CC BY
15
УДК 539.172.2,539.172.3
И.В.ГЛАВАНАКОВ
ОБРАЗОВАНИЕ ПИОН-ПРОТОННЫХ ПАР НА АТОМНЫХ ЯДРАХ ФОТОНАМИ
ПРОМЕЖУТОЧНОЙ ЭНЕРГИИ
Анализируются результаты экспериментального исследования фотообразования пионов на атомных ядрах, сопровождающегося эмиссией нуклона. Большое внимание уделяется работам, в которых изучался механизм этого процесса в области Д(1232). Приводятся результаты выполненных в последнее время исследований образования тс°р- и тСр-пар на ядрах во второй резонансной области энергии фотонов.
Введение
Реакция образования пионов при взаимодействии фотонов промежуточной энергии с атомными ядрами
А(у,тв, (1)
сопровождающаяся эмиссией нуклона N, привлекает внимание в течение длительного времени. Первые работы были выполнены в начале семидесятых годов [1, 2], и со временем интерес к этой реакции только возрастает. Последние экспериментальные результаты получены в четырех различных исследовательских центрах; на Томском синхротроне [3], на ускорителе MIT-Bates (США) [4], на электронном микротроне MAMI (Германия) [5, 6] и на линейно поляризованном фотоном пучке BNL-LEGS (США) [7]. Во всех перечисленных работах измерения выполнены в кинематической области, близкой к кинематике двухчастичного процесса (у, ж) на свободных нуклонах, в области квазисвободного образования пионов. Повышенное внимание, уделяемое квазисвободному фотообразованию пионов на ядрах при промежуточной энергии, связано преимущественно с тем, что реакции типа (1) являются перспективным инструментом для изучения А-ядерной физики. Можно выделить две области явлений А-ядерной физики, имеющих отношение к реакции (1) [8]. При энергии фотонов -300 МэВ основным механизмом образования нейтральных пионов в реакции (у, л) на свободных нуклонах является фотовозбуждение первого пион-нуклонного резонанса А (1232) (рис. 1 ,а). Значительным является вклад этого механизма и при образовании заряженных пионов. Согласно импульсному приближению резонансный механизм фотообразования пионов будет преобладать и в реакции на ядре (1) (рис. 1,6). За время жизни порядка 10"23 с А-частица проходит путь, превышающий среднее меж-нуклонное расстояние, и может испытать рассеяние на ближайших нуклонах ядра. Поэтому исследуемая реакция в резонансной области энергии является одним из источников информации о А-ядерном взаимодействии.
Другая область явлений, имеющих отношение к А-ядерной физике и к реакции (1), связана с изобарными конфигурациями в атомных ядрах, с проблемой ядерных сил на малых расстояниях, где в нуклон - нуклонном взаимодействии доминирует обмен двумя пионами. Между актами обмена один или оба нуклона могут находиться в изобарном состоянии. Исследование изобарных конфигураций в основном состоянии атомных ядер путем выбивания изобары частицей высокой энергии - наиболее прямой метод изучения этого явления [9, 10]. Оптимальным является исполь-
а б
Рис. 1. Резонансный механизм образования пиона на свободном нуклоне (а) и квазисвободного образования пиона на ядре (б)
5 Заказ № 19
,, 7т зование в этих целях в качестве инициирующей частицы фотона
_А_(рис. 2), что связано с высокой прозрачностью ядерной материи
для фотонов высокой энергии и малым количеством частиц в ко-д // \ N нечном состоянии реакции. Изменяя зарядовое состояние и инва-
_¡1 риантную массу пион-нуклонной пары в реакции (1), можно в
А 1 в принципе оценить вклад всего спектра известных в настоящее
время изобар А и N. Рис. 2. Прямое выбивание изобары лг ,1Ч
фотоном высокой энергии Как видно' Реакция ^ является перспективным инструментом
исследования в ядерной физике. Однако, обязательным условием возможности использования какой-либо реакции в качестве физического инструмента является наличие достаточно четких представлений относительно механизма реакции в интересующей кинематической области. В настоящей работе дан обзор экспериментальных исследований реакции (1), в которых большое внимание уделялось изучению механизма фотообразования пионов. В разд. 2 проводится общее теоретическое рассмотрение реакции одиночного фотообразования пионов на атомных ядрах, сопровождающейся эмиссией нуклона. В разд. 3 приводятся экспериментальные результаты, полученные в кинематической области квазисвободного фотообразования пионов. В разд. 4 анализируются результаты экспериментов, выполненных в области, где квазисвободный механизм фотообразования уже не является доминирующим. В разд. 5 рассмотрены работы, в которых реакция (1) используется в качестве инструмента для получения сведений общефизического содержания.
Объем настоящей статьи не позволяет уделить достаточное внимание всем экспериментальным работам, в которых изучалась реакция (1). Поэтому мы ограничимся, за небольшим исключением, работами, выполненными на томском синхротроне.
1. Теория
Матрицу перехода М из начального состояния реакции (1), включающее фотон и ядро А, в конечное состояние, включающее пион тг, нуклон и ядро В, представим следующим образом [11]:
М= У^у + (УпА + УМВ)(Е + -Щ1 КАу, ' (2)
где Н-гамильтониан системы; Е - собственное значение Н, У^у - взаимодействие фотона с ядром А, в результате которого образуется пион; и Умв - гамильтонианы взаимодействия пиона с остаточной ядерной системой и нуклона с системой нуклонов, образующих ядро В.
Матричный элемент гамильтониана взаимодействия У^,, в импульсном приближении можно записать следующим образом [12]:
Т1А = ТоР+ТЕх, (3)
(4)
(2я) „.
(271) р.
Здесь {п\1ж№/\п') и (р|4л(/1_1)У|р') - амплитуды образования пионов на нуклоне и ядре из А - 1 нуклонов; (и, Р'|а) - интеграл перекрытия, характеризующий вероятность виртуального распада А -> (А - 1) + 1; знак £ означает суммирование по спиновым и изотопическим состояниям и интегрирование по импульсу соответствующей частицы. Двум слагаемым в (3) соответствуют две полюсные диаграммы, изображенные на рис. 3, с нуклоном и ядром из А - 1 нуклонов в виртуальном состоянии [13, 14]. Первое слагаемое представляет собой амплитуду квазисвободного фотообразования пионов. Второе - обменная амплитуда.Рассмотрим второе слагаемое матрицы переходам (2). Механизм реакции А(у, пЫ)В в первом приближении определяется динамикой ядерной системы. Поэтому в выражении (2) мы пренебрежем взаимодействием УкА. Считая, что функция Грина
(Е + щ - Н)л диагональна по промежуточным состояниям, матричный элемент для наиболее простого промежуточного состояния, в которых имеется только одна виртуальная частица -возбужденное ядро А', можно записать в виде [15]
Рис. 3: Квазисвободный (а), обменный (б) и квазиупругий (в) механизмы образования пионов в реакции А(у, пМ)В
Т у (и,(3|К№|а')(а', |/я^|а)
0/? (2т1)3^ Еы+Ев-Ел+щ ' где (а', ||а) - амплитуда парциального фотообразования пионов с переходом ядра в состояние а'; Еа• - энергия ядра в состоянии а'; знак суммы Е означает суммирование по дискретным состояниям промежуточного ядра и интегрирование по его импульсу. Этому выражению соответствует диаграмма в рис. 3, а механизм образования пионов, связанный с ним, можно назвать квазиупругим.
Таким образом, в нашем приближении матричный элемент матрицы перехода М представляет собой сумму трех слагаемых
Мп=То1<-+ Тех + ТОЕ,
соответствующих трем механизмам образования пионов в реакции А(у, пЩВ: квазисвободному, обменному и квазиупругому.
2. Квазисвободное фотообразование пионов на ядрах
Для полного кинематического определения событий реакции А(у, пЩВ на сложных ядрах необходимо измерение помимо энергии первичного фотона еще шести кинематических величин, определяющих состояние конечных частиц реакции. До последнего времени, когда заработали сильноточные ускорители с пучками меченых фотонов, эксперименты выполнялись на пучках фотонов с тормозным спектром. Энергия фотонов определялась при этом тремя способами. В первом - путем выбора точки в фазовом пространстве вблизи максимальной энергии тормозного излучения. В этом случае точность измерения энергии фотона определяется в основном расстоянием от точки до границы фазового объема. Второй способ заключался в измерении зависимости выхода реакции от максимальной энергии тормозного излучения. Дифференциальное сечение при определенной энергии фотонов определялось решением интегрального уравнения, связывающего выход и сечение реакции. Преимущество второго варианта состоит в возможности измерения сечения реакции, в которой остаточное ядро находится в возбужденном состоянии. Иногда из теоретических соображений можно сделать обоснованное предположение относительно состояния остаточного ядра. В последнем случае шесть независимых кинематических величин полностью определяют событие реакции А(у, пЩВ.
Примером использования первого способа кинематического определения является работа, вьполненная в Сакле, в которой были измерены дифференциальные сечения реакции 4Не(у, п ж) [1]. Результаты этой работы мы обсудим ниже.
Измерение эксклюзивных дифференциальных сечений й3(з(Еу)ШЕрс10.[Д0.11 в зависимости от энергии возбуждения остаточного ядра впервые было выполнено на томском синхротроне при исследовании реакции 12С(у, Л)"С [16]. Эспериментальная установка [17] регистрировала одновременно отрицательный пион и протон. На рис. 4 приведены результаты измерения спектра возбуждения остаточного ядра ПС. Точность измерения энергии возбуждения составляет +(6 - 17) МэВ. Спектр обладает асиммметричной относительно нулевой энергии формой, что связано с существенным вкладом возбужденных состояний.
а. о СО Л
I
-20 0 20 40 60 80 100 Энергия возбуждения, МэВ
Рис. 4. Спектр возбуждения остаточного ядра в реакции 12С(у, тЛгУ'С
В соответствии с представлениями о дырочном характере возбуждения ядер, образующихся в результате квазисвободного взаимодействия, анализ экспериментальных данных проводился отдельно для двух диапазонов энергии возбуждения остаточного ядра. Диапазон малых энергий возбуждения Ех< 10 МэВ отождествлялся с основным состоянием ядра "С, реализующимся при фотообразовании пионов на р-оболочечных нейтронах ядра. Образование пионов на нейтронах внутренней л-оболочки, приводящее к дырочному возбуждению с Ех~ 16 МэВ, связывалось со вторым диапазоном энергии возбуждения 10 МэВ <ЕХ< 40 МэВ.
На рис. 5,а приведена энергетическая зависимость экспериментального сечения первого диапазона энергии возбуждения остаточного ядра при энергии первичных фотонов 380 МэВ. Сплошной и штриховой кривыми изображены теоретические сечения, вычисленные в квазисвободном плосковолновом приближении и в приближении с искаженными волнами. Считалось, что остаточное ядро находится в ( ]/?) '-состоянии. На рис. 5,6 приведены аналогичные экспериментальные и теоретические сечения второго диапазона энергии возбуждения. Теоретические сечения на рис. 5,6 соответствуют (1л)1-состоянию остаточного ядра 11 С.
Как видно из рис. 5,а, энергетическая зависимость экспериментального дифференциального сечения первого диапазона энергии возбуждения имеет типичную двугорбую структуру. Характерный минимум сечения расположен в области малых импульсов, переданных остаточному ядру. Примерно в той же области расположен центр тяжести сечения второго диапазона энергии возбуждения (рис. 5,6). Такое поведение дифференциального сечения, полностью соответствующее картине, наблюдаемой в реакциях квазисвободного рассеяния (е, е'р) и {р, 2р) и определяемое в основном видом волновых функций нуклонов отдельных оболочек ядра, свидетельствует о том, что основной вклад в исследуемой кинематической области дает квазисвободный механизм фотообразования пионов.
Теоретические сечения реакции в плосковолновом приближении, грубо предсказывая поведение сечения, по абсолютной величине значительно больше экспериментальных данных. Степень превышения расчетных поперечных сечений согласуется, с одной стороны, с ходом энергетической зависимости сечения взаимодействия конечных частиц с ядром и, с другой - с модельными представлениями о пространственной локализации оболочек ядра [18]. Учет взаимодействия пиона и протона с остаточным ядром путем искажения плоских волн оптическим потенциалом удовлетворительно объясняет экспериментальные сечения реакции.
а.
0 ш <о
S
х ID !-£ 2
4
а
а
■О
1
Jb
2.5
200
200
Энергия протона, МэВ
Рис. 5. Зависимость дифференциального сечения реакции |2С(у, Л)"С от энергии протона для двух диапазонов энергии возбуждения остаточного ядра: Ех <10 МэВ (а) и 10 МэВ< Ех <40 МэВ (б)
В ядерно-физическом аспекте сечение реакции (1) в квазисвободном приближении наиболее сильно зависит от величины импульса, переданного остаточному ядру. Поэтому сопоставление экспериментального сечения с теоретическим распределением по переданному импульсу является чувствительным методом идентификации квазисвободного механизма реакции. На рис. 6 приведена измеренная на экспериментальной установке [17] во время второго сеанса измерений зависимость дифференциального сечения от переданного импульса при Еу = 340 ± 23 МэВ [3]. Как видно, отличаясь несколько по абсолютной величине, теоретическое сечение, вычисленное в квазисвободном приближении, удовлетворительно воспроизводит зависимость экспериментальных сечений от переданного импульса.
3. Реакция А(у, л7У)й вне области квазисвободного фотообразования
Первая работа, в которой получены статистически обеспеченные экспериментальные результаты за пределами области квазисвободного образования пионов, была посвящена изучению фотообразования нейтральных пионов [19]. В эксперименте была измерена зависимость выхода реакции (у,71 °р) на ядрах 61л, 12С и 160 от полярного угла вылета протона, включая и углы задней полусферы. Результаты измерений для ядра ,2С приведены на рис. 7. Согласно кинематике реакции |2С(у,л°р)"В с увеличением угла вылета протона больше 40° импульс, переданный остаточному ядру, увеличивается. Поэтому можно было ожидать монотонного уменьшения выхода реакции, что не наблюдается в эксперименте. Поскольку с увеличением полярного угла диапазон энергии протонов смещается в мягкую область, была сделана попытка объяснить угловую зависимость выхода обменными эффектами [14]. В процессе фотообразования нейтральных пионов обменная амплитуда (4) может играть существенную роль, так как в рамках импульсного приближения она содержит когерентную сумму А - 1 изовекторных спин-независимых амплитуд отдельных нуклонов. На рис. 7 штриховой и сплошной кривыми приведены результаты расчета в квазисвободном и в импульсном приближениях (3), включающих квазисвободный и обменный механизмы реакции. Вклад обменной амплитуды увеличивает выход реакции в области больших углов вылета протона, однако не в такой степени, чтобы им можно было объяснить экспериментальные результаты.
Большой объем информации относительно механизма образования нейтральных пионов был получен на экспериментальной установке, основным элементом которой была гелиевая стример-ная камера, используемая в качестве вершинного детектора [20]. Запуск регистрирующей аппаратуры стримерной камеры производился при регистрации черенковским у-спектрометром фотона от распада Столь простой триггер обеспечил возможность одновременного изучения нескольких процессов: упругого фотообразования на ядрах 4Не [21]
у + 4Не 3Не + л0
и двух каналов неупругого фотообразования л° с эмиссией нейтрона [22, 23] и протона [15]
у + 4Не 3Не + и + (5)
у + 4Не 3Не + р + п°. (6)
Импульс остаточного ядра, МэВ/с
Рис. 6. Зависимость дифференциального сечения реакции 12С(у, п"п) от импульса остаточного ядра
О 30 60 90 120 150 Ор. ФЗД
Рис. 7. Зависимость выхода реакции |2С(у, яП7г) от полярного угла вылета протона
Стримерная камера экспонировалась на тормозном пучке фотонов с максимальной энергией 450 МэВ. Черенковский у-спектрометр, регистрирующий фотоны с энергией, превышающей 80 МэВ, располагался под углом 41° относительно пучка первичных фотонов. На рис. 8 приведены результаты измерения зависимости выхода реакции (5) от полярного угла вылета остаточного ядра 3Не, усредненные в диапазоне кинетической энергии остаточного ядра 3Не (1,5 - 6,5) МэВ. Штриховой кривой на рис. 8 представлен теоретический выход, вычисленный в плосковолновом квазисвободном приближении. При вычислении выхода реакции, изображенного сплошной кривой, учитывался вклад обменного механизма фотообразования нейтрального пиона. Теоретические кривые на на рис. 8 нормированы путем х2-подгонки к экспериментальным точкам сплошной кривой. На следующем рисунке 9 приведена энергетическая зависимость выхода реакции (5), связанная с дифференциальным выходом (1ЪУI с1Ръ Не ¿Ю з Не¿Ю л соотношением
¿2г(Е) - ¿3Г
представляющим собой распределение событий, в которых энергия ядер 3Не превышает величину Е. Данные, приведенные на рис. 9, усреднены в диапазоне полярного угла вылета ядра 3Не 0зНе(75° - 165°). Теоретические выходы исследуемой реакции, представленные штриховой и сплошной кривыми, были вычислены с использованием тех же приближений, что и данные рис. 8. Как экспериментальные, так и теоретические выходы на рис. 9 нормированы на единицу при Е= 1,5 МэВ.
В рамках квазисвободного приближения ядро 3Не является «спектатором», то есть объектом, не участвующим во взаимодействии, поэтому угловая зависимость выхода в этой модели слабая, а энергетическая в соответствии с экспоненциальным видом волновой функции нуклонов ядра 4Не - быстро спадающая, что противоречит экспериментальным данным. Как видно, учет обменного механизма реакции позволил объяснить как угловую, так энергетическую зависимости выхода. Прямое взаимодействие фотона с нуклонами остаточного ядра 3Не, имеющее место при обменном механизме реакции, приводит к резкому увеличению выхода в кинематической области, близкой к кинематике упругого образования пионов на ядре 3Не, и в результате к сильной анизотропии рассеяния 3Не и к ужестчению его спектра.
На рис. 10 приведены результаты измерения выхода реакции 4Не(у, л°р)3Н в зависимости от угла разлета Т протона и ядра 3Н. Штриховой кривой, переходящей в сплошную, представлен выход реакции, вычисленный в импульсном приближении (3). Обращает на себя внимание неудовлетворительное описание в этом приближении экспериментальных результатов в области малых углов ЧК. Малые углы разлета реализуются с повышенной вероятностью в том случае, если существует механизм реакции, при котором энергия и импульс в процессе фотообразования пионов передаются ядру-мишени как целостной системе. При этом инвариантная масса системы р - 3Н должна лишь незначительно превышать сумму масс протона и ядра 3Н. Таким свойством обладает квазиупругий механизм реакции, соответствующий диаграмме рис. 3,в, в котором в процессе фотообразования ядро 4Не переходит в возбужденное состояние, распадающееся через некоторое время на протон и ядро 3Н. Результат расчета выхода реакции с учетом трех механизмов: квазисвободного,
Рис. 8: Зависимость выхода реакции 4Не(у, тс°я)3Не от полярного угла вылета ядра 3Не
Рис. 9. Энергетическая зависимость выхода (7) реакции 4Не(у, я0?г)3Не
обменного и квазиупругого, приведен на рис. 10 сплошной кривой. Выходы реакции, связанные с возбуждением низших состояний ядра 4Не 0+0 и 0~0 с энергиями возбуждения 20,1 и 21,1 МэВ вместе с соответствующими интерференционными вкладами изображены штрих-пунктирной и пунктирной кривыми. Как видно, учет квазиупругого механизма фотообразования улучшает согласие экспериментального и расчетного выходов реакции. Приведенные на рис. 10 экспериментальные данные наиболее критичны к вкладу 0+0-состояния. С увеличением энергии возбуждения распределение выхода реакции по ¥ быстро расширяется, а максимум его смещается в область больших углов где доминируют квазисвободный и обменный механизмы.
60 120 180 У, град
Рис. 10. Зависимость выхода реакции 4Не(у, ii°Tt)3H от угла разлета протона и ядра 3Н
4. Нуклонные резонансы в атомном ядре
В последнее время большое внимание уделяется изучению вопроса, как изменяются свойства адронов при помещении их в ядерную среду. Интерес к проблеме модификации свойств адронов ядерной материей связан с тем, что в этом явлении ядерной физики существенную роль может играть внутренняя структура адронов. Взаимодействие адрона с ядерной материей может проявить себя в виде изменения ширины или положения максимума энергетической зависимости сечения реакции на ядре по сравнению с соответствующей реакцией на свободном нуклоне.
Обнаружение изменений параметров изобары Д(1232), образованной при взаимодействии фотонов с нуклонами атомного ядра, было одной из целей работ [1, 7, 24]. Результаты измерений анализировались в рамках моделей, основанных на импульсном приближении. При малых импульсах остаточного ядра в реакциях 4Не(у, пр) [1] и 12С(у, пр) [24] существенного изменения параметров Д( 1232) обнаружено не было. Смещение максимума сечения реакции 4Не(у, пр) в область меньшей энергии наблюдалось при импульсе остаточного ядра 200 МэВ/с. На рис. 11 приведено дифференциальное сечение реакции 12С(у, пр), измеренное в работе [3], в зависимости от инвариантной массы тГ/ьпары. Сечение реакции на этом рисунке усреднено в интервале энергии фотонов (340±40) МэВ, а импульс, переданный остаточному ядру, ограничен значением 220 МэВ/с. Сплошной и штриховой кривыми на на рис. 11 представлено теоретическое сечение реакции, вычисленное в квазисвободном приближении с искаженными волнами и в плосковолновом приближении. Как видно, результат расчета, основанный на данных фотообразования пионов на свободном нуклоне, удовлетворительно воспроизводит левый склон резонансного пика, связаного с фотовозбуждения Д(1232), а правый смещен примерно на 20 МэВ. Таким образом, данные, приведенные на рис. 11, можно интерпретировать как уменьшение массы примерно на 10 МэВ. Использование предположения об уменьшении массы Д(1232)-изобары в ядре улучшает описание и результатов измерения асимметрии квазисвободного образования отрицательных пионов линейно поляризованными фотонами [7]. Однако обращает на себя внимание то, что экспериментальные данные рис. 11 неудовлетворительно объясняются там, где очень значителен эффект взаимодействия в конечном состоянии, и при недостаточно точном его воспроизведении может имитировать смещение правого склона резонансного пика.
1150 1200 1250 1300 Инвариантная масса яр-системы, МэВ
Рис. 11. Зависимость дифференциального сечения реакции |2С(у, пр)от инвариантной массы 7Г~р-системы
Наглядным примером экспериментальных данных, при объяснении которых возникает естественное предположение об изменении свойств адронов в ядре, являются результаты измерения полных сечений фотопоглощения на нуклонах и ядрах С и РЬ [25]. В энергетических зависимостях сечений фотопоглощения на ядрах практически отсутствуют проявления возбуждения резонансов iV( 1520)Z>i3 и 1680)/^]5, которые отчетливо наблюдаются в сечении реакции на свободном протоне. Можно указать как минимум на три возможные причины такого поведения сечения: а) существует механизм подавления фотовозбуждения отмеченных резонансов в ядре; б) свойства резонансов (масса и ширина) при возбуждении в ядерной среде существенно изменяются; в) динамика реакций, приводящих к поглощению фотонов такова, что приводит к сглаживанию энергетической зависимости сечения. Нетрудно проверить, что при энергии 700 МэВ, где в реакции на протоне наблюдается максимум сечения фотовозбуждения резонанса Dis, два процесса практически полностью исчерпывают сечение фотопоглощения: это процессы одиночного и парного фотообразования пионов. Следовательно, при взаимодействии фотонов с атомным ядром доминировать будут процессы одиночного и парного квазисвободного фотообразования пионов. Сведения о части изотопических каналов этих реакций получены в эксперименте на Томском синхротроне. Был измерен выход л:°р- и я^р-пар при взаимодействии фотонов промежуточной энергии с ядрами в зависимости от энергии протона и азимутального угла вылета пиона. Измерения выполнены при следующих условиях: максимальная энергия тормозного излучения 900 МэВ; полярные углы вылета пионов и протона 61 и 41°. На рис. 12 приведены результаты измерения на ядре 12С в компланарной геометрии, когда импульсы частиц, участвующих в реакции, расположены в одной плоскости.
Пунктирной кривой представлены расчетные выходы пион-протонных пар в результате одиночного фотообразования пионов, а сплошной кривой - суммы двух процессов: одиночного и парного фотообразования. Экспериментальные данные на рис. 12 измерены в узкой кинематической области и представляют не все изотопические каналы фотообразования пионов на ядрах, тем не менее удовлетворительное согласие экспериментальных и теоретических выходов пион-протонных пар позволяет сделать вывод об отсутствии подавления образования пионов в области фотовозбуждения резонансов Du и Fis.
Завершим обзор рассмотрением результатов эксперимента, выполненного в Майнце [6]. В этой работе одновременно было измерено дифференциальное сечение двух процессов: 12С(у, п+п) и 12С(у, п+р). Измерения выполнены при энергии фотонов в диапазоне (240 - 400) МэВ. Наибольший интерес представляют данные второго процесса. Дело в том, что доминирующий в исследуемом диапазоне энергии квазисвободный механизм фотообразования пионов не может обеспечить за счет прямого взаимодействия появление тс+/?-пары. Следовательно, сечение реакции (у, п'р) должно быть чувствительно к механизмам фотообразования, которые трудно или невозможно выделить при изучении реакций (у, %+п), (у, п~р) и (у, ж°р), (у, ж°п). Дифференциальное сечение реакции 12С(у, тСр) в зависимости от энергии пиона приведено на рис. 13. Ступенчатой линией на рисунке представлены результаты расчета с использованием модели, в которой образование коррелированной 71+/>пары происходит в две стадии [6]. Сначала, например, образуется положительный пион в паре с нейтроном, а потом в результате взаимодействия в конечном состоянии, рассеяния пиона или нейтрона на остаточном ядре, появляется протон. В рамках этой модели не объясняется
Энергия протона, МэВ
Рис. 12. Зависимость дифференциального выхода реакций |2С(у, тг'р) и пС(у, тгр) от энергии протона при (рп= 0°
поведение сечения в области ~ 80 МэВ. Сплошной кривой на рис. 13 приведено сечение реакции, основанное на представлении, что в атомном ядре существует примесь нуклонов, испытавших внутреннее возбуждение, перешедших в изобарное, в том числе Л++, виртуальное состояние [26]. Механизм образование л+/?-пары в этой модели иллюстрируется диаграммой на рис. 2: в результате поглощения фотона изобара переходит из виртуального состояния в реальное и распадается на протон и положительный пион. Как видно, вторая модель, не претендуя на всеобъемлющее описание экспериментальных сечений, удачно дополняет расчеты, основанные на взаимодействии в конечном состоянии.
0.025
^ 0.020 ю
ГО
X 0.015 ю 2
д о.ою
о.
^ 0.005
о
о
■ъ
0.000
О 50 100 150 200 Энергия пиона, МэВ
Рис. 13. Дифференциальное сечение реакции |2С(у, п+п) и в зависимости от энергии пиона
Заключение
Исследование фотообразования пионов на атомных ядрах, сопровождающегося эмиссией нуклона, может быть плодотворным методом изучения того, как изменяются свойства нуклонных резонансов при помещении их в ядерную среду, и, следовательно, структуры резонансов. Перспективен этот метод и для изучения ненуклонных степеней свободы в ядрах. Появление в последнее время сильноточных ускорителей электронов непрерывного действия открывает новые возможности исследования в этих направлениях. Работа поддержана грантом РФФИ 97-02-17765.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Argan P.E., Audit G., De Botton N., et a 1.//Phys. Rev. Lett. - 1972. - V.29. - P.23.
2. Ananien P.S., Glavanakov I.V., Kryshkin V.N., et a 1.//Lett. Nuovo Cim. - 1973. - V.8. - P.651.
3. Ананьин П.С., Главанаков И . В . //ЯФ. - 1990. - Т.52. - С.323.
4. Pham L.D. et а 1.//Phys. Rev. - 1992. - V.C46. - Р.621.
5. MacKenzie J.A., Branford D., Ahrens J., et a 1.//Phys. Rev. - 1996. - V.C54. - P.R6.
6. Liang M., Branford D., Davinson T., et a 1.//Phys. Lett. В. - 1997. - V.411. - P.244.
7. Hick K., Baghaei H., Caracappa A., et a 1.//Phys.Rev. - 1997. - V.C55. - P.R12.
8. Läget J . M . Rapport DPH-N/Saclay. - 1985.-№2289.
9. Герасимов С . Б . //Письма ЖЭТФ. - 1971. - Т.14. - С.385.
10. Weber H. J., Arenhovel H .//Phys. Rep. - 1978. - V.36C. - P.277.
11. Гольдбергер М.,#Ватсон К . Теория столкновений. - M.: Мир, 1967.
12. Главанаков И.В.// ВАНТ и Т. Сер: Общая и ядерная физика. - 1986. - Вып. 1(34). - С.94.
13. Шапиро И.С. Теория прямых ядерных реакций. - М.: Госатомиздат, 1963.
14. Главанаков И . В .//ЯФ. - 1989. - Т.49. - С.91.
15. Главанаков И . В . // ЯФ. - 1989. - Т.50. - С.1231.
16. Главанаков И.В., Стибунов В . H .//ЯФ. - 1979. - Т.30. - С.897.
17. Ананьин П.С., Главанаков И.В., Гуштан М.Н. и др.//ПТЭ. - 1977.-№.5.-С.51.
18. Главанаков И.В., Стибунов В . H .//Изв. АН СССР. - 1979. - Т. 43. - № 1. - С. 141.
19. Епонешников ВН., Кречетов Ю . Ф .//Письма в ЖЭТФ. - 1979. - Т.29. - С.442.
20. Ананьин П.С., Главанаков И.В., Гуштан M . H . и др. // ПТЭ. - 1975. - №.6. - С.28.
21. Ананьин П.С., Главанаков И.В., Гуштан M . H . // ЯФ. - 1985. - Т.41. - С.1393.
22. Там же. - 1982. - Т.36. - С.292.
23. Там же. - 1984. -Т.39. - С.З.
24. Главанаков И . В .//ЯФ. - 1982. - Т.35. - С.875.
25. Deppman A., Bianchi N ., De Sanctis Е , et al. 1998, nucl-th/9809085.
26. Fix A., Glavanakov I., Krechetov Y u. 1998, nucl-th/9808028.
