9.5.2. Ядерное фоторождение пионов на пороге

При обсуждении мягкопионного рождения на нуклоне с точки зрения киральной симметрии мы показали, что ЧСАТ приводит точно к амплитуде Кролла—Рудермана с ее характерным видом а связи между спином нуклона и вектором поляризации фотона ?. Допустим теперь, что соотношение ЧСАТ справедливо также и для ядер. Тогда появляется возможность просто скопировать модифицированное соотношение ЧСАТ для амплитуды фоторождения на нуклоне (9.58), но только понимая под и ядерные состояния:

В этом случае ЧСАТ непосредственно связывает ядерную функцию источника заряженных пионов с произведением ядерного аксиального

тока и поля фотона Действуя так же, как в разделе

9.4.3, приходим к выражению для оператора ядерного перехода

который должен использоваться как эффективный оператор, стоящий между ядерными волновыми функциями. Это — ядерный аналог члена Кродла—Рудермана (9.60). Типичным случаем его применения является описание процесса (см. раздел 8.7.1).

Ядерный аксиальный ток включает ведущие одночастичные члены вместе с многочастичными поправками. В частности, для физических пионов важны эффекы многократного рассеяния. Эта тема более подробно будет развита в разделе 9.6.

Амплитуда фоторождения -мезона в мягкопионном пределе обращается в нуль. Из материала раздела 8.7.2 мы напомним, что для физических пионов фоторождение нейтральных -волновых пионов определяется многократным рассеянием. Что касается длины -дейтронного рассеяния, то главным механизмом является двухступенчатый процесс с киральными амплитудами для отдельных нуклонов.