Рождение - пары
Cтраница 1
Рождение пар цротон - А. Экспериментально установлено, что относит, вероятность рождения А. Столь большая вероятность может быть объяснена фрагментацией в адропы жестких глю-онпй, вероятность рождения к-рых с ростом энергии увеличивается. [1]
Рождение пар не может происходить в вакууме, оно возникает в электрическом поле ядер. Вероятность этого процесса приблизительно пропорциональна Z2 и сложным образом зависит от энергии фотона. При энергиях, больших 2т с2, фотоэффект даже для самых тяжелых ядер уже не играет практически никакой роли. Вероятность образования пар должна, поэтому сравниваться с вероятностью комптоновского рассеяния. При энергиях, с которыми приходится иметь дело при изучении ядер, рождение пар существенно только в самых тяжелых элементах. [2]
Рождение пар не может происходить в вакууме, но возникает в электрическом поле ядер. Вероятность этого процесса приблизительно пропорциональна Z2 и сложным образом зависит от энергии фотона. Напомним, что вероятность комптоновского эффекта пропорциональна Z в первой степени. При энергиях, больших 2т0с2, фотоэффект даже для самых тяжелых ядер уже не играет практически никакой роли. Вероятность образования пар должна поэтому сравниваться с вероятностью комптоновского рассеяния. При энергиях, с которыми приходится иметь дело при излучении ядер, рождение пар существенно только в самых тяжелых элементах. Так, даже для свинца вероятность рождения пар сравнивается с вероятностью комптоновского эффекта только при энергии около 4 7 Мэв. [3]
Рассмотрим рождение фермионных пар. [4]
Процессы рождения пар классическим внешним полем приводят к появлению ненулевой плотности числа частиц. Эта плотность является макрохарактеристикой вакуума. Свойства соответствующих квазичастиц не столь принципиально отличаются от свойств частиц с ненулевой плотностью. Исключение составляет случай, когда во внешнем поле наряду с рождением частиц имеет место эффект спонтанного нарушения симметрии. При этом аналогия с фазовыми переходами в теории многих тзл является полной: спектр квазичастиц и их квантовые числа могут существенно отличаться от соответствующих характеристик частиц в конденсате. [5]
Вероятности рождения пар даются соответствующими формулами из § 5.4, причем входящие в них коэффициенты преобразования Боголюбова Фар и Ч р выражаются через решения классических уравнений поля в рассматриваемой метрике gik. При использовании в асимптотически статическом пространстве метода диаго-нализации гамильтониана результаты при t - - совпадают с результатами, которые получаются в рамках изложенной выше корпускулярной интерпретации. [6]
ТТиже порога рождения пар ( 1 022 МэВ) регистрация у-кпаитов ведется по комнтоповским и фотоэлектронам. [8]
Развитие теории рождения пар внешними полями показало, что наиболее удобно выражать все представляющие интерес величины непосредственно через асимптотики решений волновых уравнений во внешнем поле. [9]
Ледер-мана по рождению тяжелых лептонных пар в нуклон-нуклонных столкновениях. [10]
Поэтому при изучении рождения пар электромагнитным полем в S-матричной задаче не возникает проблемы устранения рас-ходимостей. [11]
При изучении эффекта рождения пар полем барьера полезно принять во внимание, то (7.27) перейдет в потенциал (6.1), описывающий нестационарное однородное поле, если совершить замену хз - - - - х0, А0 - Аз. [12]
Изложим соответствующие вычисления для рождения пар. [13]
Происходящее в сильном поле рождение пар приводит к экранировке больших электрических зарядов и делает невозможным существование систем с большой кулоновской энергией. Показано, что это явление должно учитываться при изучении электромагнитного взаимодействия на сверхмалых расстояниях и связано с проблемой устранения электродинамических расходимостеи. [14]
Изложим соответствующие вычисления для рождения пар. Сечение рождения пары имеет вид, аналогичный сечению фотоэффекта ( ср. [15]
Страницы: 1 2 3 4