиплетов на одну траекторию Редже или в один мультиплет могут попасть как Р., так и стабильные адроны. Это свидетельствует о близкой динамич. природе происхождения этих частиц. Т. о., деление адронов на стабильные частицы п Р. до известной степени случайно и обусловлено соотношением между массами Р. и массами возможных продуктов распада, подобно тому как нестабильность нейтрона относительно b-распада связана с тем, что (где m _а - массы соответствующих частиц).

Лит.:Xилл Р. Д., Резонансные частицы, в кн.: Элементарные частицы, пер. с англ., М., 1965; Мандельстам С., Растущие траектории Редже и динамика резонансов, пер с англ., "УФН", 1970, т. 101, в. 3, с. 463; Дубовиков М. С., Симонов Ю. <А., Распад резонансных состояний и определение их квантовых чисел, там же, в. 4, с. 655; Ширков Д. В., Свойства траекторий полюсов Редже, там же, 1970, т. 102, в. 1, с. 87; Новожилов Ю. В., Введение в теорию элементарных частиц, М., 1972. Д. В. Ширков.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.