Cтраница 1
Скалярные мезоны 0 вместе с нонетом псевдовекторных частиц 1 заполняют еще один 35-плет. [1]
Хиггсовы скалярные мезоны тем сильнее взаимодействуют с другими частицами, чем больше массы этих частиц. [2]
Выживающий массивный скалярный мезон именуется хиггсовым бозоном, а его поле ( в данном случае У3 v) - полем Хиггса. [3]
Для скалярного мезона мы имели бы т - - 2 [ г. Поэтому при l k / [ i i поправочные члены, пропорциональные e - 2v - Vk, экспоненциально малы ло сравнению с Qi ( 1 - - и. Вклад, обусловленный множителями а2 ( д2) и d ( g2), оказывается того / ко порлдкд, что и вкллд, обусловленный обменом двумя и большим числом мезонов. В случае виртуальных я-мезонов этот вклад того же порядка, что и вклад, обусловленный обменом тремя я-мезонлми. Легко убедиться, что учет членов второго и третьего порядка по 6 не изменит этого заключения. [4]
При помощи такого поля описываются скалярные мезоны. [5]
Простейший закон взаимодействия, обязанный скалярным мезонам, объясняя короткодействующий характер сил, не приводит к спиновой зависимости и поэтому должен быть оставлен. [6]
Тем самым воздействие электромагнитного поля на скалярные мезоны оказывается полностью описанным. Так как уравнения Максвелла-Лорентца получаются путем вариации лагранжевой функции по электромагнитным потенциалам, то вариация смешанной части лагранжиана ( описывающей связь скалярного и электромагнитного полей) по потенциалам должна дать четырехмерный вектор плотности тока. [7]
Сформулированное выше предложение об обязательном появлении безмассовых скалярных мезонов при спонтанном нарушении непрерывной симметрии в квантовой теории поля известно под названием теоремы Голдстоуна, а безмассовые частицы называются голдстоуновскими бозонами. Теорема Голдстоуна является релятивистским аналогом теоремы о дальнодействии в квантовой статистике ( см. Боголюбов ( 1979), с. [8]
Таким образом, положение нейтронного уровня у скалярного мезона меняется магнитным взаимодействием несущественно. Мы видим, что поведение скалярных мезонов дает возможность непосредственно количественно объяснить разность масс нейтрона и протона. [9]
Помимо выписанных выше членов, лагранжиан взаимодействия описывает также самодействие скалярных мезонов и их взаимодействие с лептонами. Вопрос о существовании и свойствах хиггсовских скалярных мезонов наименее ясен с экспериментальной точки зрения. В рамках модели Вайнберга - Салама масса а-мезона является свободным параметром, однако ее нельзя сделать сколь угодно большой. Это ясно хотя бы из того, что в пределе та - оо амплитуды, которым соответствуют диаграммы, имеющие внутренние а-линии, обращаются в бесконечность. Существуют косвенные оценки массы сг-мезона, которые не противоречат имеющимся экспериментальным данным. Тем не менее попытки непосредственного обнаружения хиггсовских мезонов пока не привели к успеху, и этот вопрос остается открытым. [10]
Аналогично можно получить отличный от нуля матричный элемент для распада скалярного мезона на два псевдоскалярных мезона. [11]
Оно определяет стационарные состояния двух нуклонов, взаимодействующих посредством испускания и поглощения скалярных мезонов. [12]
После перехода к новому вакууму поле % ( х) описывает возбуждения над этим вакуумом - массивные нейтральные скалярные мезоны с массой Кг. [13]
Как мы видели ранее, обмен векторными мезонами приводит к появлению отталкивания между нуклонами, в то время как обмен скалярными мезонами приводит к притяжению. [14]
В конце VII.1 анализируется возможность возникновения в плотной ядерной материи нуклон-антинуклонной неустойчивости ( модель Ли [31]), вызываемой взаимодействием нуклонов со скалярными мезонами. Показано, что константа этого взаимодействия, как бы велика она ни была, перенормируется в среде так, что неустойчивость, если и возникает, то при больших плотностях п ЮОтго. [15]