Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Предварительные сведения 6
1.1 Потенциалы в эффективной теории поля 6
1.2 Потенциал Рейда 9
1.3 Классификация электромагнитных моментов 10
Глава 2. Анапольный момент дейтрона 11
2.1 Понятие об анапольном моменте 11
2.2 Вычисление анапольного момента нуклонов 15
2.3 Вычисление анапольного момента дейтрона 17
2.4 Вычисление анапольного момента в потенциале Рейда . 20
2.6 Обсуждение и сравнение 24
2.7 Краткие выводы 25
Глава 3. Р- и Г-нечетные моменты дейтрона 27
3.1 ЭДМ и МКМ в приближении нулевого радиуса 27
3.2 Собственные ЭДМ нуклонов 28
3.3 ЭДМ и МКМ в потенциале Рейда 29
3.4 Обсуждение и сравнение 30
3.5 Краткие выводы 31
Глава 4. Нарушение пространственной четности в процессе фоторасщепления дейтрона 32
4.1 Асимметрия сечения фоторасщепления дейтрона 32
4.2 7г-мезонныЙ вклад в асимметрию 32
4.3 Обращение в нуль асимметрии в общем случае 38
4.4 Возмущенные волновые функции 40
4.5 Вычисление параметров As, Xt 41
4.6 Вклад малых расстояний в асимметрию 44
4.7 Вклад малых расстояний вблизи порога 47
4.8 Вычисление асимметрии в потенциале Рейда 51
4.9 Обсуждение и сравнение 53
4.10 Краткие выводы 55
Заключение 56
- Классификация электромагнитных моментов
- Вычисление анапольного момента в потенциале Рейда
- ЭДМ и МКМ в потенциале Рейда
- Обращение в нуль асимметрии в общем случае
Введение к работе
Изучение процессов нарушения четности в ядерных взаимодействиях имеет достаточно долгую историю. С одной стороны, это многочисленные теоретические работы, с другой - очень скупые экспериментальные данные.
Для вычисления процессов нарушения четности в атомных ядрах, вообще говоря, необходимо вычислить диаграммы, описывающие взаимодействие ірК кварков с обменом W^ и і/-бозонами. Несмотря на огромные успехи кван- товой хромодинамики при описании высокоэнергетических процессов, она недостаточно эффективна для понимания ядерных явлений. Ввиду сложности описания на кварковом уровне удобно рассматривать соответствующие процессы как обмен между нуклонами эффективными бозонами. В этом случае описание сводится к диаграмме с одной сильной и одной слабой вершинами.
Нарушение Р-четности, зависящее от спина ядра, проявляется в появ- лении у ядер Р-нечетных электромагнитных моментов. У ядер со спином 1/2 и 1 существует один такой момент - анаполь. Анапольный момент был введен Я.Б. Зельдовичем [1]. Не будучи калибровочно инвариантной вели чиной, он рассматривался лишь как теоретический курьез до публикации работы [2], где было показано, что взаимодействие электрона с анапольиым моментом тяжелого ядра усилено пропорционально площади ядра и явля ется определяющим среди других Р-нечетных взаимодействий. Щ Кроме тяжелых ядер существует еще по крайней мере одно исключение, когда взаимодействие электрона с анапольным моментом ядра калибровочно инвариантно - дейтрон. Анапольный момент дейтрона сингулярен по массе тг-мезона - малой в КХД-масштабе масс: а ~ —.
Этот факт позволяет выделить взаимодействие с анапольным моментом уі дейтрона среди прочих диаграмм порядка aGp.
В различных подходах анапольный момент обсуждался в работах [2-10].
4 В работах [8-10] для анапольного момента дейтрона были приведены численные оценки, основанные на "наилучших значениях" констант слабого взаимодействия [11].
Большой рывок с экспериментальной точки зрения был сделан в 1997 году в Колорадо [12]. В этом эксперименте измерялась степень циркулярной поляризации фотонов в переходе между разными уровнями сверхтонкой структуры 133Cs. При этом автоматически отсекается та часть слабого взаимодействия, которая не зависит от спина ядра, так как она одинакова для всех уровней в сверхтонкой структуре. Полученное экспериментальное значение анапольного момента цезия оказывается в разумном согласии с теоретическими работами [2,3], если для констант мезон-нуклонного взаимодействия выбрать так называемые "наилучшие значения".
Следующий кандидат для измерения нарушения четности - ядро 1SF, в котором два уровня с квантовыми числами Jp ~ 0~, / = 0 и Jp = 0+, / = 1 имеют очень близкую энергию, а потому хорошо смешиваются за счет Р-нечетного взаимодействия. Результат эксперимента со фтором указывает на значительно меньшую константу для 7г-мезонного обмена [13,14]. Расхождение между экспериментами со фтором и цезием может быть объяснено как некорректными "наилучшими значениями" констант слабого взаимодействия, так и погрешностями связанными с пренебрежением многочастичными эффектами при вычислении анапольного момента цезия. Многие исследователи склоняются к большой роли многочастичных поправок в анапольных моментах тяжелых ядер, что приводит к большому количеству публикаций на данную тему.
Нарушение Г-четности до сих пор наблюдалось только в распадах К0 и В мезонов. Теоретически оно снимает запрет на существование электрического дипольного момента (ЭДМ) у частицы со спином. Действительно, дипольныи момент частиц в состоянии покоя может выражаться лишь через спин. Взаимодействие ЭДМ такой частицы с электрическим полем имеет
При изменении знака времени электрическое поле знака не меняет, поскольку оно может создаваться покоящимися зарядами, а спин, как и орбитальный момент, изменяет знак на противоположный, и взаимодействие оказывается Т-нечетным.
Эксперименты позволили наложить лишь ограничения на ЭДМ элементарных частиц. Для электрона и нейтрона они равны соответственно de = (0.69 ± 0.74) х 10_27ест, dn < 6 -т-10) х Ю-26 е ст. Идея об измерении электрического дипольного момента мюона появилась в связи с тем обстоятельством, что спин мюона коррелирует с направлением вылета электрона при /3-распаде. Полученное ограничение на ЭДМ мюона составляет (^ = (3.7±3.4) х10-19ест.
Ясно, что его измерение затруднительно из-за короткого времени жизни. Поэтому были предложены другие кандидаты для измерения электрического дипольного момента - тяжелые ядра. Основная трудность здесь -возникающая д — 2-прецессия спина. Дейтрон представляет особый интерес, поскольку у него эта прецессия мала (д — 2 = 0.143) и может быть устранена введением радиального электрического поля.
В настоящее время в Брукхейвене планируется эксперимент по измерению электрического дипольного момента дейтрона. Если такой эксперимент удастся, это предоставит очень ценную информацию о природе Т-нечетных ядерных взаимодействий.
Электрический дипольный момент дейтрона рассматривался в ряде работ [8,15,16].
Исследование нарушения Р-четности возможно на основе различных корреляций при ядерных реакциях. Первые теоретические шаги в исследовании Р-нечетных процессов начались в работах [17-21]. В работах [17,18] б рассматривается Р-нечетная асимметрия в dry —> пр реакции, обусловленная линейно поляризованными фотонами. Для фотонов с энергией несколько мегаэлектронвольт рассматриваемая асимметрия значительно меньше, чем в случае фотонов с циркулярной поляризацией. Электрон-дейтронное рассеяние изучалось в работах [5,22-25]. Но исследование нарушения четности в этих процессах оказалось затрудненным из-за сильного фона, обусловленного нейтральными токами. Расщепление дейтронов поляризованными фотонами было рассмотрено в ряде работ [17-21,26-34]. Этот процесс интереснее, так как, несмотря на малость эффекта, нейтральные токи в нем отсутствуют.
Экспериментальные исследования нарушения четности в дейтроне и легких ядрах затруднительны в силу малости соответствующих эффектов. На данный момент получены лишь ограничения на значения таких эффектов [35-37].
Данная работа посвящена исследованию эффектов нарушения пространственной и временной четности в дейтроне. Ее целью является теоретическое вычисление Р- и Т-нечетных характеристик дейтрона: анапольного, электрического дипольного и магнитного квадруполыюго моментов, а также вычисление асимметрии сечения фоторасщепления дейтрона при различных энергиях и поляризациях начальных частиц.
Классификация электромагнитных моментов
Анапольный момент - это специфическая структура, возникающая в системах не обладающих пространственной четностью. Он создает такое же распределение магнитного поля, которое возникает в тороидальной обмотке с током. Это поле отличается от поля, создаваемого дипольным или квадрупольный моментом [6].
Поворот спина частицы приводит также к повороту создаваемого магнитного поля. Впервые такой источник электромагнитного поля был исследован В.Г. Ваксом и Я.Б. Зельдовичем [1], а название "анаполь" было предложено для него А.С. Компанейцем.
Перейдем непосредственно к нахождению выражения анапольного момента системы, как функции от токов. Для этого рассмотрим разложение векторного потенциала, создаваемого системой токов на расстоянии г, по Как известно, нулевой член разложения отсутствует, а первый - дает векторный потенциал магнитного дипольного момента. Нас будет интересовать второй член разложения, который содержит магнитный квадрупольный момент и анапольный момент [40]: АІ = где Мпк — тензор магнитного квадрупольного момента at- - вектор анапольного момента системы Вклад анапольного момента в полный вектор-потенциал состоит из двух слагаемых. Очевидно, второе из них - V(aV) - можно удалить калибровочным преобразованием, после чего векторный потенциал принимает вид Таким образом, взаимодействие заряженной частицы с аыапольным моментом имеет контактный характер. Прежде чем перейти к вычислению анапольного момента дейтрона, отметим, что взаимодействие электрона с анапольным моментом ядра не единственное Р-нечетное взаимодействие, зависящее от спина ядра. Рассмотрим лагранжиан Р-нечетного слабого электрон-кваркового взаимодействия Это взаимодействие состоит из двух составляющих, первое из которых зависит от спина электрона, а второе - от спина кварка. Поскольку взаимодействие электрона происходит с любым кварком протона или нейтрона, то полный лагранжиан электрон-ядерного взаимодействия первого типа усиливается с ростом количества нуклонов в ядре. С учетом значений констант где Q = -2 [Сі„(2 4- ЛГ) + Cu(Z + 2JV)] = Z(l - 4sin20w) - N - так называемый слабый заряд ядра. Учитывая, что sin29w = 0.23, видим, что слабый заряд протона сильно подавлен, поэтому все взаимодействие определяется количеством нейтронов в ядре, а значит эта часть взаимодействия растет с ростом массы ядра. Это взаимодействие хорошо изучено и не будет представлять для нас интереса в дальнейшем.
Вторая часть взаимодействия, которая зависит от спина ядра, подобного усиления не имеет и численно мала, поскольку спин не зависит от массы ядра, а полностью определяется спином внешних (неспаренных) нуклонов. Диаграммы, дающие вклад в константу Сг, изображены на рис. 2 (а-е). Диаграмма (а) соответствует обычному нейтральному току. Диаграммы (б-д) -радиационные поправки к (а). Последняя диаграмма (е), с Р-нечетной вершиной в ядре, описывает взаимодействие электрона с анапольным моментом ядра. Вообще говоря, анапольный момент не калибровочно инвариантен и потому не является физически определенной величиной. Действительно, только сумма всех графиков (6-е) на рис. 2 (они имеют порядок a Gp) - калибровочно инвариантная величина. Радиационные поправки, особенно те, которые описываются диаграммами (г,д), не могут быть вычислены с высокой точностью. Поэтому анапольные моменты многих ядер не могут быть корректно отделены от радиационных поправок к нейтральному току. Существует по крайней мере два физически важных случая, когда анапольный момент имеет физический смысл: тяжелые ядра и дейтрон.
В тяжелых ядрах анапольный момент усилен коэффициентом А2/3 (вспомним аналогию с тороидальной структурой, где магнитный поток пропорционален площади). Анапольное взаимодействие в тяжелых ядрах превышает радиационные поправки к нейтральному току и представляет особый интерес.
Причина интереса к анапольному моменту дейтрона в другом. Во-первых, анапольный момент дейтрона параметрически усилен массой -к-мезона в знаменателе - малой в КХД масштабе масс. Однако это усиление носит именно параметрический, но не численный характер. Большую роль играет то обстоятельство, что нейтральный ток имеет изовекторную структуру и не дает вклада в электрон-дейтронное взаимодействие, поскольку изоспин дейтрона равен нулю. Точно так же не дают вклада радиационные поправки с изовекториой структурой к нейтральному току, а именно они создают основную ошибку при вычислении константы ( [41]. Поэтому анапольный момент дейтрона имеет физический смысл, в отличие от анапольных моментов легких ядер вообще, не имеющих такого сокращения изовекторных радиационных поправок.
Вычисление анапольного момента в потенциале Рейда
В данной работе анаполь дейтрона был вычислен в потенциале Av\$ с учетом вклада rf-волны в дейтрон, а также с учетом обмена векторными мезонами. Собственные анапольные моменты нуклонов полностью согласуются с нашими результатами. Численные коэффициенты при Щ и Д различаются почти вдвое, что имеет совершенно четкое объяснение - различие вклада d-волны в потенциале Рейда (6.5%) и потенциале Av\% (5.77%). Эти коэффициенты очень чувствительны к d-волне. 7г-мезонный вклад в анапольный момент находится в отличном согласии, и численные значения результатов практически совпадают.
Основные результаты главы состоят в следующем. 1. В киральном пределе вычислен анапольный момент дейтрона с учетом собственных анапольных моментов протона и нейтрона. Вычисления проведены двумя различными способами: в приближении нулевого радиуса и в потенциале Рейда. Существующее расхождение в ответах невелико и вполне разумно; оно объясняется подавлением волновых функций на малых расстояниях и присутствием d-волны. 2. Показано, что вклады малых расстояний в анапольный момент дают поправку около 1.5%, что существенно меньше, чем сама точность вычислений. Таким образом, анапольный момент полностью определяется 7Г-мезонным обменом, что делает теоретические результаты достаточно надежными. 3. Установлено отсутствие вклада контактного тока за счет 7г-обмена в анапольный момент дейтрона. 4. Взаимодействие электрона с анапольным моментом дейтрона в сумме с радиационными поправками к нейтральному току дает полную величину Р-нечетного электрон-дейтронного взаимодействия зависящего от спина ядра. Высокая точность, с которой вычислена эта величина (порядка 20%), говорит о принципиальной возможности экспериментального измерения константы д. Перейдем к изучению Р- и Т-нечетных моментов дейтрона. Следуя классификации электромагнитных формфакторов (таблица 2), существует два таких электромагнитных момента. Легко видеть, что это электрический дипольныи и магнитный квадрупольный моменты. Отметим, что электрический дипольныи момент ядра очень трудно наблюдать напрямую, поскольку перестройка электронных оболочек приводит к его сильной экранировки. Дело в том, что, если система нерелятивистских частиц, обладающих дипольным моментом, находится в равновесии под действием электростатических сил, то полный дипольныи момент системы равен пулю [44]. Это, однако, не накладывает запрета на наблюдение электрического дипольного момента ядер вообще, так как существует несколько механизмов, за счет которых дипольныи момент ядра индуцирует дипольныи момент атома. Один механизм - конечный размер ядра, из-за которого распределение заряда и дипольного момента в ядре оказываются различными. Другой - сверхтонкое взаимодействие электрона с ядром. В связи с этим вводят так называемый шиффовский момент ядра [45], который характеризует "некомпенсированное" взаимодействие электрона с ядерным дипольным моментом. Именно ввиду эффекта компенсации шиффовский момент содержит внутри себя сильно сокращающиеся величины, и его вычисление ненадежно [46]. Мы не будем рассматривать вклад векторных мезонов в Т-нечетное взаимодействие. Матричные элементы ЭДМ и МКМ очень схожи с матричным элементом анапольного момента дейтрона. В случае с последним, погрешность результата, связанная с пренебрежением вкладов векторных мезонов, составляет 1.5%. Это обусловлено подавлением соответствующих матричных элементов. Можно ожидать, что вклады векторных мезонов в ЭДМ и МКМ также пренебрежимо малы. Для расчета дипольного момента требуется найти среднее значение егр от возмущенной функции. Вычисления в приближении нулевого радиуса аналогичны проделанным выше для анапольного момента. Используя Р- и Т-нечетный потенциал нуклон-нуклонного взаимодействия (11) имеем Собственные электрические динольные моменты (ЭДМ) нуклонов, как и элементарных частиц вообще, представляют интерес сами по себе, безотносительно к задаче о дипольном моменте дейтрона. Говоря о ЭДМ нуклона в киральном пределе, нам следует вычислить диаграммы, аналогичные диаграммам собственных анапольных моментов нуклонов. Вместо того, чтобы перейти к вычислениям, мы попытаемся понять какую изотопическую структуру должен иметь ЭДМ нуклона. В случае с электрическими дипольными моментами, лагранжиан L\ в формуле (9) имеет идентичные знаки для р — п и п — р переходов. Фотон испускается промежуточным положительным 7г-мезоном в диаграмме для ЭДМ протона, в случае с ЭДМ нейтрона - отрицательным 7г-мезоном. Следовательно, электрические дипольные моменты протона и нейтрона входят в формулу для ЭДМ дейтрона с различными знаками и полностью сокращают друг друга. Заметим, что последнее вовсе не означает, что ЭДМ нейтрона и протона противоположны по знаку и равны между собой. Это выполняется лишь в киральном пределе. В настоящей работе мы оставляем открытым вопрос о применимости кирального предела для вычисления собственных моментов элементарных частиц.
В отличие от ситуации с ЭДМ, собственных вкладов нуклонов в МКМ нет не только в киральном пределе, их нет вообще, поскольку частица со спином 1/2 не может обладать магнитным квадрупольным моментом.
ЭДМ и МКМ в потенциале Рейда
В работе [30] не рассмотрена асимметрия непосредственно на пороге, наименьшее рассмотренное значение энергии составляет 1 МэВ над порогом. Полученная асимметрия противоречит нашим вычислениям (по крайней мере это касается тг-мезонного вклада). Напомним, что у нас -тт-мезонный вклад в асимметрию отсутствует для неполяризованных дейтронов. Расхождение связано с потерей одного перехода (3Si — 3 Рг) в работе [30]. Если опустить это слагаемое в наших вычислениях, то оба результата совпадают. Трудно сравнивать результаты асимметрии за счет вклада векторных мезонов, так как в этой области асимметрия численно мала и, кроме того, является суммой двух противоположных по знаку и сравнимых по величине слагаемых, что делает результат совершенно неопределенным.
В работах [33, 34] вычисления основаны на использовании модельных нуклон-нуклонных потенциалов Av\% и парижском потенциале соответственно. Результаты асимметрии в случае поляризованных фотонов равны 0.253 х 10 7 и 0.335 х Ю-7. То есть оба результата несколько превышают значение полученное в нашей работе и, кроме того, довольно сильно различаются друг с другом. Мы имеем совершенно конкретное объяснение этому обстоятельству: результат для асимметрии,- как уже было отмечено выше, очень чувствителен к значению вклада d-волны в дейтрон, а разные потенциалы иуклон-нуклонного взаимодействия предсказывают разные значения для вероятности rf-волны. Так, в потенциале Рейда Р$ — 6.5%, в парижском потенциале и Л ів-потенциале Pd = 5.77% и Рд = 5.76% соответственно. Выше был приведен результат вычислений в потенциале Рейда без учета d-волны (Л = 0.74 х Ю-7). Вполне логично, что, при такой неустойчивости результата, можно воспроизвести все три приведенных значения.
Основные результаты этой главы состоят в следующем. 1. Показано, что вклад тг-обменного взаимодействия в асимметрию фоторасщепления неполяризованных дейтронов поляризованными фотонами равен нулю. Это обращение в нуль присутствует в асимметрии как полного, так и дифференциального сечения и не зависит от вида волновой функции дейтрона, а имеет весьма общий характер. 2. Асимметрия сечения расщепления неполяризованных дейтронов определяется только обменом векторными р- и ш-мезонами, что приводит к ненадежным результатам. Максимальная величина асимметрии (при выборе для векторно-мезонных констант "наилучших значений") составляет 0.16 х Ю-7 на пороге реакции. 3. Сравнение с другими работами, в которых вычисления проводились также с феноменологическими нуклон-нуклонными потенциалами, показывает неустойчивость результата, но, тем не менее, дает основания считать, что истинное значение находится на уровне А — (0.16 -г 0.34) х 10 7. Основные результаты диссертации состоят в следующем. 1. В киральном пределе вычислен анапольный момент дейтрона с учетом собственных анапольных моментов нуклонов. Взаимодействие электрона с анапольным моментом дейтрона имеет тот же вид, что и радиационные поправки к нейтральному току, вычисленные в работе [41]. Суммарный результат имеет достаточно высокую точность (с точки зрения ядерных расчетов) и дает надежду на экспериментальное обнаружение анапольного момента дейтрона. 2. Вычислены Т-нечетные моменты дейтрона: электрический дипольный и магнитный квадрупольный моменты. Показано, что в киральном пределе суммарный вклад в ЭДМ дейтрона от собственных электрических диполь-ных моментов протона и нейтрона равен нулю. В настоящее время особый интерес представляет результат для электрического дипольного момента дейтрона в связи с планируемым экспериментом в Брукхейвене. 3. Показано, что, независимо от конкретного вида волновых функций, вклад в асимметрию фоторасщепления Р-нечетного слабого взаимодействия, сохраняющего спин, равен нулю для неполяризоваиных дейтронов. Такая ситуация имеет место как раз для 7г-мезонного вклада, что исключает возможность измерения константы д в реакции с неполяризованными дейтронами. 4. Измерение слабой Р-нечетной константы д принципиально возможно лишь в реакции с поляризованными дейтронами. К сожалению, асимметрия в этом случае слишком мала (А 0.3 X 10 8), чтобы можно было говорить о постановке эксперимента. 5. Асимметрия сечения расщепления неполяризоваиных дейтронов определяется обменом векторными fh и oJ-мезонами, что приводит к ненадежным результатам, которые следует рассматривать как оценки. Максимальная величина асимметрии (при наилучших значениях констант Р-нечетного слабого взаимодействия векторных fh и и)- мезонов с нуклонами) составляет 0.16 х Ю-7 и имеет место на пороге реакции. Существующее расхождение с результатами других авторов, а также расхождение результатов других работ, связано с сильной зависимостью асимметрии от вклада d-волны в дейтрон. Численно вклад d-волны различен для разных модельных потенциалов и колеблется от 5.7% до 6.5%.
Обращение в нуль асимметрии в общем случае
Таким образом, взаимодействие заряженной частицы с аыапольным моментом имеет контактный характер.
Прежде чем перейти к вычислению анапольного момента дейтрона, отметим, что взаимодействие электрона с анапольным моментом ядра не единственное Р-нечетное взаимодействие, зависящее от спина ядра. Рассмотрим лагранжиан Р-нечетного слабого электрон-кваркового взаимодействия Это взаимодействие состоит из двух составляющих, первое из которых зависит от спина электрона, а второе - от спина кварка. Поскольку взаимодействие электрона происходит с любым кварком протона или нейтрона, то полный лагранжиан электрон-ядерного взаимодействия первого типа усиливается с ростом количества нуклонов в ядре. С учетом значений констант где Q = -2 [Сі„(2 4- ЛГ) + Cu(Z + 2JV)] = Z(l - 4sin20w) - N - так называемый слабый заряд ядра. Учитывая, что sin29w = 0.23, видим, что слабый заряд протона сильно подавлен, поэтому все взаимодействие определяется количеством нейтронов в ядре, а значит эта часть взаимодействия растет с ростом массы ядра. Это взаимодействие хорошо изучено и не будет представлять для нас интереса в дальнейшем. Вторая часть взаимодействия, которая зависит от спина ядра, подобного усиления не имеет и численно мала, поскольку спин не зависит от массы ядра, а полностью определяется спином внешних (неспаренных) нуклонов. Диаграммы, дающие вклад в константу Сг, изображены на рис. 2 (а-е). Диаграмма (а) соответствует обычному нейтральному току. Диаграммы (б-д) -радиационные поправки к (а). Последняя диаграмма (е), с Р-нечетной вершиной в ядре, описывает взаимодействие электрона с анапольным моментом ядра. Вообще говоря, анапольный момент не калибровочно инвариантен и потому не является физически определенной величиной. Действительно, только сумма всех графиков (6-е) на рис. 2 (они имеют порядок a Gp) - калибровочно инвариантная величина. Радиационные поправки, особенно те, которые описываются диаграммами (г,д), не могут быть вычислены с высокой точностью. Поэтому анапольные моменты многих ядер не могут быть корректно отделены от радиационных поправок к нейтральному току. Существует по крайней мере два физически важных случая, когда анапольный момент имеет физический смысл: тяжелые ядра и дейтрон. В тяжелых ядрах анапольный момент усилен коэффициентом А2/3 (вспомним аналогию с тороидальной структурой, где магнитный поток пропорционален площади). Анапольное взаимодействие в тяжелых ядрах превышает радиационные поправки к нейтральному току и представляет особый интерес.
Причина интереса к анапольному моменту дейтрона в другом. Во-первых, анапольный момент дейтрона параметрически усилен массой -к-мезона в знаменателе - малой в КХД масштабе масс. Однако это усиление носит именно параметрический, но не численный характер. Большую роль играет то обстоятельство, что нейтральный ток имеет изовекторную структуру и не дает вклада в электрон-дейтронное взаимодействие, поскольку изоспин дейтрона равен нулю. Точно так же не дают вклада радиационные поправки с изовекториой структурой к нейтральному току, а именно они создают основную ошибку при вычислении константы ( [41]. Поэтому анапольный момент дейтрона имеет физический смысл, в отличие от анапольных моментов легких ядер вообще, не имеющих такого сокращения изовекторных радиационных поправок.
Впервые вклад радиационных поправок в константу Сг нуклонов и дейтрона был получен в работе [41]: Тот же результат для дейтрона оказывается значительно точнее, в силу сокращения неопределенностей, имеющих изовекторную структуру: Начнем с вычисления анапольного момента нуклона. Этот результат не представляет интереса с экспериментальной точки зрения, однако он входит в полный анапольный момент дейтрона и поэтому должен быть вычислен. Более того, понимание вычислений собственных анапольных моментов нуклонов сослужит нам службу в дальнейшем, при вычислении вкладов собственных электрических дипольных моментов нуклонов в общий дипольный момент дейтрона.
