Когерентные и некогерентные явления в упругом фоторождении p0 на лёгких ядрах | Изв. вузов. Физика. 2019. № 2.

Когерентные и некогерентные явления в упругом фоторождении p0 на лёгких ядрах

В модели p -оболочечных ядер с промежуточной связью в рамках импульсного приближения вычислены сечения упругого фоторождения π0-мезона на ядрах 6Li и 9Be в области энергий возбуждения Δ(1232)3/2+-резонанса. Одновременно приводится алгоритм расчёта сечения для реакции γ 7Li → p0 7Li.

Coherent and incoherent phenomena in elastic p0 photoproduction on light nuclei.pdf В работе [1] представлен подход к расчёту сечений упругих реакций фоторождения π0-мезонов на лёгких ядрах с 4 < A < 16 и применён к анализу измеренных авторами [2] дифференциальных сечений реакции γ +7Li →0+7Li (1) от порога до энергии налетающих фотонов K0 ≈ 400 МэВ. Правда, для удовлетворительного описания сечений реакции (1) в указанной области энергий пришлось отказаться от когерентности фоторождения π0-мезонов на всех нуклонах ядра и добавить поглощения фотовозбуждённых изобар Δ(1232)3/2+. Измеренные в [2] сечения реакции (1) сравниваются с рассчитанными при различных энергиях фотонов на рис. 1. Вычислялись сечения упругого фоторождения 0 на ядре 7Li следующим образом. Точечная кривая показывает дифференциальные сечения, вычисленные по приближённой формуле [1] с учётом когерентного фоторождения пионов на всех A нуклонах ядра: . (2) Здесь K - кинематический множитель, который включает суммирование и усреднение по проекциям спинов конечного и начального ядер соответственно; H00 - изовекторная часть спин-независимой амплитуды фоторождения пионов на нуклонах, которая может быть представлена в тензорном виде H00 + H01τ + H10σ + H11σ , (3) где σ - спиновый и τ - изоспиновый операторы нуклона [1, 3]; λ  индекс поляризации фотона; F00, F01  формфакторы s- и p-оболочек ядра, которые в модели оболочек с осцилляторным потенциалом имеют простой вид [3]: , , (4) где р = |p|  переданный при фотообразовании мезона ядру трёхмерный импульс; r0  ядерный осцилляторный параметр. Для ядра 7Li этот параметр брался равным 1.9 Фм в соответствии со среднеквадратичным радиусом этого ядра rms = 2.41 Фм. Налицо большое превышение вычисленных сечений над экспериментальными. Если отказаться от когерентного рождения 0 на всех нуклонах ядра в упругой реакции фоторождения, но оставить когерентность образования 0-мезонов на нуклонах s- и p-оболочек ядра по отдельности, то получим: . (5) Вычисленные таким образом сечения реакции (1) показаны штриховыми кривыми на рис. 1. Некоторое превышение рассчитанных сечений над экспериментальными наблюдается и в этом случае при энергии фотовозбуждения резонанса Δ(1232)3/2+ (см. штриховые кривые). Уменьшить сечение образования мезонов в области энергий фотовозбуждения Δ-изобары можно, если подавить рождение 0 на стадии фотовозбуждения Δ-изобары. Для этого в работе [1] учитывалось не поглощение родившихся π0-мезонов, а поглощение возбуждённых Δ-изобар на α-коре ядра 7Li с помощью множителя: . (6) Здесь W  полные энергии системы фотон - нуклон ядра при энергии налетающих фотонов K0, а W0  полная энергия в системе фотон - ядерный нуклон при энергии фотона K*0 = 325 МэВ; Γ = = 120 МэВ  ширина свободной изобары. Подгоночный параметр β, который выбирался для реакции (1) примерно равным 0.69, можно поменять в зависимости от рассматриваемого ядра-мишени, как это показано в работе [1]. В результате приходим к формуле . (7) Рис. 1. Дифференциальные сечения реакции γ7Li →0 7Li в системе центра масс (с.ц.м.) для разных энергий налетающих γ-квантов в лаб. системе, вычисленные в импульсном приближении с плоскими мезонными волнами и амплитудами процессов γN → πN из работы [4]. Точечные, штриховые и сплошные кривые - результаты вычислений по разным формулам (см. текст). Экспериментальные данные - из работы [2] Результаты с учётом поглощения образующихся изобар α-кором ядра показаны сплошными кривыми на рис. 1. Удовлетворительное описание измеренных в [2] сечений авторы работы [1] не сочли случайным и решили проверить изложенный алгоритм вычисления упругих сечений фоторождения 0-мезонов в других реакциях, например γ + 6Li → π0 + 6Li; (8) γ + 9Be → π0 + 9Be. (9) Для вычисления сечений этих реакций были выбраны энергии фотонов, как для реакции (1) в работе [1]: K0 = 168, 248, 320 и 392 МэВ. Сразу скажем, что экспериментальных данных для этих реакций пока нет, но если они появятся, то лучшей проверки алгоритма вычисления упругих сечений фоторождения нейтральных пионов на лёгких ядрах и желать не надо. Ожидать таких экспериментальных данных есть основания, так как благодаря значительному прогрессу в регистрации нейтральных мезонов [5, 6] стали возможны выделения упругих реакций фоторождения π0-мезо¬нов на ядрах и даже реакций с возбуждением стационарных уровней в конечном ядре [2]. Цель этой работы - стимулировать измерения сечений упругого фоторождения пионов на ядрах 6Li и 9Be (с незамкнутой p-оболочкой) и сравнить их с вычисленными по алгоритму, используемому при вычислении сечений реакции (1) из работы [1]. После этого сделаем заключение о когерентности или некогерентности фоторождения π0 на всём ядре в упругих реакциях. Для расчёта сечений фоторождения π0-мезонов на ядрах 6Li и 9Be использовалась та же ядерная модель оболочек с промежуточной связью [7] и тот же мультипольный анализ фоторождения пионов на нуклонах [4]. Осцилляторный параметр для ядра 6Li брался равным 2.03 Фм, а для 9Be - 1.8 Фм [3]. Результаты вычисления показаны на рис. 2 и 3. Бросается в глаза, что в обсуждаемой области энергии фотонов вычисленные сечения упругих реакций фоторождения 0-мезонов в импульсном приближении значительно больше, чем даёт наш способ расчёта. Другой характерной чертой для сечений, вычисленных по предложенному алгоритму, является постоянство их величин в интервале энергий налетающих фотонов 240400 МэВ почти независимо от индивидуальных свойств ядер, что находится в согласии с имеющимися экспериментальными данными [2, 8, 9]. Рис. 2. Вычисленные в импульсном приближении дифференциальные сечения реакции γ6Li →0 6Li в с.ц.м. для разных энергий налетающих γ-квантов в лаб. системе, с амплитудой процессов γN → πN из [4]. Для ядра 6Li в модели оболочек осцилляторный параметр брался r0 = = 2.03 Фм. Точечные, штриховые и сплошные кривые вычислены по формулам (2), (5) и (7) (см. также с. 71) Рис. 2. Окончание Рис. 3. Вычисленные в импульсном приближении дифференциальные сечения реакции γ 9Be→0 9Be в с.ц.м. для разных энергий налетающих γ-квантов в лаб. системе с использованием амплитуд процессов γN → πN из [4]. Для ядра 9Be в модели оболочек с осцилляторным параметром r0 = 1.8 Фм. Обозначение кривых, как на рис. 2 Заметим, что сложный в применении DWIA [10-12] метод расчёта не может дать такого сильного уменьшения рассчитанных с плоскими мезонными волнами сечений упругого фоторождения 0-мезонов на ядрах. Если будут измерены дифференциальные сечения реакций (8), (9) (и других), их анализ можно использовать для нахождения зависимости величины параметра D в (6) от массы ядер, энергий налетающих фотонов и более точного определения физического смысла D в выражениях (6) и (7). Заметим ещё, что использование в расчётах другого мультипольного анализа процессов γN → πN, например из [13], не изменит выводов данной работы.

Ключевые слова

nuclear shell model, photoproduction, isobar reaction inside the nucleus, изобара внутри ядра, реакция фоторождения, модель ядерных оболочек

Авторы

ФИООрганизацияДополнительноE-mail
Гоголев Алексей СергеевичНациональный исследовательский Томский политехнический университетк.ф.-м.н., ведущ.науч. сотр. ИЯТШ ТПУ
Кондратьева Алла ГеоргиевнаНациональный исследовательский Томский политехнический университетпрограммист ИЯТШ ТПУ
Трясучев Владимир АндреевичНациональный исследовательский Томский политехнический университетд.ф.-м.н., профессор ИЯТШ ТПУtva@tpu.ru
Всего: 3

Ссылки

Drechsel D., Tiator L., Kamalov S.S., et al. // Современные проблемы физики ядра и частиц: сб. статей, посвященный Р.А. Эрамжану. - М.: ИЯИ, 1999. - С. 118.
Dugger M., Ritchie B.G., Ball J.P., et al. // Phys. Rev. C. - 2007. - V. 76. - P. 025211.
Chumbalov A.A., Eramzhyan R.A., and Kamalov S.S. // Z. Phys. A. - 1987. - V. 328. - P. 195.
Tieger D.R. et al. // Phys. Rev. Lett. - 1984. - V. 53. - P. 755.
Rambo F., Achenbach P., Ahrens J., et al. // Nucl. Phys. A. - 1999. - V. 660. - P. 69.
Kamalov S.S. and Kaipov T.D. // Phys. Lett. B. - 1985. - V. 162. - P. 260.
Cohen S. and Kurath D. // Nucl. Phys. - 1965. - V. 73. - P. 1.
Starostin A. et al. // Phys. Rev. C. - 2001. - V. 64. - P. 055205.
Watts D. // Proc. of the 11th Int. Conf. on Calorimetry in Particle Physics, Perugia, Italy, 2004. - World Scientific, 2005. - 560 p.
Drechsel D., Kamalov S.S., and Tiator L. // Eur. Phys. J. A. - 2007. - V. 34. - P. 69.
Лебедев А.И., Поль Ю.С., Трясучёв В.А., Фетисов В.Н. // Труды ФИАН. - 1988. - T. 186. - C. 196.
Maghrbi Y., Krusche B., Ahrens J., et al. // Eur. Phys. J. A. - 2013. - V. 49. - P. 38.
Трясучёв В.А., Кондратьева А.Г., Гоголев А.С. // ЯФ. - 2019. - Т. 82. - № 2. - С. 141.
 Когерентные и некогерентные явления в упругом фоторождении p<sup>0</sup> на лёгких ядрах | Изв. вузов. Физика. 2019. № 2.

Когерентные и некогерентные явления в упругом фоторождении p0 на лёгких ядрах | Изв. вузов. Физика. 2019. № 2.