Когерентное фоторождение пар псевдоскалярных мезонов на легких ядрах

• Автор: Егоров, Михаил Викторович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2015
• Место защиты: Томск
• Количество страниц: 152 с. : ил.

Оглавление
Введение

1 Фоторождение 7г°7г° и 7г°г/ на нуклоне

1.1 Модель (7,7Г°7Г°) И (7,7Г°7])

1.2 Роль скаляр-изоскалярного а резонанса в процессе 7г+7г_—> 7г°7г°

1.3 Структура и параметры процессов ІГ(7,7г°7Г°)іУ

1.4 Выводы

2 Фотообразование пар п°г} и 7г°7г° на легких ядрах: когерентные

процессы

2.1 Фоторождение 7Г°7Г° на легчайших ядрах

2.2 Фоторождение п°т] на легчайших ядрах

2.3 Структура и параметры процессов Л(7,7Г°7Г°)Л
2.4 Выводы
3 Двухнуклонные механизмы в фоторождении пионов при больших переданных импульсах
3.1 Импульсное приближение
3.2 Основные двухнуклонные механизмы
3.3 Инклюзивное фоторождение 7г— на дейтроне
3.4 Инклюзивное фоторождение я" на ядре 12С
3.5 Когерентное фоторождение 7Г+ на ядре 3Не
3.6 Выводы

Заключение
Приложение А
Список литературы

Введение
Уже несколько десятилетий когерентные реакции с фоторождением нейтральных частиц (см., например, пионерскую работу по регистрации я-0 [1], а также первые работы, связанные с двойным фотообразованием нейтральных пионов в резонансной [2, 3, 4, 5] и в околопороговой [6, 7, 8] областях) привлекают к себе внимание не только возможностью исследования с их помощью ядерных процессов в различных энергетических режимах, но и представляют собой серьезную проверку моделей, которые затрагивают как кварк-глюонные, так и феноменологические мезон-нуклонные степени свободы.
Квантовая хромодинамика, как теория сильного взаимодействия, становится непертурбативной в области энергий, сравнимых с массой нуклона, то есть энергий, характерных для ядерных процессов. По этой причине, для интерпретации экспериментальных результатов используются различные кварковые модели, имеющие полуфеноменологический характер (см., например, [9, 10]). Как правило, различия между моделями связаны с различными представлениями об эффективных степенях свободы кварков в нуклонах (три эквивалентных конституентных кварка, кварк-дикварковая структура, наличие дополнительных коллективных мод и др.). Несмотря на очевидность того факта, что феноменологические модели могут рассматриваться лишь как приближение к довольно сложной структуре нуклона, они получили широкое распространение и по-прежнему являются одним из наиболее эффективных методов исследования структуры нуклона. Основная идея их использования заключается в воз-

900 1000 1100 1200 1300 1
Е, [М-.Ц]
900 1000 1100 1200 1300 1
Е, {М-.Р-З
Рис. 1.3: Полное сечение процесса 7р —> п°Г1р, вычисленное на основе изобарной модели [26] (сплошная кривая слева и справа). Слева: штрих-пунктир штрихованная кривые соответствуют спин-содержащей части Ь и спин независимой К амплитуды (1.5). Экспериментальные данные из работ [15] (пустые треугольники), /1)] (пустые круги), [25] (черные треугольники), [16] (черные круги). Справа изображены вклады резонансов £>зз(1700) и .Озз(1940) штриховой и штрих-пунктирной кривыми соответственно. Точками показан суммарный вклад остальных резонансов /Р33(1600), Р31(1750), Р35(1905), Р33(1920)/), а также фоновые борновские вклады (диаграммы 1-6 на рисунке 1.2)
дится к выражению:
<Х£ 1,1/3—73«У
-к = 2 + 2{Т7Ж) ' {Ы)
где а - есть отношение спиральных амплитуд ^-3/2/^1/2 Для резонанса Сзз(1700). В работе [26] этот параметр принимает значения от 0.9 до 1.1 в области энергий фотонов < 1.2 ГэВ. Следовательно, как видно из рисунка 1.3 (штриховая кривая на правой части рисунка), отношение (1.6) в данной области остается практически постоянным и принимает значения в диапазоне
0.6 ±0.04.