научная статья по теме ТЕОРЕТИКО-ПОЛЕВОЙ ПОДХОД К ДИБАРИОННОЙ МОДЕЛИ ЯДЕРНЫХ СИЛ Физика

Текст научной статьи на тему «ТЕОРЕТИКО-ПОЛЕВОЙ ПОДХОД К ДИБАРИОННОЙ МОДЕЛИ ЯДЕРНЫХ СИЛ»

ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ

ТЕОРЕТИКО-ПОЛЕВОЙ ПОДХОД К ДИБАРИОННОЙ МОДЕЛИ

ЯДЕРНЫХ СИЛ

© 2004 г. В. И. Кукулин*, М. А. Шихалев1)

Научно-исследовательский институт ядерной физики Московского государственного университета, Россия Поступила в редакцию 14.07.2003 г.; после доработки 17.02.2004 г.

Дается ковариантная теоретико-полевая формулировка развитой недавно дибарионной модели ядерных сил. Модель включает в себя промежуточный дибарион, одетый п, а, р и другими полями, причем соответствующие мезоны могут находиться в различных орбитально-возбужденных состояниях относительно шестикваркового мешка, тогда как для одетого дибариона учитываются скалярные, псевдоскалярные, векторные и аксиально-векторные поля. Основное внимание уделяется ММ-взаимодействию в четных парциальных волнах. Дан вывод релятивистски-ковариантного ММ-потенциала. Показано, что простое обобщение одноканальной модели позволяет учесть связь с другими барионными каналами типа Nа, да, ММ* (1535) и т.д., что в свою очередь дает возможность описать в данном подходе процессы рождения разных мезонов. В частности, модель позволяет естественным путем описать процессы 2п-рождения в ММ-соударениях в изоскалярном и изовекторном каналах, а также дает новую формулировку теории мезон-обменных токов в физике электромагнитных взаимодействий. Обсуждаются возможные применения развитого подхода в физике адронных взаимодействий и в ядерной физике в целом.

1. ВВЕДЕНИЕ. ДИБАРИОННАЯ МОДЕЛЬ ЯДЕРНЫХ СИЛ: КАЧЕСТВЕННОЕ РАССМОТРЕНИЕ

В последние годы традиционная OBE-модель ядерных сил, наряду с большими успехами в объяснении свойств малонуклонных и легких ядер, встретилась также с весьма серьезными и плохо устранимыми трудностями как на фундаментальном уровне, так и в разных применениях [1—4]. При этом основная трудность связана с описанием любых процессов (сильного, слабого и электромагнитного взаимодействий), сопровождающихся большой передачей импульса (и энергии), что в свою очередь обусловлено особым выбором формфакторов связи мезонных и нуклонных степеней свободы, таких, как FnNN, FnNA и др. Данные многочисленных экспериментов с участием легчайших и легких ядер показывают, что имеется вполне заметная вероятность обнаружения в ядрах высокоимпульсных компонент волновых функций (или — при альтернативном описании — весьма заметная вероятность распределения большого импульса падающей частицы между остальными нуклонами ядра), тогда как весьма "мягкие" мезон-нуклонные формфакторы, требуемые и экспериментом, и всеми фундаментальными теориями (с

1)Воронежский государственный университет, Россия;

E-mail: shehalev@phys.vsu.ru

E-mail: kukulin@nucl-th.sinp.msu.ru

константами обрезания Л ~ 0.5—0.7 ГэВ/с) [1, 2, 5], не позволяют распределить с требуемой вероятностью высокий импульс падающей частицы между другими нуклонами ядра [6, 7]. По этой же причине в ядрах наблюдается и весьма явный дефицит высокоимпульсных компонент [2— 4, 6—8]2). Этот фундаментальный недостаток в OBE-теориях делается заметным начиная уже с А = 2, т.е. с дейтрона [4, 6, 10]. Одним из наиболее ярких проявлений такого дефицита явилось обнаружение и последующее детальное исследование кумулятивных процессов [11 — 14], кинематически запрещенных на одном нуклоне. В итоге стало ясно, что в ядрах имеются весьма жесткие двух- и трехчастичные нуклонные корреляции, совершенно выпадающие из OBE-схемы. Чтобы как-то приспособить модель мезонного обмена к описанию большого числа подобных экспериментов (начиная с упругого ММ-рассеяния при энергиях Е > 200 МэВ), константы обрезания Л во всех мезон-нуклонных формфакторах искусственно увеличиваются в 2—3 раза (т.е. вместо Лпмм ~ 0.6 ГэВ/с берется обычно ~

~ 1.5—1.7 ГэВ/с), что соответственно позволяет

2)Интересно, что первые указания на такой дефицит высокоимпульсных компонент в ядерных волновых функциях при исследовании эмиссии быстрых нуклонов из ядер [9] были сделаны еще в начале 60-х гг.

1558

увеличить "жесткость" ядерных волновых функций. Такое же искусственное увеличение в 2—3 раза параметров обрезания Л делается для операторов всех мезон-обменных токов (MEC), что в свою очередь позволяет распределять падающий большой импульс (например, виртуального фотона) по другим нуклонам ядра. О том, что такое "ad hoc''-усиление мезон-нуклонных формфакторов является искусственным, ярко свидетельствует следующее (кроме вышеуказанных расхождений со всеми фундаментальными теориями мезон-нуклонного взаимодействия):

описание рождения п±-мезонов в неупругих ^-столкновениях требует совсем других значений параметров обрезания Л (KnNN œ ЛpNN ~ ~ 0.6—0.7 ГэВ/с), чем описание упругого NN-рассеяния (Лпмм ~ 1.5 ГэВ/с); а описание околопорогового рождения нейтральных пионов вообще вряд ли можно найти в последовательной OBE-модели;

принятые в настоящее время модели трех-частичных сил (все они основаны на OBE-механизме) требуют уже промежуточных значений параметров обрезания Лж^м ~ 0.8 ГэВ/с.

Таким образом, для описания четырех независимых типов процессов (т.е. упругого NN-рассеяния, рождения п±- и п0-мезонов и вклада 3N-сил в свойства 3H и 3'4He) требуются три совершенно разных значения одной и той же величины (а

также и других констант обрезания Лп^д, ЛpNN и т.д.).

Такая ситуация безусловно свидетельствует о неадекватности подобной модели сил. Чтобы как-то исправить ситуацию, особенно при описании процессов с большими передачами импульса, уже с середины 70-х гг. стали широко использоваться кварковые модели на основе кварковых мешков разного типа (MIT [15], QCB [16] и др.). Общим в этих гибридных моделях было то, что кварковые мешки (6q, 9q или 12q) не включали явным образом мезонных степеней свободы, что не позволяло создать плавную интерполяцию между областями низких (где доминируют нуклонные токи) и высоких (где доминируют кварковые токи) переданных импульсов. Между тем хорошо известно, что даже в простейшем электромагнитном процессе — фоторасщеплении дейтрона — мезонные токи дают полностью доминирующий вклад уже при EY > > 100 МэВ [17]. Более того, общепризнано, что мезонная шуба нуклона (т.е. 3q-кластера) играет важную роль в огромном количестве процессов сильного, слабого и электромагнитного взаимодействий, включая происхождение спина нуклона [18]. Но тогда с неизбежностью следует признать, что мезонная шуба 6q-кластера (связь которой с 6q-остовом должна быть интегрально больше, чем в

нуклоне) должна играть по меньшей мере столь же существенную роль, что и в нуклоне (на самом деле роль мезонной шубы в 6д-системе намного больше, чем в нуклоне, из-за появления сильного скалярного ст-поля).

Подобная модель одетого 6д-мешка была предложена нами в конце 90-х гг. [19]; она базировалась на наших предыдущих работах, посвященных построению Московского ЖЖ-потенциала [20—22]. Модель была основана на трех наблюдениях.

1. В кластеризованном ЖЖ-канале должна преобладать смешанная пространственная симметрия шестикварковой волновой функции |з4р2[42];Ь = 0,2,БТ), тогда как вторая разрешенная симметрия 1[6]; Ь = 0, БТ) соответствует мешковой 6^-компоненте и естественным образом ортогональна ЖЖ-каналу.

2. Компоненты со смешанной симметрией |^4р2[42]; ЬБТ), отвечающие ЖЖ-каналу, в пространстве кварковых каналов содержат два кванта возбуждения, и, таким образом, делается возможным переход в невозбужденное состояние с симметрией ^6) с излучением двух з-волновых пионов:

|зУ[42])-Чз6[6] + (пп)г=о),

которые могут дать скалярный ст-мезон в поле 6д-остова.

3. Наконец, третья базовая идея нашего подхода состояла в том, что образовавшаяся таким образом ст-шуба благодаря своему скалярному характеру, а также чисто з-волновой структуре 6д-остова будет "стягивать" кварки в мешок меньшего радиуса, что должно давать большой выигрыш в энергии (см., например, аналогичную картину для кирального "малого" мешка [23]). При этом из-за высокой плотности кварков в таком мешке масса ст-мезона (а также его ширина) должна заметно падать, что можно описать как частичное восстановление киральной симметрии в 6^-мешке. Такое частичное восстановление киральной симметрии в плотной ядерной материи, связанное с редукцией массы ст-мезона (а также массы конституентных кварков), было детально исследовано и хорошо подтверждено в целой серии недавних работ [24— 26]. Суммарный эффект такого фазового перехода будет проявляться в форме сильного притяжения между нуклонами в нуклонном канале.

В традиционных ОВЕ-моделях это притяжение (основное на средних расстояниях) описывается ¿-канальным ст-обменом [27]. Однако в последние годы было показано, что ¿-канальный обмен коррелированной 2п-парой (в канале с Ьпп = = 0, Т = 0) не в состоянии дать притяжение нужной интенсивности в ЖЖ-канале, а дает либо

ЖЖ-отталкивание, либо слабое притяжение3). Таким образом, введение в ЖЖ-взаимодействие s-канального одетого дибариона позволяет также заполнить эту явную брешь в OBE-картине ядерного взаимодействия.

В наших недавних работах модель одетого 6^-мешка (названная нами Dressed Bag intermediate State (DBS) или Dressed Bag Model (DBM)) была "достроена" до реалистического ЖЖ-потенциала, с помощью которого оказалось возможным описать с хорошей точностью ЖЖ-фазовые сдвиги (в низших парциальных волнах) от 0 до 1000 МэВ [28—30]. Более того, мы протестировали построенный ЖЖ-потенциал в задаче трех тел и нашли [31], что удается превосходно описать основные статические характеристики 3H и 3He, включая кулоновскую энергию 3He, долго не находившую объяснения в рамках традиционных OBE-моделей.

Однако построенная в наших предыдущих работах DBS-модель ЖЖ-сил все еще имела несколько существенных недостатков. Во-первых, вся картина была в целом нерелятивистской, хотя наш основной интерес лежит в области энергий En > 500 МэВ, где релятивистские эффекты должны быть вполне важными. Во-вторых, вся модель была сильно привязана к микроскопике кварковой модели оболочек (см., например, [29]), что затрудняло ее обобщение на высокие парциальные волны и высокие энергии. Косвенным следствием этого была трудность с включением нечетных ЖЖ-парциальных волн.

И, наконец, г

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.

Показать целиком