ЯДРА
МИКРОСКОПИКА МЕЗОННЫХ СТЕПЕНЕЙ СВОБОДЫ В НУКЛОНЕ И МЕЗОНЫ В ЯДРАХ: ПРОЦЕССЫ КВАЗИУПРУГОГО ВЫБИВАНИЯ МЕЗОНОВ ЭЛЕКТРОНАМИ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ
© 2004 г. В. Г. Неудачин, И. Т. Обуховский, Л. Л. Свиридова, Н. П. Юдин*
Научно-исследовательский институт ядерной физики Московского государственного университета, Россия Поступила в редакцию 03.02.2003 г.; после доработки 26.08.2003 г.
Рассмотрены следующие вопросы: что такое реакции квазиупругого выбивания; каков имеющийся опыт по измерению в разных каналах импульсных распределений и спектроскопических множителей нуклонов, кластеров в ядрах и электронов в атомах, молекулах и твердом теле; как можно ввести понятие квазиупругого выбивания мезонов в теорию процессов электророждения мезонов р(е, в'ш)Б при энергиях пучка несколько ГэВ и умеренных значениях квадрата 4-импульса виртуального фотона О2 = 2—4 (ГэВ/с)2; как предсказываются импульсные распределения мезонов в разных каналах виртуального распада р — Б + п, р — Б + р и р — У + К на основе кварковой микроскопической модели флуктуации вакуума КХД в нуклоне. Сформулированы предложения для постановки таких экспериментов. Указано, что квазиупругое выбивание (е, е'п) является наилучшим способом исследования вопроса о скалярном пионном конденсате в ядрах. В заключение отмечается, что квазиупругие процессы 2Н(е, е'р)Б с разными барионами-наблюдателями Б очень ценны для определения состава многокварковых конфигураций в ЖЖ-системе.
1. ВВОДНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ: КОНЦЕПЦИЯ КВАЗИУПРУГОГО ВЫБИВАНИЯ ЧАСТИЦ И ЕЕ ОБОБЩЕНИЕ НА СЛУЧАЙ ВЫБИВАНИЯ МЕЗОНОВ
Идея процесса квазиупругого выбивания нуклонов из ядра протонами высоких энергий (p, 2p) и (p,pn) была сформулирована известными теоретиками Чу, Лоу и Гольдбергером еще в 50-е годы [1]. Суть этой идеи в том, что нужно регистрировать на совпадения такие события, когда падающая частица a передает выбитой частице x значительную часть своей первоначальной энергии, процесс близок к свободному рассеянию и его кинематика, в частности конечное ядро-наблюдатель A — x, имеет сравнительно небольшой импульс отдачи. Тогда, исследуя, например, угловую корреляцию между рассеянной и выбитой частицами, мы получаем [2] вместо угловой ¿-функции (как в случае свободного рассеяния) некий достаточно узкий пик, величина и форма которого характеризуют импульсное распределение (ИР) выбиваемых частиц x в ядре в определенном канале Ai — (A — x)f + + x. Этот канал выделяется с помощью закона сохранения энергии. Малая ширина указанного углового максимума обусловлена тем, что импульс
E-mail: yudin@helena.sinp.msu.ru
частицы х в ядре |к| мал по сравнению с ее импульсом в конечном состоянии после выбивания |к'|. Соответственно и энергия связи частицы х в ядре должна быть много меньше ее конечной энергии. Важно отметить, что вид ИР выбиваемой частицы позволяет однозначно определить значение ее орбитального момента в ядре. Указанная физическая ситуация квазиупругого выбивания соответствует полюсной диаграмме рис. 1а. Очевидно, что если не рассматривать экзотические системы с какими-то непонятными свойствами, то обсуждаемая концепция может быть использована для экспериментального анализа любых систем — все дело только в энергии налетающих частиц и передаваемом мишени импульсе. Среди многочисленных экспериментальных результатов, касающихся процесса (р, 2р), отметим исследование в ПИЯФ (Гатчина) на пучке протонов с энергией 1 ГэВ ИР нуклонов на самой низкой 0з-оболочке в средних и тяжелых ядрах (здесь энергия связи нуклона составляет 60—70 МэВ) [3]. Была изучена также реакция квазиупругого выбивания кластеров (р,ра) на ядрах 1р-оболочки с протонами с энергией 200 МэВ [4]. Для таких умеренных энергий характерной чертой является то обстоятельство, что процесс квазиупругого выбивания является диагональным по внутреннему состоянию а-частицы: р + ао — р' + + а0. Здесь нашла хорошее подтверждение наша теория ассоциирования нуклонов в ядрах на базе
многочастичной модели оболочек [5], вызвавшая острые дискуссии в 60-е годы. Своеобразным результатом этой теории было следующее: если, например, в реакции 16О(р,ра)12С* просуммировать по всем уровням ядра-наблюдателя 12С, возбуждающимся при выбивании а-частицы, то сумма всех спектроскопических множителей, т.е. суммарная вероятность найти в указанном процессе а-частицу в ядре 16О, составит примерно 13 (это благодаря комбинаторному множителю, отражающему тождественность нуклонов).
В дальнейшем было показано [6, 7], что если увеличить энергию протонного пучка до 600— 1000 МэВ, когда уже значительную роль играют процессы многократного перерассеяния протонов, то реакция квазиупругого выбивания кластеров приобретает качественно новый характер. А именно, начинают доминировать амплитуды, когда виртуально возбужденный кластер а* с ненулевым внутренним орбитальным моментом ударом протона переводится в основное состояние (а* ^ ао) и выбивается (энергии выбитых частиц при этом ^100 МэВ). Так возникают ярко выраженные анизотропии ИР по отношению к ориентации импульса отдачи р' конечного ядра А — 4 относительно направления пучка и относительно плоскости рассеяния быстрого протона (анизотропия Треймана— Янга) [6, 7]. К сожалению, такого эксклюзивного эксперимента (р, ра) пока нет.
В заключение этой краткой характеристики возможностей метода квазиупругого выбивания (которые мало известны специалистам в области физики элементарных частиц) отметим, что в 60-е годы был предложен квазиупругий процесс (е, 2е) для исследования многоэлектронных систем в атомах, молекулах и твердом теле при энергиях пучка в несколько кэВ [8]. Реализация этого предложения дала очень плодотворные результаты [9, 10]. Например, был получен прямой "портрет" гибридизации в- и р-орбиталей в атомах углерода для разнообразных органических молекул (СН4 и т.д.). Далее, с наибольшей полнотой был вскрыт эффект кулоновских короткодействующих корреляций в атомах и молекулах. Например, при квазиупругом выбивании Не(е, 2е)Не+ наблюдалось помимо основного наиболее вероятного перехода на уровень Не+(1в) сателлитное возбужденное состояние Не+(2р) с ИР выбиваемых электронов, характерным именно для 2р-состояния. Это соответствует сравнительно малой примеси (2р)2 к доминирующей электронной конфигурации (1в)2 в волновой функции основного состояния атома гелия. Такой опыт может быть очень полезен и для физики атомного ядра, где короткодействующая часть ЖЖ-взаимодействия также приводит в
п
ч
п
V'"
N
N N
N
N
N
Рис. 1. Полюсная диаграмма квазиупругого выбивания
пионов из нуклона.
волновых функциях основных состояний ядер к малым примесям высших конфигураций.
Перейдем непосредственно к процессу (е, еп) на нуклонах и ядрах при энергиях электронов в несколько ГэВ и энергии выбитых пионов порядка 1 ГэВ. Укажем, во-первых, что здесь по сравнению с нерелятивистским подходом, охарактеризованным выше, при аналогичном рассмотрении в лабораторной системе возникает новый момент — появляется еще одна полюсная диаграмма, ,г-диаграмма рис. 16 с рождением виртуальной п+п--пары. Амплитуды диаграмм рис. 1а и 16 различаются лишь полюсными знаменателями. Если более сложные диаграммы подавлены благодаря выбору квазиупругой кинематики, то учет двух диаграмм вместо одной не представляет проблемы.
Во-вторых, отметим, что теория электророждения мезонов р(е, е'п+)п ранее не обсуждалась в терминах квазиупругого выбивания, но вопрос о полюсной диаграмме возникал. Например, было сделано важное замечание, что в пределе бесконечно большого квадрата 4-импульса О2 виртуального фотона формально доминирует соответствующий мезонный полюс [11], если отвлечься от того, что при актуальных для нас О2 = 1—3 (ГэВ/с)2 и О2 > 10 (ГэВ/с)2 механизмы процесса совсем разные (см. ниже). Далее, экспериментально исследовалась зависимость дифференциального сечения реакции р(е, е'п+)п от величины О2 в диапазоне от 0.3 до 4 (ГэВ/с)2 [12]. Как мы увидим, эти данные в целом соответствуют квазиупругой кинематике и дают хорошее подтверждение справедливости полюсного приближения. Дело в том, что величина О2, грубо говоря, пропорциональна конечному импульсу выбитого пиона и при не слишком малых значениях О2 ~ 1—3 (ГэВ/с)2 возникает кинематика квазиупругого выбивания. Конечно, при дальнейшем росте О2 механизм процесса меняется, и при О2 > 10 (ГэВ/с)2 рассматриваются уже кварковые степени свободы, не имеющие отношения к проектированию в "мягкие" мезон-барионные каналы. С другой стороны, в фоторождение пионов (О2 = 0), для которого принципиальную роль играет сам факт связанности
пиона в нуклоне, сравнимый вклад дают уже две диаграммы — t- и s-полюсная [ 13].
Все эти вопросы обсуждаются в разд. 2. В разд. 3 рассматривается проектирование кварко-вой волновой функции нуклона с примесью скалярной кварк-антикварковой флуктуации 3P0 вакуума КХД в пион-барионные каналы виртуального распада N — B + п, B = N, А, N*, N**. Эти каналы могут быть эффективно исследованы именно в квазиупругих процессах p(e, e'n+)B с продольными виртуальными фотонами, причем как спектроскопические множители, так и ИР пионов в этих каналах существенно различаются. Аналогично рассматриваются и каналы N — Y + K, Y = Л, £.
В разд. 4 показано, что квазиупругий процесс на ядре A(e, e'п)А* является, по-видимому, наиболее эффективным способом исследования вопроса о пионном конденсате в ядрах. Наконец, в разд. 5 обсуждаются некоторые перспективы использования метода квазиупругого выбивания пионов.
2. ВОПРОСЫ ДОМИНИРОВАНИЯ t-ПОЛЮСНОЙ ДИАГРАММЫ
В литературе много раз обсуждался вопрос о возможности описания процесса электророждения пионов на нуклонах при больших энергиях выбитого пиона пионным полюсным в t-канале механизмом (рис. 1) [11, 14]. Существенным аргументом служит то обстоятельство, что сечение, соответствующее главному конкурирующему здесь механизму (нуклонному полюсу в s-канале), вымирает по отношению к сечению полюсного механизма в t-канале как Q-4 с ростом 4-импульса виртуального фотона qM (Q2 = -q2) [11]. Расчет полюсного механизма (рис. 1) в [11, 14] проводился в динамике светового фронта.
В работах [15], в отличие о
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.