CC BY
111
303(3)
ИЗВЕСТИЯ
ТОМСКОГО ПОЛИТЕХНИЧЕСКОГО УНИВЕРСИТЕТА
2000
УДК 539.172.3
В.А.ТРЯСУЧЁВ ЭТА-ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА
Анализируются результаты теоретических и экспериментальных исследований ^-мезона, выполненные в Томском политехническом университете за последние 35 лет. Рассматривается возможность г|-мезонов образовывать связанные состояния с атомными ядрами, называемыми Г1-ядрами. Основные свойства таких экзотических ядер изучены в рамках оптической модели мезон-ядерного взаимодействия. На основе предложенной в работе модели образования Т)-ядер фотонами высоких энергий рассчитаны сечения фоторождения ряда ттяДеР и рассмотрены возможности их обнаружения.
Введение
Эта-мезон (г|-мезон) был открыт в 1961 году и долго оставался объектом тщательного экспериментального и теоретического изучения ввиду непохожести на известные к тому времени мезоны. По современным представлениям в его состав помимо обычных и-, ¿/-кварков входит и странный кварк 5". Скрытая странность предполагает отличие г|-мезона от я°-мезона и г|Л^-взаимо-действия от пИ. Сравнение этих взаимодействий между собой в 70-х годах было важно для проверки основных положений сильных взаимодействий, как то, изотопической инвариантности. Измерения сечений туУ-взаимодействия с помощью пучков ^-мезонов невозможны из-за невероятно короткого времени жизни этого мезона
т « 5-10~19с,
которого недостаточно даже для того, чтобы мезон мог пролетать расстояние, равное диаметру одного атома. И тем не менее изучать взаимодействие г|-мезонов с нуклонами и ядрами можно, но только опосредованно: как взаимодействие в конечном состоянии в процессах, где г1-мезоны образуются частицами высоких энергий. За достоверность сведений о г|7у-взаимодействии в этом случае отвечают уже не только экспериментаторы, но и теоретики, поскольку эти сведения модельно-зависимые. Поэтому для исследования г^-взаимодействия требовался неформальный союз теоретиков и экспериментаторов. В начале 70-х годов такой союз создался в НИИЯФ при ТПУ.
Определение сечения г|./У-взаимодействия
Еще до пуска томского синхротрона «Сириус» с максимальной энергией ускоренных электронов 1,5 ГэВ в НИИЯФ при ТПУ стали готовиться к физическим экспериментам на пучке у-квантов. Среди рассматриваемых был проект эксперимента по измерению ^-зависимости сечений фоторождения тогда ещё новых частиц, г!-мезонов на сложных ядрах с целью получения сведений о сечении г^-взаимодействия. Проект был утверждён, а руководителем и главным исполнителем этого эксперимента был назначен выпускник кафедры №12 физико-технического факультета ТПУ Г.Н.Дудкин. Измерения начались на созданной в стенах института уникальной установке для регистрации т)-мезона по двум у-квантам от его распада. Заметим, что это был третий в мире эксперимент с регистрацией Г|-мезона! Первая оценка полного сечения г|тУ-взаимодействия, полученная в этом эксперименте для Г|-мезонов с кинетической энергией Тц & 150МэВ [1],
ст,(г|Л0= (бб^о) мбн. (1)
Параллельно с экспериментом велись и теоретические исследования, направленные на создание «строгой» модели г|/У-взаимодействия, удовлетворяющей требованиям релятивистской инвариантности и унитарности. Такая модель, включающая два основных канала реакции
цИ -»цИ,
была создана и с её помощью впервые были вычислены сечения взаимодействия с нуклонами для г|-мезонов низких энергий [2] (рис.1). В последующие годы (а эксперимент растянулся на годы)
была измерена энергетическая зависимость о. мбн ст,(г1^0, указывающая на резонансный характер низкоэнергетического г|тУ-взаимодействия. С по-
Рис. 1. Зависимость сечений г)Л'-взаимодействия от кинетической энергии Тп г)-мезонов (полной энергии) системы). Сплошные кривые - теоретический расчет; О, • - сечения реакций г\А' —> п,Ы, полученные методом детального баланса из обратной реакции; □ - полученное нами экспериментальное значение а'„м_
мощью обсуждаемой модели из эксперимента по измерению Л-зависимости сечений фоторождения г)-мезонов на сложных ядрах были получены масса и ширина этого резонанса [3],
1550 МэВ/с2, Гк« 160 МэВ, (2)
известного как резонанс 5'п(1535). Следует напомнить, что этот резонанс наиболее сильно связан с каналом г| + N, а поэтому его изучение в других каналах, таких, как тс + тУ, малоэффективно. Сегодня сведения о свойствах этого резонанса [4] мало чем отличаются от определённых 25 лет назад в ТПУ.
Парциальные реакции фоторождения г|-мезонов на лёгких ядрах
Для проверки кварковых моделей строения адронов в 70-е годы важными были сведения о ширинах фотовозбуждения барионных резонансов, основным источником которых являются реакции фоторождения мезонов на нуклонах и ядрах. Вопрос о фоторождении Г)-мезонов вблизи порога довольно остро встал уже в 1969 году из-за обнаруженного противоречия в характере фотовозбуждения резонанса 5] 1(1535). Из всей совокупности данных о фоторождении я-мезонов на нуклонах следовало, что ответственными за образование псевдоскалярных мезонов в этой области энергий являются фотоны с изоспином 1 (изовекторные фотоны). В этом контексте результат измерения сечения когерентного фоторождения г| на ядрах дейтерия ¿7,
у + с/ —> Т1 + £/, (3)
вблизи порога был очень неожиданным [5]; в непосредственной близости от порога сечение имело величину, не равную нулю, и с увеличением энергии резко уменьшалось, обращаясь в нуль. Анализ результата эксперимента в импульсном приближении однозначно привел к заключению об изоскалярном характере фотовозбуждения резонанса 5'п(1535), то есть его возбуждении фотонами с изоспинами 0, протевореча ранее накопленным данным. Именно в это время зародилась идея (по-видимому, не у одного человека) «фильтрации» частей однонуклонных амплитуд фоторождения тг°- и г)-мезонов с помощью когерентных реакций фоторождения мезонов от /7-оболочек лёгких ядер:
у + + (4)
в которых начальное ядро А меняет свои квантовые числа (7,7) на (У*,Т') в результате ядерного парциального перехода в дискретное возбуждённое состояние А*. Заметим, что сечения реакций (4) пропорциональны таким частям амплитуд процессов уЛ'—»пТУ, которые невозможно выде-
лить, изучая только сами эти процессы [6]. Работа над теорией реакций (4), получивших название парциальных реакций фоторождения мезонов на ядрах, потребовала больших усилий и выполнялась силами двух коллективов: НИИЯФ при ТПУ и фотомезонной лабораторией ФИАН. Трудность заключалась в том, что результаты вычислений наблюдаемых величин реакций (4) сильно зависели от ядерных моделей и приближений, недостаточно разработанных и обоснованных в 70-е годы. Для этих расчётов была задействована ядерная модель оболочек с остаточным взаимодействием. К 1985 году была, в целом, создана последовательная модель парциальных реакций фоторождения мезонов на лёгких ядрах, на основе импульсного приближения, которая позволяла рассчитать сечения любых
120
80
40
ы
______ сг^ЛГ-^ЛО
1 1 1
80 J_и
160 л_1_
240
J_I
320 Т„, МэВ
1500
1550
1600
1650
Е, МэВ
парциальных реакций фоторождения мезонов на /»-оболочечных ядрах с учётом внутриядерного движения нуклонов и без нарушения калибровочной инвариантности амплитуды [7].
Как демонстрация сильной зависимости обсуждаемых сечений от квантовых чисел возбуждённых уровней /»-оболочечных ядер на рис.2 показаны результаты вычислений парциальных сечений реакций
Y + Li(J,7)-^+LiV'Jv)
в плосковолновом приближении. Из этого рисунка видно, что обсуждаемые сечения могут различаться на несколько порядков, так как зависят от разных сильно различающихся частей амплитуды элементарных процессов yN-^r\N. Кроме того, для практического применения метода идентификации конечного ядра по энергиям низкоэнергетических у-квантов от девозбуждения ядер А просчитаны их угловые распределения с учётом поляризации возбуждённых ядер в соответствующих реакциях фоторождения [8]. Несколько позже для учёта взаимодействия в конечном состоянии к реакциям (4) был применён метод Искажённых волн [9]. Малая величина парциальных сечений (см. рис.2) и неполнота сведений о некоторых у-уровнях, необходимых в методике совпадений, которую предполагалось применять для выделения парциальных реакций фоторождения, сильно удорожили эксперименты, что не позволило в начале 90-х годов перейти к систематическому исследованию реакций (4). Временные экономические трудности не должны умалить достоинства выполненной работы, результаты которой в скором будущем будут востребованы у нас в стране. Эти результаты уже используются в международном эксперименте [10].
Л-ядра
Независимо друг от друга в 1985 году произошли два события, приведшие к всплеску интереса к г]-мезон-ядерной физике. Одно из них - это совместный парциально-волновой анализ nN- и г|Л^-взаимодействий, выполненный в методе связанных каналов, который показал, что низкоэнергетическое г|уУ-взаимодействие достаточно сильное и является взаимодействием притяжения [11]. Опираясь на этот результат, Liu и Haider высказали идею о возможности существования связанных состояний г|-мезон - ядро и провели соответствующие расчёты [12,13], согласно которым квазисвязанные состояния могут существовать с барионным зарядом А > 11.
Другое событие - это результат эксперимента с лёгкими ионами,
P + d->n° + 3 Не, (6)
P + d->i\ + 3Не, (7)
первоначальной целью которого была проверка выполнения закона сохранения изоспина в сильных взаимодействиях [14]. Результаты были интересны по обеим реакциям, но остановимся на обнаруженной особенности реакции (7). При уменьшении энергии налетающих дейтронов ближе к порогу реакции (7) счёт Г|-мезонов уменьшался непропорционально медленнее, чем уменьшение фазового объёма конечных частиц реакции [14], свидетельствуя об увеличении силы взаимодействия btj — 3Не-системе при уменьшении энергии. В дальнейшем эти события развивались по следующему сценарию. По предложению Liu и Haider был поставлен эксперимент в Брукхейвенской лаборатории по поиску г|-ядер (так стали называть гипотетические связанные состояния г|-мезонов и ядер). Обнаружить л-ядра со свойствами, предсказанными их авторами, не удалось [15]. Из этого факта одни специалисты заключали, что ri-ядер в природе нет, а другие, - что предсказанные свойства (энергии связи и ширины) были далеки от реальных. Следует заметить, что с тех пор и эксперимент, и первоначально предсказанные свойства г|-ядер неоднократно критиковались и не без основания. Что касается результата эксперимента по измерению сечения реакции (7), то существующие традиционные модели не объясняли порогового поведения сечения этой реакции, в то
К0, ГэВ
Рис. 2. Полные сечения реакций (у,г|)61л*(е) в зависимости от энергии налетающих у-квантов с возбуждением уровней в конечном ядре:----е = 0 МэВ (1+ 0)
----е = 2,18 МэВ (3+ 0);---е = 3,56 МэВ (0+ 1)
---е = 4,27 МэВ (2+ 0);---е = 5,37 МэВ (2+ 1)
-8 = 5,65 МэВ(1+0)
время как нетрадиционная модель «объяснила» ¿'-волновым ядерным «резонансом» в р - ¿/-системе, но массой меньше массы конечных частиц [16-17]. В теории рассеяния такой «резонанс» называется полюсом и соответствует виртуальным частицам или квазисвязанным состояниям. Если этот полюс к тому же близок к порогу, то его можно обнаружить по увеличению силы взаимодействия в системе г) - 3Не, по мере приближения по энергии к полюсу, то есть по увеличению амплитуды реакции (7) с уменьшением энергии до пороговой. Наблюдаемый «след» от образования очень лёгких г|-ядер в реакции (7) и, возможно, в реакции (3), а также неудача обнаружения г)-ядер в Брукхейвене заставили радикально пересмотреть возможные свойства г)-ядер, тем более, что этому способствовали новые результаты о длине свободного рассеяния, а0 [18, 19].
Для образования квазисвязанных состояний в комплексном потенциале требуется определённое соотношение между его реальной и мнимой частями. Так как комплексный г|-ядерный потенциал определяется через комплексную длину рассеяния а0, то на рис. 3 для нескольких ядер показаны границы образования связанных состояний в комплексной плоскости а0 [20]. Слева от этих кривых находятся значения а0, которые не ведут к связанным состояниям соответствующих атомных ядер и Г|-мезонов; справа от кривых остаются те значения, которые ведут к связанным состояниям. Как видно из рис. 3, последние результаты исследования а0 [18,19] свидетельствуют о возможности образования г|-ядер с тремя нуклонами, след от образования которых, по-видимому, просматривается в реакции (7). В таблице показаны свойства некоторых Г1-ядер, рассчитанные с новыми данными о длине т^-рассеяния, полученными в [18, 19].
Собственные значения комплексной энергии Е = (в + /Г/2) МэВ в модели с прямоугольной потенциальной ямой
Ядра Состояния д0 =(0,751 + 0,274/) Фм а0 =(0,717 + 0,263/) Фм
3цНе 15 2,94 + 6,05/ 2,30 + 5,50/
4„Не 15 19,7 + 17,9/ 17,5 + 16,85/
> 15 29,6 + 17,58/ 27,5 + 16,75/
1Р 11,2 + 9,45/ 10,3+7,88 /
12пС 15 30,1 + 17,45/ 28,0+ 16,65/
1Р 11,9+10,57/ 10,6 + 9,13/
> 15 32,3 + 17,65/ 30,2 + 16,85/
1Р 14,8 + 13,02/ 13,1 + 11,86/
,6по 15 32,8 + 17,62/ 30,6 + 16,82/
1Р 15,6+13,46/ 13,9+12,36/
40„Са 15 42,3 + 19,26/ 39,9+ 18,45/
1Р 30,1 + 18,08/ 27,9+ 17,20/
25 7,24+ 15,64/ 5,3 + 14,65/
Для радиуса потенциала Я, были использованы данные о среднеквадратических радиусах соответствующих атомных ядер. Чтобы показать модельную зависимость приводимых свойств ядер, помещённых в таблице, на рис.4 приведена зависимость основных свойств 1бпО от радиального параметра модели Го = Хотя эта зависимость сильная, исходя из общих соображений, ре-
альные значения Е„г будут находиться в полосе
1,3 Фм <г0 < 1,4 Фм.
Результат эксперимента 30-летней давности [5] находит своё естественное объяснение, если предположить, что существуют т]-ядра с двумя нуклонами. Ответственным за большую величину 16*
Яе <2о, Фм
Рис.3. Границы образования квазисвязанных состояний для нескольких г|-ядер в комплексной плоскости длины г^-рассеяния. Длины г|Л''-рассеяния, полученные в работах: О - [11], • -[21], □ - [16], А - [22], ■ - [23], V - [18], ♦ - [19]
МэВ Г-1 1 ' 1 1 т ' ' * ' сечения реакции (3) непосредственно у порога является по-
люс амплитуды реакции (3), расположенный близко к порогу [24]. Из вышесказанного следуют свойства такой частицы:
М» т<1 + тц,
Г» 1-10 МэВ, (8)
где МиГ- масса и ширина. Именно такими ожидаются свойства г)-ядра дейтерия [24,25]. Интересно заметить, что Цс1 по своим свойствам (8) совпадает с предсказанным тяжёлым дибарионным резонансом [26], а потому может быть принят за дибарион в экспериментах по поиску дибарионов. В рассмотренных реакциях вида
Н + А-^-ц+В, (9)
где /г - адрон, проявление полюсов, отождествляемых здесь с г|-ядрами, как аномалий сечений в пороге возможно по Рис. 4. Зависимость энергии связи в (сплош- причине малой энергии связи и ширины ядер 3„Не (в реак-ные кривые) и ширины Г (штриховые кри-
го, Фм
вые) 1^- и 1р-состояния ядра 16пО от радиального параметра г0 оптического потенциа-
ции (7)) и Лс1 (в реакции (3)). С увеличением числа нуклонов, а точнее, плотности ядер и энергии связи, и ширины г|-ла, рассчитанного с использованием длины ядер быстро увеличиваются (см. таблицу), отдаляя обсуж-П^-рассеяния а0= (0,717 + г'0,263)Фм даемые полюса от порога соответствующих реакций (9).
Поэтому проявление полюсов в сечениях становится менее заметным с ростом ядерной плотности образуемых г|-ядер. Так, в сечении реакции
¿ + Не (10)
аномальный эффект в пороге значительно менее заметен, чем в реакции (7) [27] (но всё же наблюдается!).
Если в реакциях (9) г|-ядра являются полюсами, то в реакциях вида
к + А л + В, И + А^>л + п + В, И + А^п + п + п + В (11)
при энергиях, близких к порогу рождения г|-мезонов, они должны бы проявляться как ядерные высоковозбуждённые резонансы:
И + А^-^А'—т + п + В, к + А-^т/-* п + п + п + В. (12)
По-видимому, так оно и есть. Попытки выделения пионов от распада г)-ядер в реакциях (12) были сделаны в эксперименте по двойной перезарядке пионов |80(п+ ,л")18Ке и небезуспешные [28]. Малый набор статистики не позволил, однако, авторам этой работы заявить об открытии тендер с А > 16.
Если г|-ядра существуют, то они должны появляться и проявляться и в других реакциях, отличных от (9). Например, в реакции
к+А-^И^. (13)
Так как переданный ядру импульс при рождении г|-мезона может уноситься в этом случае нуклоном, можно утверждать, что сечение этой реакции будет много больше сечения реакции
к + А -> г/1*.
Следует отметить, что вычисление амплитуд реакций (13) представляет значительную трудность, так как невозможно без привлечения микроскопических моделей атомных ядер и моделей рассеяния частиц высоких энергий на ядрах со всеми их приближениями. В данной работе в качестве налетающих частиц рассматриваются фотоны:
у + А N + г/1', (14)
что, во-первых, позволит использовать опробованные ранее приближения и избежать столь важного учёта взаимодействия в начальном состоянии, а во-вторых, будет опираться на последние
достижения в области исследования фоторождения г|-мезонов на нуклонах и ядрах [29]. Здесь следует заметить, что прецизионные измерения сечений фоторождения г| -мезонов на протонах в лаборатории Майнца не остались не замеченными в ТПУ. Используя результаты этих экспериментов, сотрудник кафедры ВММФ ФЕНК кандидат физико-математических наук А.И.Фикс рассмотрел фоторождения г|-мезонов на нуклонах в современной модели и выполнил наиболее полное теоретическое исследование измеренного сечения реакции ¿/(у,г|)ЛГв области энергии возбуждения резонанса 5„( 153 5) [30].
Образование тендер в реакции у + А -> N + ^'
При вычислении амплитуд реакций (14) наряду с импульсным приближением использовалось приближение квазисвободного фоторождения мезонов на ядрах, суть которого сводится к тому, что вылетевший из ядра нуклон есть нуклон отдачи от процесса фоторождения на нём г|-мезона. Механизм реакции фотообразования г|-ядер в (14) показан на рис.5. Наиболее интересной в плане экспериментального исследования является реакция (14) вида
у + 3Не -» р + Ц<Л,
так как ожидаемое состояние Цс1 имеет минимальную ширину и его легко было бы наблюдать в реакциях
у + 3Не ->р + с1 + т\, (16а)
у + 3Не ->р + п + г\+р (166)
как квазисвязанное состояние р - п - г|-системы. Однако концепция оптического потенциала, используемая здесь, очень груба для описания ц/3. С некоторой натяжкой оптический потенциал
Рис. 5. Схема механизма фотообразования г|-ядер в реакции у + А —> N + „А1
(15)
применим к описанию туядер п А, образующихся в реакциях
у + 4Н е^р + цТ,
у + 4Не -> п + п3Не.
(17)
(18)
о, мкбн 1,2
0,8 0,4
0
. , , . ,,,,,, 1
1 у" -
■ //// /// N \ \ — 2^ \ Чч \\
#
/У
0,6
0,7
0,8
0,9 Ко, ГэВ
Зависимость полных сечений этих реакций от энергии налетающих фотонов показана на рис.6. Во всех приведённых ниже результатах расчёта выбрана длина Г|Л^-рассеяния
а0 = (0,717 + /0,263) Фм из работы [18] и волновые функции осциллятор-ной модели оболочек. Детали вычислений можно найти в работах [31, 32]. Разные величены сечений для реакций (17) и (18) обусловлены использованием в расчётах импульсного приближения и различием амплитуд фоторождения г|-мезонов на протонах и нейтронах (см., например, [30-32]). Для учёта взаимодействия нуклонов в конечном состоянии использовалась простая оптическая модель с учётом только мнимой части ядерного потенциала. Эта модель хорошо работает при кинетической энергии нуклонов 60 МэВ. При меньших энергиях Тц у порога реакций (17), (18) для учёта нуклон-ядерного взаимодействия использовалась модель БшсИау [33]. Так как сечение реакции (17) больше сечения реакции (18), то в дальнейшем будем говорить только о реакции (17). Как известно, в бинарных реакциях имеется жёсткая связь между энергией и углом вылета одной из конечных частиц. Поэтому квазисвязанное состояние в реакциях (17) можно наблюдать с помощью спектрометрии протонов под заданным углом к пучку у-квантов. Расчёты показали, что с увеличением угла вылета нуклонов сечения реакции (17) быстро уменьшаются (см. рис.7), а потому углы, под которыми наблюдаются протоны
Рис. 6. Зависимость полного сечения реакций 4Не(у,р) ЦТ (кривые 1) и 4Не(у,л) 3пНе (кривые 2) от энергии налетающих у-квантов с учетом (сплошные кривые) и без учета (штриховые кривые) взаимодействия нуклонов в конечном состоянии
от этой реакции, не должны быть большими. Основной фоновой реакцией для (17) будет
у + 4Не->11 +р + Т. (19)
Сечение этой реакции также вычислялось в приближении квазисвободного фоторождения мезонов на ядрах, а взаимодействие протонов в конечном состоянии учитывалось в простой оптической модели (подробности см. в [31-32]). На рис.7 показано дифференциальное сечение реакции (19) при фиксированной энергии у-квантов Кй и угле вылета протонов 9Р, вместе с дифференциальным сечением реакции (17), вычисленным при тех же Ко, 0,, и размазанным по ширине уровня. Высота пика протонного спектра от образования г|-ядер значительно больше высоты пика спектра протонов от реакции фоторождения мезонов (19), что даёт надежду на обнаружение и регистрацию г]-ядер по пику в спектре протонов в инклюзивной реакции 4Не(у, р)Х при соответствующих энергиях у-квантов.
(О
€ "в
Рис.7. Дифференциальное сечение реакции Не(у,г|р) Г для энергии фотонов К0 = 760 МэВ и угле вылета протонов 0,, = 10° в зависимости от энергии протонов в Л-системе. Сплошными кривыми показан результат расчетов со взаимодействием протонов в конечном состоянии, штриховыми кривыми - без учета. Пиком изображено дифференциальное сечение реакции 4Не(у,р) ЦТ при названных кинематических условиях, «размазанное» по ширине уровня г|-ядра по нормальному закону. На вставке показана зависимость дифференциального сечения реакции 4Не(у,р) лГот угла вылета протона при вышеупомянутой энергии у-квантов
С увеличением числа нуклонов А в начальном ядре, в принципе, можно добиться увеличения сечения реакций вида (14), которое невелико для рассмотренных реакций (17), (18). Переход к расчётам на р-оболочечных ядрах мишени связан с рядом трудностей. Во-первых, это многоуров-невость квазисвязанных состояний г|-ядер, которая проявляется в ядрах с А > 6, во-вторых, образование г|-ядер с нуклонным остовом в высоковозбуждённом состоянии (дырка в ¿-оболочке после выбивания протона) требует специального рассмотрения, так как времена жизни ядра-остова и самого г]-ядра становятся сравнимыми, в-третьих, дискретные состояния, в которых могут оставаться ядра после выбивания из них протона, приводят к увеличению всевозможных значений спина г)-ядер, то есть к дополнительному увеличению сечений фотообразования г)-ядер с А > 6 в реакциях типа (14), по сравнению с сечениями образования более лёгких г|-ядер. Все эти трудности в той или иной степени были преодолены в теоретическом исследовании реакций
(20) (21)
Эти реакции рассматривались только с активной ¿»-оболочкой ядер мишени, в пренебрежении выбивания протонов из ^-оболочек (есть основание считать, что такое приближение оправдано). Для описания атомных ядер с 4 < А < 16 использовалась модель оболочек с промежуточной связью. Волновую функцию для ядра 12С брали в таком приближении, что она была подобна волновой функции ядра с замкнутой /»-оболочкой в схеме ¿¿'-связи, то есть волновой функции ядра 1бО,
у + 12С ■ у +160-
>Р + и „В,
поэтому дифференциальные сечения реакций (20), (21) различаются в данных расчётах только на постоянный множитель. Будем различать образование разных уровней квазисвязанных г)-ядерных систем и стационарных возбуждённых состояний нуклонных остовов г)-ядер. На рис.8 показано угловое распределение протонов реакции (20), когда г|-ядро образуется в 1 ¿-состоянии, а его ну-клонный остов "В находится в основном состоянии. Это распределение отличается от распределения протонов в реакциях (17), (18). Учет возбуждения стационарных уровней нуклонных остовов г)-ядер приводит к заметному дополнительному увеличению сечения образования связанных мезон-ядерных систем за счёт увеличения числа возможных спинов (рис.9).
х 5
16 24 др, град
32
40
Рис. 8. Угловое распределение протонов реакции |2С(у,р) "ПВ0С в Л-системе с учётом взаимодействия в конечном состоянии при разных энергиях налетающих у-квантов, К0, МэВ: 1 - 600; 2 -700; 3 - 800
0,6 0,7 0,8 0,9 1,0 К0, ГэВ
Рис. 9. Зависимость сечения образования г]-ядра 1 'ПВ*(Ь) в реакции (20) от энергии у-квантов с нуклонным остовом только в возбуждённых стационарных состояниях. Разные кривые соответствуют разным способам учёта этих состояний. В результатах, приведенных на последующих рисунках, используется вклад возбуждения дискретных уровней ядра-остова, изображённый точечной кривой
Остановимся теперь на сечениях фотообразования г|-ядер в 1/7-состоянии1. Как уже говорилось, дифференциальные сечения реакций (20) и (21) будут различаться только множителем, а потому рассмотрим вычисленное сечение только для реакции (21). По форме оно внешне напоминает дифференциальные сечения образования лёгких г|-ядер в реакциях (17), (18) (см. рис.7), однако в распределениях реакций (20), (21) с энергий у-квантов 650 МэВ и выше можно видеть структуру (рис.10).
Начиная от порога реакции полное сечение образования г|-ядра в 1р-состоянии несколько подавлено по сравнению с образованием в 15 и не только за счёт разности пороговых энергий. С увеличением же энергии фотонов сечения образования Г|-ядер в 1/>состояниях продолжают расти и при энергиях, находящихся выше энергии фотовозбуждения резонанса 5п(1535), в то время как сечения рождения 15 - г|-ядер начинают уменьшаться вместе с уменьшением вклада резонанса в сечения фоторождения т|-мезонов на нуклонах ядер (рис. 11). Протон-ядерное взаимодействие притяжения при энергиях гигантского резонанса может приводить к значительному увеличению сечения образования г)-ядер вблизи порога.
12
10
I
Ъ %
о
0
10
30
40
20 0р, град
Рис. 10. Угловое распределение протонов реакции |бО(у,р)15М*(1р) в Л-системе для энергий у-квантов, Ко, МэВ: 1 - 600; 2 - 700; 3 - 800 без учёта взаимодействия в конечном состоянии
' В [32] была допущена ошибка при вычислении сечений образования г|-ядер в реакциях (20) и (21) в ^-состояниях
5 4
е 2
1
0,7 0,8 К0, ГэВ
0,7 0,8 Ко, ГэВ
Рис.11. Зависимость полных сечений реакций 12С(у,р) "ЧВ* (а) и |60(у,р) |5ПМ* (б) от энергии налетающих у-квантов с образованием г|-ядер и 1р-состояниях. Штриховые кривые - без учета взаимодействия уходящих протонов с ядром, сплошные кривые - с учетом этого взаимодействия
Взаимодействие с ядром вылетающих протонов с энергией 50 МэВ и больше приводит к обратному эффекту: уменьшению сечений образования г|-ядер как 1!ПВ (рис.11,а), гак и 15ПЫ (рис.11,6).
Интересно отметить, что образование 15ЧЫ в реакции (21) происходит с большей вероятностью в ^-состоянии, чем в 15-состоянии при относительно низких энергиях фотонов 650 МэВ), чего нельзя сказать о ядре 11ЛВ, которое предпочитает рождаться в 15-состоянии вплоть до энергии фотонов 800 МэВ.
Следует сказать, что учёт взаимодействия протонов с ядром вблизи гигантского резонанса был выполнен чисто феноменологически и дает лишь качественно предполагаемую картину поведения сечений вблизи порога. Если не делать различия между г| -ядрами, находящимися в разных состояниях, но с одинаковым количеством протонов и нейтронов по-отдельности, то полные сечения образования их в реакции вида (14) будут выглядеть так, как это показано на рис.12. Отметим, что такие сечения довольно быстро растут с увеличением числа нуклонов и, возможно, имеет смысл рассмотреть реакции (14) на более тяжёлых, чем |бО, ядрах для целей
Рис. 12. Зависимость полных сечений реакций 4Не(у,р) ЧТ, 12С(у,р)" ПВ*(11) и 160(у,р)|5пЫ*(11) от энергии налетающих у-квантов с учетом взаимодействия в конечном состоянии
экспериментального обнаружения г|-ядер. Заключение
Интерес к г|-ядерной физике, возникший вместе с открытием г|-мезона, не ослабевает и по сей день в связи с обнаружением всё новых и новых «странностей» г|-мезона и его взаимодействий. История распорядилась так, что в ТПУ накопился большой и во многом уникальный опыт теоретического и экспериментального исследования по физике промежуточных энергий. Что касается опыта теоретического исследования в области Г|-мезон-ядерной физики, то он многократно умножился с приходом нового поколения, позволив этому новому поколению работать сегодня на самом высоком мировом уровне.
Сложившаяся на сегодняшний день ситуация с т|-ядрами во многом противоречивая. Эта-ядра появляются (и проявляются) там, где их не ожидают! С 1969 года [5] тянется «след» от г|-ядер в реакциях образования Г1-мезонов вблизи порога на малонуклонных системах. Десятки теоретиков пытались и пытаются объяснить увеличение силы взаимодействия в г)-мезон-ядерной системах при уменьшении энергии, но все эти попытки выглядят неуклюже без привлечения гипотезы су-
шествования сверхлегких г|-ядер. По-видимому, окончательный ответ на вопрос, существуют ли "Л-ядра, будет дан тогда, когда ri-ядра обнаружат и экспериментально исследуют в реакциях, предсказываемых теорией. В этой связи важными становятся теоретические исследования реакций, в которых могут образовываться Г|-ядра. Поиск г|-ядер есть одна из актуальных задач для специалистов-экспериментаторов на сегодняшний день.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Дудкин Г.Н., Епонешников В.Н., Кречетов Ю.Ф., Трясучее В.А. // Письма в ЖЭТФ.
- 1973. - Т. 18. - С.263.
2. Dudkin G.N., Eponeshnekov V.N., Krechetov U.F., Tryasuchev V. A. // Lett. Nuov.Cim.
- 1974.-V.9.-P.452.
3. Дудкин Г. H., Епонешников В.Н., Кречетов Ю . Ф .//Письма в ЖЭТФ. - 1976. - Т.23. - С.86.
4. Particle Data Group. 1996.
5. Anderson R.L.,Prepost P .//Phys. Rev. Lett. - 1969.-V.23. - P.46.
6. Лебедев А.И., Трясучёв В.А., Фетисов В . Н . I/ЯФ. - 1978.-Т.27. - С.1584.
7. Лебедев А.И., Поль Ю.С., Трясучёв В.А., Фетисов В . Н . //Труды ФИАН. - 1988. - Т.186. -С. 196.
8. Трясучёв В.А., Колчин А . В . //ЯФ. - 1991.-Т.53.-С.703.
9. Трясучёв В.А., Фикс А . И .//ЯФ. - 1995.-Т.58.-С.1247.
10. Assamagan К. A., Gal L ., Gasparian А ., et al. / TJNAF РАС 14 Proposal. - 1998.
11. В h al его R.S., Liu L . С .//Phys. Rev. Lett. - 1985.-V.54.-P.865.
12. Liu L.C., Haider Q . //Phys. Lett. - 1986.-V.B 172.-P.257; 1986. - V.B 174. - P.465(E).
13. Liu L.C.,Haider Q .//Phys. Rev. - 1986.-V.C34.-P. 1845.
14. Berthet P. et al.//Nucl.Phys. - 1985. - V.A443.-P.589.
15. Crien R . E., В art S., Pile P ., et al.//Phys. Rev.Lett. - 1988. - V.60. - P.2595.
16. Wilkin С . // Phys.Rev. - 1993. - V.C47. - P.R938.
17. Кандратюк Л.А., Ладо А.В., Узиков Ю . H .//ЯФ. - 1995.-T.58.-C.524
18. Batinic М., Dadic I., Slaus I., et al.-Rudjuer Boskovic Institute. Zagreb, 1996/Preprint IRB-EF-02-96.
19. Green A.M., Wycech S ./Preprint HIP-1997-08.
20. Трясучёв В. А. //ЯФ. - 1997.-T.60.-C.245.
21. Arima M., Shimizu K., Yazaki К. //Nucl.Phys. - 1992.-V.A543. - P.619.
22. A b a e v V . V ., N e f k e n s В . M . K. - Los Angeles. University of Colifornia, 1994 / Preprint UCLA-10-P25-229.
23. Batinic M., Svarc A. -Rudjuer Boskovic Institute. Zagreb, 1995/Preprint IRB-FEP-03/95.
24. Green A.M., Niskanen J.A., Wycech S .//Phys. Rev. - 1996.-V.C54. - P. 1970.
25. Shevchenko N.V., Belyaev V.B., R a k i t у a n s ky , et al. (submitted to P.R.L.1999).
26. Shmidt I. A. //Phys. Rev. Lett. - 1980.-V.D21. - P.3090.
27. Willis N., Le Barnec Y., Zghiche A ., et al. / Preprint IPNO-DRE-97-09.
28. Johnson J.D., Burleson G.R., Edwards С . // Phys. Rew. - 1993. - V.C47. - P.2571.
29. Krusche В., Ahrens J., Anton G ., et al.//Phys. Rev. Lett. - 1995. - V.74. - P.3736.
30. Фикс A . И . Автореф. дис. ... канд. физ.-мат. наук. - Томск:.ТГУ, 1998; Fix A.I., Arenhovel Н. // Z.Phyz. - 1997. -V.A359. - P.427.
31. Трясучёв В. А. //ЯФ. - 1998.-Т.61. - С.1600.
32. Трясучёв В. А. //Физика ЭЧАЯ. - 1999.-Т.30.-С.1391.
33. Findlay D.J.S., Owens R . О . //Nucl. Phys. - 1977. - V.A292. - P.53.
