а величины /Г,, принимают миним. значения, К сверх-
разрош╦нпым переходам относятся, в частности, переходы между состояниями, принадлежащими одному и тому же изомульти илоту (т. е, между аналоговыми состояниями, ядер). Для сверхразрс-ш╦нных р "''-перехо-
дов
Г
А 1 может быть вычислен точно, т. к.
ц}
i ГДС Т ≈ изотоп ич. сиии нач. ядра
-_ т+
С ^≈ I
При атом
!)]'/
где
проекция изо-
слина для нач. ядра, численно равная 1/2 (Z ≈ N) (предполагается, что ^-переход происходит между чистыми шосшшолыми состояниями; уч╦т мсзонных обменных токов не меняет этого результата, что обусловлено сохранением изоспина). В случае свсрхраарс-нг╦нных переходов 0+ ≈ » 0+ между соседними членами
Для
изомультиилета Vrt^U и, при 7≈1,
j
таких сверхразреш╦ппых переходов величины
чалмюс л конечное ядерные состояния являются чистыми изоспиновыми состояниями, принадлежащими разным изомультиплстам, \\ 1 ≈ 0 и вероятность перехода
И7≈0. Однако кулоиовское взаимодействие в ядрах нарушает изотопич. инвариантность ir лринодит к тому, что ядерные состояния (ос<»б|.1нно в тяж╦лых ядрах) ни являются чистыми и содержат примеси состоянии с др. шмелином. Вследствие итого матричные элементы таких переходом отличны от нуля, но они малы по сравнению с обычными разреш╦нными матричными элементами, хотя правила отбора по спину и четности и удовлетворены.
Запрещенные переходы ≈ мореходы, в к-рых лелтоп-иая пара уносит орбитальный момент и (или) осп, вкллд в амплитуду процесса дают малые матричные элементы от операторов ^5^ а в аффективном гамильтониана U*, Запрещ╦нные переходы классифицируют по сто пени малости матричного элемента. К переходам 1-го иоряд-
Т а б л. 1. ≈Характеристики некоторых сверхразреш╦ппых ^-переходов
С
и
дол/кпы оыть одинаковыми, что хорошо согласуется с эксперим. данными (табл. 1). Соотношение (11) позволило определить величину Gp по измеренным значениям /7\\. для О"1"≈>-0+ переходов {с уч╦том эл.-
магн. радиан. поправок): Gp = {1,4057 ± 0,0016 ± ± 0,0070).Ю-4* ;)рг-сма.
Гамои-тсллеровские переходы 0+ ∙≈> 1+ характеризуются единств, матричным элементом \\ о ф. О и могут
быть использованы для получения информации о величине аксиально-векторной константы связи g^. Наиболее точное значение gA~~≈1,254^0,007 получено из данных по ^-распаду нейтрона.
Затрудненные переходы отличаются от свсрхразреш╦нных относительно слабым перекрытием волновых ф-цик начального и конечного ядерных состояний, «следствие чего матричные элементы оказываются малыми по сравнению с матричными элементами сверхраяреш╦нных переходов. Примером затрудн╦нных переходов могут служить переходы О1≈»-0+ между состояниями, принадлежащими разным изоспипопым ыультиплетам. Такие переходы удовлетворяют правилам отбора фермиевского типа Д/=0, Дл=^Н1 и описываются единств, матричным элементом \\ 1. Если на-
ка запрета относятся переходы, опмсыпаеыые матричными элементами
a' j ' j 7в> j ^аг^ j
и
где
-s
7? - ∙ ≈≈≈ ГУ ' Т - .-1 ГЕ - Т ∙ ≈≈≈ "" / /Т *∙ \ ГТ - ∙ ∙
DJJ ≈≈ UtXj -\\ OjXt ≈ ≈≈ (ОГ) Qtj,
t, /--- 1, 2, 3; xi≈ компонента вектора г. Первые 2 матричных элемента обусловлены векторным током, остальные≈аксиальным. Матричные элементы, содержащие величяну г, возникают в том случае, когда лептонная пара уносит орбитальный момент 1. Правила
Г Г отбора для матричных элементов \\ у5, \\ (от) имеют вид:
С* (J
Д/ = 0, Дл ≈ ≈1. Для \\ а, ( г и \\ [or] правила отбора: Д/Дл=1~, 0~ (переходы О*-» О запрещены). Переходы, описываемые матричным элементом
наз. уникальными переходами первого запрета. В таких переходах лентонная пара уносит полный момент 2, т. е. правила отбора имеют вид;
ЛЛ9 1 93
w13 Физическая энциклопедия, т. 1
")
}
