Динамика процессов взаимодействия протонов промежуточных энергий с легчайшими ядрами и кластерами при большой передаче импульса

• Автор: Узиков, Юрий Николаевич
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 1999
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 292 с. : ил.

СОДЕРЖАНИЕ
Введение
Глава 1 Релятивистская динамика составных систем
1.1 Методы описания релятивистских систем
1.2 БКТ-подход
1.2.1 Система двух тел в ДСФ
1.2.2 Система трех тел
1.2.3 Амплитуда процесса развала а + {/?7}—> а +/3 +
1.2.4 Амплитуда процесса с перестройкой а + {/З'у} —* Р + {«7}
1.2.5 ДСФ без трехчастичного углового условия
1.3 Численные методы решения проблемы связанных состояний двух тел в РКМ
1.3.1 N ~ IV* система
1.3.2 Система qq с корнелльским потенциалом
1.4 Результаты расчета свойств псевдоскалярных мезонов
1.5 Выводы
Глава 2 Упругое р<1 рассеяние назад
2.1 Вводные замечания
2.2 Инвариантные амплитуды процесса N + (АЧУ) —* N + (УУ)
2.2.1 Спиновая структура амплитуды процесса 1/2 + 1 —> 1/2 +
2.2.2 Амплитуда процесса типа 1/2 + 0 —> 1/2 +1
2.3 Анализ реакции рр —> рптг+ при энергии 800 МэВ
2.3.1 Л—резонансная область процесса рс1 —> <1р
2.3.2 Амплитуда NN —> N А
2.3.3 Амплитуда процесса рр —> ртг+
2.3.4 Результаты расчетов сечения реакции рр —> рпп+
2.4 Модель ОН + Д + ОР процесса р<1 —>
2.4.1 Обмен нейтроном
2.4.2 Двукратное рЫ-рассеяние с возбуждением Д—изобары
2.4.3 Однократное рЫ-рассеяние
2.4.4 Результаты численных расчётов и обсуждение
2.4.5 О роли механизма трехбарионных резонансов
2.5 Обмен Д1*-изобарами и роль перерассеяний
2.5.1 Механизм ОБО в релятивистской динамике
2.5.2 Учет перерассеяний в начальном и конечном состояниях
2.5.3 Спиновая структура амплитуды ОБО
2.5.4 Численные результаты
2.6 Вклад квазирезонансного г—3Не- состояния в упругое рсГрассеяние назад
2.7 Выводы
Глава 3 Упругое р ®Ле- рассеяние назад
3.1 Приближение <1 р для волновой функции ядра 3Не
3.1.1 Зарядовый формфактор ядра 3Не в приближении с1 + р
3.1.2 Механизмы упругого р3Не рассеяния назад при ограничении <7+
р -конфигурацией ядра 3Не
3.2 Амплитуда передачи пр-пары в процессе 4 + {123} —► 1 + {423} в 4-мерной диаграммной технике
3.2.1 Амплитуда виртуального распада трехчастичного связанного состояния {123} —>1+2 +
3.2.2 Амплитуда пр—передачи в трехмерном представлении
3.2.3 Учет тождественности нуклонов и связь с борновским приближением
3.2.4 Обмен дейтроном
3.3 Учет перерассеяний в начальном и конечном состояниях в приближении Глаубера- Ситенко
3.4 Использование реалистической волновой функции ядра 3Не
3.4.1 Спин-изоспиновая структура амплитуды ?гр-передачи
3.4.2 Учет релятивистских эффектов
3.5 Результаты численных расчетов
3.5.1 Низкие энергии
3.5.2 Промежуточные энергии
3.5.3 Проявление А{с7* + р} структуры ядра 3Не в процессе р3Не-рассеяния назад
3.6 Проявление высокоимпульсной компоненты волновой функции ядра 3Не
3.6.1 Параметр спин-спиновой корреляции

Глава 4 Развал дейтрона протонами в кинематике квазиупругого р<7-рассеяния назад

4.2 Образование синглетной УУ— пары в процессе р + й —> У + (УУ)5
4.2.1 Сечение реакции р + й —> IV + (ЛГУ)5 в рамках модели ОНО +
ОР + А
4.2.2 Результаты расчётов и обсуждение
4.3 Дифференциальное сечение реакции р + d —-> р(0°) + п + р(180°) в рамках механизма ОНО
4.4 Соотношение между сечениями процессов р + d —> (pn)t + р и pd —► dp
4.5 Изотопические факторы
4.6 Выводы
Глава 5 Реакции квазиупругого выбивания быстрых кластеров из легких
ядер
5.1 Трансляционно-инвариантная модель оболочек и возбужденные нуклон-
ные кластеры в ядрах
5.1.1 Структурные множители
5.1.2 При каких условиях возбужденные кластеры наиболее существенны вРКВК?
5.2 Перестройка состояний быстрых кластеров в РКВК
5.2.1 Характеристики реакций А(р, Nx) В
5.2.2 Оценка вклада возбужденных кластеров в реакции (р, ра)
5.3 Реакции квазиупругого выбивания быстрых дейтронов
5.3.1 Реакция (p,pd) на ядре 61л в а — п — р- модели
5.3.2 Отношение сечений реакций (p,pd) и (р, nd) как тест для механизма процесса р < NN >—* Nd
5.3.3 Переходы на возбуяоденные состояния остаточных ядер в реакциях (p,pd) на 12С и 6Li
5.4 Выводы
Глава 6 NN* компоненты волновой функции дейтрона
6.1 Вводные замечания
6.2 Сравнение численных результатов в БКТ и ДСФ подходах
6.3 Сечение реакции d(e,ep)N* в импульсном приближении ДСФ
6.3.1 Элементы формализма
6.3.2 Обсуясдение результатов
6.4 Реакция pd —> dN*
6.4.1 Механизмы реакции pd —> dN*
6.5 Выводы
Глава 7 Образование мезонов в реакциях pd. —>3 НеХ° и pd —>3 НК+
7.1 Двухступенчатая модель
7.1.1 Бесспиновое приближение
7.1.2 Спиновые факторы
7.1.3 Спин-спиновая корреляция в реакции pd —>3 НеХ

1.3.2 Система од с корнелльским потенциалом
Неотъемлемой частью современных потенциальных кварковых моделей адронов является кварк-кварковое взаимодействие имеющее в координатном пространстве вид [39]
У(г) = -а/г + Ьг + с, (1.86)
где первый член обусловлен одноглюонным обменом, второй член является потенциалом линейного конфанмента, с- аддитивная константа. В релятивистской потенциальной модели кваркония ад уравнение для связанного состояния имеет следующий вид в с.ц.м. в импульсном пространстве
[/р2 + т + р2 + т - М] ф(р)+ < р|С|ф >— 0, (1.87)
где < р|ф >= (р) - волновая функция связанного состояния, р - 3-импульс кварка в с.ц.м. М-масса д-системы, т,- - масса 1-го конституентного кварка. В РКМ оператор взаимодействия трактуется на чисто феноменологическом уровне. Легко найти в квазиклассическом приближении [41], что линейный потенциал V = Ьг при наличии релятивистских корней ур2 + т{ в уравнении (1-87) обеспечивает линейный характер траекторий Редже: М2 = сопвГ). В то же время при подстановке потенциала
(1.86) в нерелятивистское уравнение Шредингера линейность траекторий Редже не достигается. Проблема обоснования в КХД уравнения (1.87) с потенциалом (1.86) обсуждается в работе [42] для случая бесспиновых кварков на основе метода корреляционных функций.
Основная математическая трудность, возникающая при решении уравнения (1.87) с потенциалом (1.86), обусловлена тем, что в разложении квадратного корня у'р2 + т2 по степеням (р2)11 = (—А)’1 необходимо удерживать все порядки по тг, что особенно важно в случае легких кварков. Поэтому наиболее естественным шагом при решении уравнения (1.87) является переход в импульсное пространство, в котором оператор уф)2 + т2 является просто числом. Однако в импульсном пространстве потенциал
(1.86) имеет сингулярное поведение, а именно < р|р|я >~ (р — ч)~2, < рИр
(р — я)-4, что является существенной проблемой при численном решении задачи. Для обхода этих трудностей в литературе применяются два основных приёма. Первое, разрабатываются методы извлечения квадратного корня из оператора Д + т2 [43],[44], [45], основанные на применении разложения искомой волновой функции по подходящему ортогональному базису и использовании свойств матричной алгебры. При этом матричные элементы оператора потенциала могут быть вычислены в координатном пространстве. Второе, оставаясь в импульсном пространстве, используют регуляризацию потенциала посредством замены У(г) —> ехр (—дг)У(г). В работе [46] величина ц выбирается из условия устойчивости результата к увеличению размерности базиса. Затем