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Photon and nucleon induced production of Theta^+

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arXiv:nucl-th/0411111v1 28 Nov 2004February8,200823:59ProceedingsTrimSize:9inx6inS˙I˙Nam˙pentaquark04PHOTONANDNUCLEONINDUCEDPRODUCTIONOFΘ+SEUNG-ILNAM1,2,ATSUSHIHOSAKA1ANDHYUN-CHULKIM21.ResearchCenterforNuclearPhysics(RCNP),OsakaUniversity,Ibaraki,Osaka567-0047,Japansinam@rcnp.osaka-u.ac.jphosaka@rcnp.osaka-u.ac.jpand2.Nuclearphysics&RadiationtechnologyInstitute(NuRI),PusanUniversity,Keum-JungGu,Busan609-735,Koreahchkim@pusan.ac.kr

WeinvestigateΘ+productionviaphotonandnucleoninducedreactions.WeobservethatthepositiveparityΘ+productionprovidesabouttentimeslargertotalcrosssectionsthanthoseofthenegativeparityoneinbothphotonandnucleoninducedreactionsduetoP–waveenhancementoftheKNΘvertex.WealsoconsiderthemodelindependentmethodinthenucleoninducedreactiontodeterminetheparityofΘ+andshowclearlydistinguishablesignalsforthetwoparities.

1.IntroductionAftertheobservationoftheevidenceofΘ+byLEPScollaboration1mo-tivatedbyDiakonovetal.2,physicsofexoticpentaquarkbaryonstatehasbeenscrutinizedbyhugeamountofresearchactivities.Inthepresentwork,weinvestigateΘ+productionviaphotonandnucleoninducedreac-tionsusingBorndiagramswithapseudoscalarKandvectorK∗–exchangeincluded.Forthenucleoninducedreaction,weconsiderthemodelindepen-dentmethodtodeterminetheparityofΘ+whichhasnotbeenconfirmedyetbyexperiments.Incalculations,weassumethatΘ+hasthequantumnumbersofspin1/2,isospin0andthedecaywidthΓΘ→KN=15MeVisusedtoobtainKNΘcouplingconstant1,2.WeperformcalculationsforbothparitiesofΘ+.

2.Photoninducedreactions:γN→¯KΘ+Inthissection,westudythetotalcrosssectionsofγN→¯KΘ+reactions.ResultsaregiveninFig1.TwomodelsareemployedfortheKNΘcou-

1February8,200823:59ProceedingsTrimSize:9inx6inS˙I˙Nam˙pentaquark042plingschemes.Oneisthepseudo-scalar(PS,thicklines)andtheotherispseudo-vector(PV,thinlines)toinvestigatetheoreticalambiguity.AsfortheanomalousmagneticmomentofΘ+,κΘ,weemploy−0.8consid-eringseveralmodelcalculations3,4.WesettheunknownK∗NΘcouplingconstanttobe|gKNΘ|/2withpositive(dashedline)andnegativesigns(dot-dashedline).Inordertotakeintoaccountthebaryonstructure,weemployagaugeinvariantformfactorwhichsuppressess–andu–channels3.InFig.1weplottotalcrosssectionsoftheneutron(left)andproton(right)targetsonlyforthepositiveparityΘ+sinceweobservethattheoverallshapesandtendenciesforthenegativeparityΘ+arequitesimilartothepositiveparityone.Amajordifferencebetweenthemisthatthetotalcross

1.61.82.02.22.42.6Eγ [GeV]020406080σT [nb]PV, 0PV, +PV, −PS, 0PS, +PS, −1.61.82.02.22.42.6Eγ [GeV]

0

48121620σT [nb]PV, 0PV, +PV, −PS, 0PS, +PS, −

Figure1.Thetotalcrosssectionofγn→K−Θ+(left)andγp→¯K0Θ+(right)forthepositiveparity.

sectionsareabouttentimeslargerforthepositiveparityΘ+thanforthenegativeparityoneduetotheP–wavecouplingnatureoftheKNΘvertex.WealsofindthattheoreticalambiguitiesduetothePVandPSschemes,κΘandK∗–exchangecontributionbecomesmallfortheneutrontargetwherethet–channelK–exchangedominates,whereaswefindlargemodeldependencefortheprotoncase,wheretheK–exchangedoesnotappear.

3.Nucleoninducedreactions:np→YΘ+and󰀇p󰀇p→Σ+Θ+InthissectionweinvestigateNNscatteringfortheproductionofΘ+.Here,wemakeuseoftheNijmegenpotential5fortheKNYcouplingcon-stants.WealsotakeintoaccountK∗–exchangecontributionswithvectorandtensorK∗NΘ(Y)couplings6.WeconsideronlyY=Λsinceoverallbehaviorsofnp→Σ0Θ+aresimilartonp→ΛΘ+withdifferencesintheorderofmagnitudesofthetotalcrosssections(σΛ∼5×σΣ0).Weemployamonopoletypeformfactorwithacutoffmass1.0GeV6.InFig.2weplotthetotalcrosssectionsforthereactionwithtwodifferentparitiesofΘ+.WeobservethatdifferenceinthemagnitudesofthetotalcrosssectionsFebruary8,200823:59ProceedingsTrimSize:9inx6inS˙I˙Nam˙pentaquark043forthetwoparitiesissimilartothephotoproduction.Furthermore,there-sultsarenotverysensitivetothesignsofvectorandtensorK∗NΘcouplingconstants.Thelabelsinparenthesisdenote(sgn(gVK∗NΘ),sgn(gTK∗NΘ)).Wenotethatifweconsiderinitialstateinteraction,theorderofmagnitudeswillbereducedbyaboutfactorthree6,7.AssuggestedbyThomasetal.8,tak-

2.52.72.93.13.33.5ECM [GeV]0102030405060σT [µb](0,0)(+,0)(−,0)(0,+)(0,−)2.52.72.93.13.33.5ECM [GeV]

0

246σT [µb]

Figure2.Totalcrosssectionsofnp→ΛΘ+forthepositive(left)andnegative(right)paritiesofΘ+.

ingintoaccountthePauliprincipleandparityconservation,󰀒p󰀒p→Σ+Θ+providesaclearmethodforthedeterminationoftheparityofΘ+.Spin0initialstateallowsnon-zeroproductionratenearthethreshold(S–wave)forthepositiveparityΘ+,whilespin1initialstatedoesforthenegativeparityone.Thisselectionruleshouldnotbeaffectedbyanymodeldepen-dences.Weconfirmthatatthethresholdregion(∼2730MeV),thereactionprocessisdominatedbyS-wavesothattheselectionruleisapplicable9.WeobserveclearevidencesoftheselectionruleinFig.3.K∗–exchange

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狭义相对论

狭义相对论

′
x, y, t 系 x′, y′, t′ 系
在 x, y 中，在t = 0时刻沿y轴发出一光脉冲，在 x′, y′ 中，脉冲沿x′轴和y′轴有分量，在两个系统中光速都 是c，其位置 x = 0, y = ct x ′ 2 + y ′ 2 = c 2 t′2 于是代入 1 式 x ′ = A x − vt , y ′ = y, t ′ = A − vx c 2 + t A2 0 − vt
1.
重要结论 同时性是相对的（时间不是绝对的） ，时间决不是一个与空间坐标独立无关的普适变量。如果定义相对论中两事 件之间的间隔 s = −c 2 t 2 − t1 则按相对论时空间隔分为 1) 2) 3) s2 = 0 s <0 s >0
2 2 2
+ r2 − r1
2 1 2
称为类光间隔 称为类时间隔（不同空间点一定不同时，光速上限为c） 称为类空间隔（不同空间点可以同时，可以超光速）
2 2 c 2 − v 2 ，u2 = u2 x + uy = c
沿 x 轴的波前的方程为 x = ct 在x′y′系统中，沿x′轴的波前方程为 x ′ = x − vt = c − v t 伽利略变换的实质：时间与运动状态无关（时间的绝对性） ，即t ′ = t 于是在x′y′系统中，脉冲在x′方向上的速度为 dx′ dx′ = =c−v dt′ dt 这样一来，就和光速对一切观察者（不包括非惯性运动状态）都是普适恒量c的假设相矛盾。 问题所在：时间的绝对性可靠吗？ 洛伦兹变换所描述的光脉冲
1 2

相对性原理：自然规律在不同惯性系中的表达式相同。这里自然规律的含义是除力学规律外还包括电磁现象等其 它规律。 解读：伽利略第一个提出，没有方法可以确定一个惯性系是在做匀速运动还是静止的。爱因斯坦把相对性原理誉 为动力学的根本原理，他将这一原理加以推广，使之不仅包括力学定理，而且包括电磁相互作用定律在内的所有 物理定律。相对性原理成了用以发现物理定律正确形式的一个重要原则。
c4

c4


σ ab P22 (2 I b + 1)(2 I B + 1) = 2 质心系） （质心系） σ ba P (2 I a + 1)(2 I A + 1) 1
I 是自旋，P 是相对动量。 是自旋， 是相对动量。
P 2 = 2µ1 E1' 1
' P22 = 2µ 2 E2
14
• 核反应机理 A。复合核过程 。 复合核： 复合核：
6
例如： 例如：
p + Li → α + α
7
Q = [1.007825 + 7.016004 − 2 × 4.002603] × 931.5 = 17.35MeV
若入射质子的动能为 1 MeV，则发射的两 ， 个 α 粒子的总动能为 18.35 MeV.
7
Py Px
θ
PB
Px
2 2 2 pB = p y + px − 2 p y px cos θ
2M B EB = 2M y E y + 2M x Ex − 2 2M y E y 2M x Ex cos θ M B EB = M y E y + M x Ex − 2 M y E y M x Ex cos θ Q = EB + E y − Ex My = 1 + MB Mx E y − 1 − MB 2 M y E y M x Ex cos θ Ex − MB
α + Al → P + n ,
27 30
30
P→ Si + e + v
30
1
+
其中，30P 在自然界中并不存在。 其中， 在自然界中并不存在。
β衰变和宇称不守恒

β衰变和宇称不守恒

β衰变和宇称不守恒全文共四篇示例，供读者参考第一篇示例：β衰变和宇称不守恒是物理学中非常重要的两个概念，它们对我们理解宇宙的起源和演化起着至关重要的作用。

在本文中，我们将介绍β衰变和宇称不守恒的基本原理，以及它们在物理化学领域中的应用。

我们来谈谈β衰变。

β衰变是一种核反应，它包括一种放射性核素转化成另一种核素的过程。

在β衰变中，原子核内的一个中子会转变成一个质子，同时释放一个高速电子（β粒子），还会释放一个中微子。

这个过程可以用如下的方程来表示：n -> p + e⁻ + νn代表中子，p代表质子，e⁻代表β粒子，ν代表中微子。

β衰变的过程中，因为原子核减少了一个中子而增加了一个质子，因此原子序数Z会增加1，而质量数A不会改变。

β衰变是一种自发性的过程，其发生取决于原子核内部的不稳定性。

β衰变有三种类型：β⁻衰变、β⁺衰变和电子俘获。

在β⁻衰变中，原子核中的一个中子转变成一个质子，并释放出一个电子和一个反中微子。

在β⁺衰变中，原子核中的一个质子转变成一个中子，并释放出一个正电子和一个中微子。

而在电子俘获中，原子核中的一个原子吸收一个外部电子，与一个质子结合形成一个中子，同时释放出一个中微子。

β衰变在自然界中广泛存在，包括放射性元素的衰变和太阳核反应等。

β衰变不仅是核物理学的重要研究课题，还在医学和工业领域具有重要应用。

放射性同位素的β衰变可以用于医学影像、癌症治疗和食品辐射杀菌等领域。

接下来，我们来谈谈宇称不守恒。

宇称不守恒是指物理系统在空间镜像变换下不再保持不变。

宇称不守恒在物理学中是一个非常罕见的现象，但它在一些基本粒子的相互作用中已经被观测到。

宇称不守恒最早是在1956年由李政道和杨振宁提出的，他们认为在弱相互作用中宇称不守恒是可能发生的。

宇称不守恒现象在弱相互作用中的体现最为明显，尤其是在β衰变过程中。

实验结果显示，在β衰变过程中，电子和反电子的方向并不是相互对称的，从而证实了宇称不守恒的存在。

重离子辐照引发的25nm_NAND_Flash存储器数据位翻转

重离子辐照引发的25nm_NAND_Flash存储器数据位翻转

#(西安高技术研究所陕西 西安!"#**$! $(强辐射脉冲环境模拟与效应全国重点实验室 西北核技术研究所陕西 西安!"#**$>
摘要为研究不同注量下浮栅存储单元位翻转特点及其翻转截面变化以及重离子入射 导 致 的 多 单 元 翻 转以两款$!2. ),)<M'8T;存储器为载体开展了重离子实验研究实验结果表 明单 个 重 离 子 在 击 中存储单元灵敏体积的情况下足以引起位翻转位 翻 转 比 率 随 着 注 量 累 积 基 本 呈 线 性 变 化 由 于 处 于 编程状态阈值电压分布低压区的存储单元倾向于在相邻或靠近的地址上集中分布随 着 注 量 累 积这 类 存储单元数量迅速减少而其他大量存储单元的翻转数增长率变化不明显因此位翻转 截 面 随 注 量 累 积 呈下降趋势重离子导致两款器件出现多单元翻转多单元翻转呈现单列双列以 及 列 间 隔 等 结 构 利 用离子电离径迹模型估算得到离子电离有效径迹半 径可 以 判 定 多 单 元 翻 转 是 由 于 一 个 离 子 的 电 离 有 效径迹覆盖了多个存储单元 关 键 词 ),)< M'8T;浮 栅 重 离 子 辐 照 注 量 相 关 性 多 单 元 翻 转 中图分类号:K"$!!! 文献标志码,!!!文章编号#***DI=+#$*$+#$D$$I>D#* $%&#*("!+J6PF($*$+(6&BQ/82(*IJJ
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