Исследование низколежащих, гигантских и барионных резонансов в электромагнитных взаимодействиях нуклонов и ядер

1. Коллективные возбуждения ядер. Первый этап изучения изовекторного гигантского дипольного резонанса. Теоретические объяснения.

Физика электромагнитных взаимодействий с падающими на ядра-мишени фотонами и рассеянием электронов является уникальным средством для изучения ядерной структуры, поскольку законы электромагнитного взаимодействия хорошо известны и структура нуклонов и ядер может быть прямо исследована. Классическим примером являются высоковозбужденные коллективные состояния ядер

Коллективные возбуждения в системах многих тел существуют во многих областях физики. В ядрах такие возбуждения были теоретически предсказаны Мигдалом в 1944 г и открыты в экспериментах фотопоглощения Балдвина и Клайбера (1947) как сильные резонансы, имеющие электрический дипольный характер[1]. В конце 40-х г. в Европе были созданы и начали работать 3 ускорителя электронов, в том числе один, С-3, на энергию 30 МэВ в лаборатории ускорителей и фотоядерных реакций (в те годы называемой «эталонной») В. И. Векслера в ФИАН. В конце 1948 г. был измерен спектр тормозного излучения и в группе Б. С. Ратнера начались физические измерения выхода фотопротонов из средних ядер[2]. В 50−60 гг. электрические изовекторные гигантские дипольные резонансы (ИвГДР) были измерены в многочисленных фотоядерных экспериментах, и было установлено, что они являются общим свойством ядер. Сначала эксперименты делались на пучках ускорителей со сплошным спектром, результатом которых были кривые выхода, зависящие от верхней границы тормозного спектра. Их точность сильно падала с удалением от порога реакции. Она была повышена новой серией экспериментов с квазимонохроматическими фотонами[2], в которых измерялись сечения испускания фотонейтронов в основном тяжелых ядер, исчерпывающих в основном ИВ ГДР. Изовекторными гигантскими дипольными резонансами принято называть коллективные состояния ядер с квантовыми числами Г, сконцентрированные в относительно узком интервале (несколько МэВ) энергий возбуждения, имеющие плавную зависимость от массового числа А, с интенсивностью исчерпывающей значительную долю энергетически взвешенных правил сумм (ЭВПС).

Мультипольность таких состояний определяется мультипольностью фотонов, их возбуждающих, а также испускаемых из них на основное состояние ядра.

Параметры ИвГДР измерены для большинства «холодных» ядер [2]. Его свойства кратко могут быть суммированы следующим образом:

ГДРобщее ядерное явление, которое представляет собой наличие высоковозбужденных состояний в непрерывном спектре (13−30 МэВ), исчерпывающие большую часть ЭВПС.

— Интенсивность ГДР локализуется в сравнительно узкой области энергий возбуждения ядер с шириной 4−8 МэВ, а сечение достаточно хорошо описывается кривой Лоренца.

— Энергия максимума ГДР меняется плавно с массовым числом, А и описывается.

Еш = 31.2- А-т+ 20.6- А’т МэВ.

Указанная зависимость объясняется сочетанием объемных и поверхностных колебаний ядра. Для тяжелых и средне-тяжелых ядер преобладают объемные колебания, для легкихповерхностные. Например, для первых согласно простой качественной модели в сферическом объеме с фиксированной поверхностью стоячая волна Л «И и.

Егев =Нсо*1/11*А-изМэВ.

Поверхностные колебания приводят к зависимости резонансной энергии Егех «А~',/6.

Плавная зависимость от массового числа характерна и для других параметров ГДР.

Некоторые параметры ГДР, в частности ширина, зависят от статической деформации ядер. Ширина ГДР увеличивается при переходе от сферических к деформированным ядрам с расщеплением на два максимума при больших деформациях ядер.

Расщепление компонент ИвГДР составляет -4 МэВ и равно ширине в сферическом ядре.

8 10 12 14 16 18 20 ЕмвУ.

Рис.В1.Динамика расщепления сечений поглощения фотонов тяжелыми ядрами от сферического 209 В1 до деформированного 165 Но [28].

Наличие коллективных колебаний ядер также объясняется по классической модели. Деформированное ядро представляется сферическим эллипсоидом с радиусами — большая и Л, — малая оси.

Рис.В2. «Стоячие волны» в сферическом (а) вращательно симметричном эллиптическом резонаторе (Ь) [1]. и м.

В каждом из 2-х сечений эллипсоида Яа «Яа, ЯЬ «и соответственно.

Еь-Еа)/Еа*(Кь-Яа)/Ка*Р2, где Д, — параметр статической деформации ядра.

Существование структуры в полных сечениях ИвГДР легких ядер, впервые надежно полученное в ЛФЯР ФИАН[17], в прямых измерениях сечения поглощения фотонов ядрами (ранее сечения поглощения получали сложением сечений основных каналов распада, в тяжелых ядрахиспускания фотонейтронов) показало наличие оболочечных эффектов в коллективных возбуждениях. Сечения поглощения легких ядер были измерены от9 Ве до40 Са, а также двух средних ядер -55 Мп и натуральный Бе. В результате была исследована структура сечений поглощения в ядрах р, $с1, р/ -оболочек. Наиболее сильно структурированы сечения (с относительно равными весами резонансов) в четно-четных ядрах, в которых заполнены^- подоболочки (24,32£). Основной максимум ГДР, для ядер постепенно уменьшается от энергии ~ 23 МэВ в 12 С до 18 МэВ в 56 Ре и находится ниже энергии, предсказываемой коллективной моделью Ею = 80 • А’из, для 12С коэффициент равен ~ 53.

Изовекторный гигантский дипольный резонанс было впервые теоретически объяснен в коллективной модели ядра [1,3], согласно которой поглощение фотона приводит к когерентным колебаниям протонов относительно нейтронов. Впервые такой подход был рассмотрен Мигдалом, затем в близкой модели Гольдгабера-Теллера (ГТ), где резонанс возникал в результате коллективных осцилляций протонов относительно нейтронов как двух взаимопроникающих сфер. Модификация этой модели-ШтейнведеляИенсена (ШИ) рассматривала аналогичные колебания внутри жесткой сферы. Упомянутые варианты модели приводят к зависимости энергии максимума ГДР от массового числа А: Ет~(Л~'/3 ~ А~'/6). Для тяжелых ядер Ет согласуется с экспериментальными данными, но для легких значительно превышает их (например, для 160 -30 МэВ вместо 22.5 МэВ).

ГМР (монопольные ¿-ЗП^ резонансы) чХ/ ч^У ±-У Х/.

ГДР (дипольные резонансы).

ГКР (квадру польные резонансы).

Рис.ВЗ. Качественная картина гигантских резонансов, электрических и магнитных, трех мультипольностей в модели жидкой капли [5].

На Рис.ВЗ. показаны как электрические (А5 = 0) так и магнитные (= 1, спин-флип) МГР трех мультипольностей, вызываемые различными модами колебаний протонной и нейтронной жидкостей.

Существование когерентных колебаний большой интенсивности в узком интервале энергий возбуждения получило объяснение, как в феноменологических, так и микроскопических моделях [3]. ИвГДР характеризуется квантовыми числами (Ь, Т,8) = (1,1,0), где Ь, Т,&- орбитальный момент, изоспин, спин соответственно. Стандартно его мультипольность обозначается С1, достаточно широко распространено также Е1.

Находясь в области применимости т.н. длинноволнового приближения, ГДР избирательно возбуждается в фотоядерных реакциях и обратных им реакциях радиационного захвата, поэтому интенсивно изучался до 70-х гг., как единственный набор сильных когерентных состояний выше порога фоторасщепления ядер. Теоретически была также показана адекватность коллективного и оболочечного подходов в интерпретации ИвГДР. Последний показан схематически слева на Рис. В4., состоящим из 3-х переходов из подоболочек основного состояния ядра в следующую оболочку этого ядра. Собственно принципиальная возможность существования других типов резонансов кроме ИвГДР видна из Рис. В4. и была предсказана теоретически^] за несколько лет до их экспериментального обнаружения. Аналогичное объяснение было найдено в оболочечной модели [3], которая предсказала как формирование когерентного состояния, вбирающего в себя основную часть сил переходов, так и подъем его вверх по энергии для отталкивающего взаимодействия (изовекторные МГР). Такой подход оказался близок к когерентному движению протонов и нейтронов относительно друг друга и подтверждался многочисленными экспериментальными данными[1]. Изоскалярная часть взаимодействия, как ожидалось из такого подхода, имеет меньшую энергию. Для частного случая потенциала гармонического осциллятора оболочечная и коллективная модели идентичны[3]. 3.

N+2.

• 1*01.

Е1.

С№ш 2ьш.

Е2.

Зйш ОЪш 2Т1ш 4?1ы.

Рис.В4. Схема электрических мультипольных переходов между состояниями оболочечной модели Основные оболочки обозначены N, N +^N + 2 и.т.д. Слева показан Е1 — ИвГДР — несколько переходов Г из подоболочек основного состояния на подоболочки состояний N + 1. Далее — Е2, ЕЗ, Е4.

ЕЗ.

Е4.

Форму сечения поглощения фотонов ядром, практически ГДР, обычно представляют в этих моделях кривой Лоренца с введенным затуханием, равным экспериментальной ширине Г, которое является следствием взаимодействия коллективного дипольного состояния с другими степенями свободы: т (Е) = ¦-—^-—у.

Связь деформации ядер и ширины ГДР была рассмотрена в модифицированной коллективной гидродинамической модели[3]. Согласно этой модели ГДР сферических ядер представляет собой одну резонансную кривую (Брайт-Вигнера, Гаусса, Лоренца), а несферических — две (или три для ядра в виде асимметричного элипсоида) таких кривых сдвиг которых относительно друг друга определяется эксцентриситетом ядра. Базисные предположения коллективных моделей более естественны для тяжелых ядер.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ.

Реализована комплексная программа исследований по физике электромагнитных взаимодействий нуклонов и ядер:

— измерения сечений поглощения легких ядер уквантами в области изовекторных гигантских дипольных резонансов (ИвГДР) и их структуры.

— создана установка для изучения основных и низковозбужденных состояний ядер методом рассеяния электронов, на которой измерены размеры (среднеквадратичные радиусы ядер 12С, 27А1 и модельно-независимо определены параметры изолированных уровней ядра 27А1- в реакции (е, е') изучены параметры низколежащих уровней ядра 180.

— сечений мультипольных гигантских резонансов (МГР) с L <2 в тяжелых сферическом и деформированном ядрах148Sm и l52Sm в инклюзивных электроядерных реакциях;

— измерены сечения возбуждения и распада МГР средних ядер 58,60 Ni, 64Zn .из экспериментов с совпадениями электронов с продуктами реакций — протонами и ачастицами.

— на ускорителе МАМИ Б в Майнце были измерены сечения фотопоглощения ядер, 1Н, 2Н и 3Не в области энергий 200−800 МэВ, сечений парциальных каналов на протоне и отдельных квазисвободных реакций на дейтроне. При подготовке дважды поляризационных экспериментов на МАМИ Б был создан Меллеровский поляриметр электронов.

Ниже приводятся основные выводы из результатов этих экспериментов:

1. Впервые измерены сечения поглощения у-квантов 8-ю легкими ядрами р и sdоболочек и двумя средними ядрши (55Мп, 56Fe) и структура сечений. Сравнительный анализ структуры в ядрах р и .^-оболочек показал значительные изменения в зависимости от заполнения подоболочек. Если в 9Ве переходы практически накладываются друг на друга, то в ядрах с заполненными подоболочками 2AMg, 32S они полностью фрагментированы. Дважды магические ядра 16О и 40Са занимают промежуточное положение. Уровни изовекторного дипольного резонанса в них сгруппированы в максимумы шириной ~ 3 МэВ. Теоретические расчеты лучше согласуются с сечением ядра i2S. В целом показано, что максимумы гигантских дипольных резонансов, полученные экспериментально, соответствуют предсказаниям в модели оболочек.

2. Впервые установлено существование вблизи порога испускания нуклонов низкоэнергичного дипольного резонанса в ядрах с преобладанием нейтронов в интервале массовых чисел, А = 58−208, имеющего энергетическую зависимость от, А равную (52 ± 2) А~1п, аналогичную коллективной модели Гольдгабера-Теллера для гигантского дипольного резонанса (с коэффициентом -52 вместо — 80), шириной Г — 1.5 МэВ и интегральным сечением (1.5- 3.0)% Правила Сумм. Припороговые дипольные резонансы, используются, как и фотоядерные реакции в целом, в расчетах многих процессов в ядерной астрофизике, в частности теории ядерного синтеза, взрывов сверхновых и других приложений астрофизики.

3. Сечения неупругого рассеяния электронов при возбуждении уровней 180 ниже 6 МэВ измерены на линейном ускорителе электронов с максимальной энергией 140 МэВ [199] Саскачеванского Университета, Канада в интервале передач импульса 0.5< q< 1.0 Фм", в которых наблюдались сечения возбуждения уровней 1вО с Т = 1: 1.98 (2), 3.63 (0+), 3.92 (2+), 4.45 (Г), 5.09 (3″), 5.25 (2+), и 5.33(0+) МэВ, последние четыре — впервые. Вероятности переходов на основное состояние (0+) были получены по обобщенной.

203 модели Хелма. Продольные формфакторы уровней, рассчитанных с волновыми функциями Бенсона и Ирвина, хорошо согласуются с экспериментальными формфакторами.

4. Комплекс аппаратуры мирового уровня для изучения рассеяния электронов был создан в ЛФЯР ИЯИ. После юстировки собственное разрешение спектрометра было лучше 0,03%.при телесном угле спектрометра ~ 3 мстер. Полное разрешение пучка было ~ 0.1%.Для ядра углерода на нем был измерен среднеквадратичный радиус, (г2) ½ =2,452±0,006. Такая высокая точность СКР углерода дала возможность использовать его в качестве стандарта для абсолютных измерений сечений как упругого, так и неупругого рассеяния электронов. Упругие сечения27А1 были измерены относительно углерода при одной и той же настройке пучка, что устраняло, в основном, систематические ошибки. Модельнонезависимым анализом получены вероятности переходов уровней 0.84, 1.01, 2.21 и 3.00 МэВ, первые два измерены впервые. Данные также сравнены с расчетами по моделям: Хелма, обол очечной и возбужденного остова. В основном они согласуются между собой.

5. В эксперименте на ускорителе ЛУ-300 Университета Тохоку, Япония впервые были определены параметры мультипольных гигантских резонансов — изоскалярных монопольного и квадрупольного, изовекторного квадрупольного в тяжелых сферическом и деформированном ядрах148 Sm и 152 Sm. Для повышения надежности мультипольной декомпозиции, дипольные резонансы обоих ядер были взяты из фотоядерных данных, что уменьшило число подгоняемых параметров. Для расчета параметров резонансов была использована вибрационная потенциальная модель. Впервые показано, что ширина изовекторного квадрупольного резонанса, как и изоскалярного, увеличивалась в деформированном ядре152 Sm аналогично изовекторному дипольному резонансу. Однако, ввиду того, что расстояние между компонентами.

К = 0+, 1+, 2+ меньше их ширины, наблюдалось лишь уширение квадрупольных резонансов на ~ 5 МэВ в отличие от измеренного расщепления дипольного резонанса в деформированных ядрах. Согласно результатам измерений реакций (е, е'), энергии изовекторного квадрупольного резонанса на «5 • А» 1/3 МэВ или ~ 1 МэВ ниже, чем те же величины из рассеяния адронов. В монопольном резонансе ситуация обратная. Для экспериментов с адронами определение энергии максимума является более сложной проблемой из-за чисто феноменологического вычитания фона. Поэтому по результатам данного эксперимента, более корректным является определение резонансной энергии: изоскалярного квадрупольного резонанса Eres =(61 ± 1) А" '/3МэВ, изоскалярного монопольного Eres ~(77±2) А~'/3МэВ. Энергия максимума последнего прямо связана с ядерной сжимаемостью КА, используемой, в частности, в астрофизике. По энергиям максимума монопольного резонанса Eres =(15.5±0.3) МэВ BmSm и (15.7±0.3) МэВ в 152Sm, ядерная сжимаемость КА равна (210±20) МэВ. Это значение находится в качественном согласии с Кпт «(207−225) для ядра 116 Sn и (194−240) для ШРЬ, но существенно отличается от оценки Кпт «250−270, полученной ранее.

6. Впервые измерены спектры (матрицы) совпадений рассеянных электронов с продуктами реакций — протонами и, а — частицами в реакциях (е, е' р) и (е.е' а) в.

6. Впервые измерены спектры (матрицы) совпадений рассеянных электронов с продуктами реакций — протонами и, а — частицами в реакциях (е, е'р) и (е.е' а) при энергиях возбуждения 8 — 25 МэВ ядер среднего атомного веса58,60 М, 64 Zn. Найдены дифференциальные и полные сечения возбуждения и распада магического по протонам ядер 58Ni (Z=28), 60 Ni и MZn. Получено детальное распределение сечений реакций 58,60Ni,'64Zn (e, e р) из интервалов энергий возбуждений шириной 1.5−2.5 МэВ и.

204 распада протонов на основные и дырочные состояния 2р~)2 Д/" Д, М~)2, Ы'5)2 этих ядер. Интенсивность переходов на основное и низколежащие (до ~3 МэВ) дырочные состояния 57'59Со составляет ~ (38±3)% у ядра58Ми ~ (44±5)% у 60 М. Установлено адекватность найденного распределения распада со спектроскопическими факторами.

7. Разработанным впервые модельно-независимым методом анализа было проведено мультипольное разложение сечений испускания протонов и а-частиц при разных передачах импульса # на Е1 и (Е2+Е0) гигантские резонансы (ГР). Вычисленное полное сечение протонов Е1 ГР мало фрагментировано, асимметрично. Максимум резонанса находится при 19 МэВ, 2-й-при ~22 МэВ. Эти энергии соответствуют конфигурационному расщеплению Е1 ГР в ядрах р/ - оболочки, которое ранее наблюдалось в л/- оболочке. Ширина Е1 ГР равна ~8 МэВ. Вклад Е1 ГР при передаче импульса д = 0.27 Фм~' по всему измеренному интервалу энергий возбуждения ядра 58 М 8−25 МэВ составляет (83 + 2)%, вклад Е2(Е0) — (17 ±1)%. На ядрах 58−60М, 642я впервые изучены реакции (е, е'а). Получены величины" - распада на различные уровни дочерних ядер. Их характерная особенность — основная доля переходов происходят на основное и первые два возбужденных состояния ядра-остатка. Распределение мультиполей в аканале: Е1- (70±3)%, Е2(Е0)-(30±4)%, т. е. доля Е1 больше почти в 2 раза Впервые определена величина отношения альфа/протоны для. изовекторного дипольного и изоскалярного квадрупольного ГР. Распределения отношений, а / р имеют сложную конфигурацию и отражают различия в форме и структуре сечений обоих ГР. Сечение канала альфа растет быстрее и достигает максимума при меньших энергиях. Усредненные по всей измеренной области энергий отношения а/р равны 0.07±0.02 для изовекторного ГДР и 0.11 ± 0.03 для изоскалярногоЕ2(Е0) ГР. Полученный результат опроверг существовавшие в начале 80-х гг. представления о доминировании араспада в Ис. ГКР, повидимому, связанные с тем, что измеренные сечения реакции", составляющие небольшую долю от канала протонов, имели большие погрешности.

8. Гигантские резонансы Е0, Е1,Е2 а0 — канала были впервые найдены в ядрах.

58,бо дггм 2п методом угловых корреляций поскольку наличие в реакции нулевых спинов и положительной четности основных состояний ядер — мишени, остатка и вылетающей а-частицы дает возможность значительно упростить расчетную формулу дифференциального сечения. Используя это обстоятельство, было сделано модельно-независимое мультипольное разложение сечений. Относительные вклады ГР при передаче импульса д = 0.27 Фм" 1 были найдены: Е1- (66±3)%, Е2- (29.5±2.0)%, Е0-(4.5 ± 1.0)%.

Максимумы МГР реакций (е, е'а0) сдвинуты к меньшим энергиям относительно полных (е, е'а), и тем более, (е, е'р) реакций, ширины ГР-от 2.0 до 3.5 МэВ, значительно меньше, чем в полных каналах. Из найденного отношения а01р видно, что доля Е2 практически в 2 раза больше, чем Е1.

9. Впервые была определена величина прямого (более корректно — полупрямого) распада средних ядер 58, б0М, 647и в реакциях (е, е'с). На основании предшествующих работ, главным образом неупругого рассеяния (а, а’а), было принято считать, что в таких ядрах доминирует процесс испарения. Этот вывод, в значительной степени, был связан с проблемами вычитания адронного фона. В экспериментах (е, е' с) фон отсутствует. Существенно также, что в них впервые оказалось возможным прямое сравнение распада Е1(1йй?)и Е2(Е0) (2Нсо) из идентичных интервалов энергии возбуждения ядра. Кроме того, сравнение каналов распада реакций58№(е, е'с) со спектроскопическими факторами дает дополнительные основания для определения.

205 соотношения прямого/статистического распада. Признак прямого распададоминирующее заселение состояний! h в ядре (А-1), Его интенсивность пропорциональна вкладу lp-lh конфигураций в ГР.

Величина прямого распада была найдена равной (32 ±3)% для ядер 58,60 M, 64Zrc, что существенно превышает прежние представления. Для всех ядер наблюдаемое распределение интенсивных дырочных переходов соответствует 1 h уровням соответствующих изотопов. Для остаточных ядер 57,59Со интенсивные переходы происходят на основное 1 /7/2 и группу 2s½, kj?3/2 (около 3 МэВ) состояний.

10. Каналы протонов и альфа для каждой мультипольности существенно различаются по величине прямого распада. Согласно мультипольной декомпозиции реакций 64Zn (e, e' р, а) на El и Е2(Е0) ГР при передаче импульса q=0.36 Фм" 1 и сравнением со статистическими расчетами HF, для El отношение прямого распада а! р ~ 0.5. Отсюда вытекает, что каналы распада аь, ах (Ех <4 МэВ) дают значительный вклад в прямой распад реакции (е, е'а), особенно ГР El. Численные значения для исследованных ядер 58,60 Ni, 64 Zn примерно одинаковы. По данным по El и Е2(Е0) ГР для ядра 64Zn в интервале Ех =(20−23) МэВ, где сечения сравниваются с расчетами HF, прямой распад El ГР канала протонов составляет (32±3)%, Е2(Е0) — (21 + 5)%. В реакции (в, е'а) на средних ядрах вклад прямого процесса оценивается — в 15% для El и ~ 10% для Е2(Е0).

11. Из анализа имеющихся данных аналогичных экспериментов (е, е'с) легких ядер впервые определена динамика прямого р — распада: уменьшение доли прямого распада от (90±5)% в 12С, (75±10)% b2SSi к (60±8)% в 40Са и (32±3)% в58,60 Ni, 64 Zn. Результаты были подтверждены вычитанием статистической части, полученной расчетом по методу Хаузера-Фешбаха.

12. Из аналогичного анализа распада ГР El в реакциях (е, е'р0) и (у, р0) в легких и средних ядрах (12<А<64) впервые сделан вывод о том, что доля переходов на основное состояние р0 уменьшается от ~ 80% в ядре12Сдо 13% в 40 С, а и 7% 58,60 Ni. Вклад реакции ]2С (е, е'р1) равен -20%, величина 12С (е, е'ргъ) пренебрежима. В ядре !60 сечения основного и низколежащего (р3) состояний близки по величине, но имеют разную структуру. Общим свойством реакций (е, е' р) для ГР El является подобие формы полного сечения и распада на основное состояние. Тот же вывод может быть сделан для сечений (у, р) и (у, р0), а также полного поглощения фотонов (например, для 1 О).

13. Впервые детектором ДАФНЕ на ускорителе МАМИ Б измерено полное сечение фотопоглощения на ядре3Не в интервале энергий 200−800 МэВ при одновременном измерении сечений на протоне и дейтроне, тем самым значительно были уменьшены систематические ошибки. Прецизионные данные о ат для 1Н, 2Н, ъНе позволили на новом уровне интерпретировать различные аспекты механизмов фоторождения в 1-м и 2-м нуклонных резонансах, в частности демпфирование резонансов от А=1 до 3.

14.По данным о сг-одля 'Я, 2Я, 3#ебыли вычислены интегральные сечения по области 200−800 МэВ, так и для более тяжелых ядер с, А =4 до238. Впервые найдено, что все они совпадают в пределах ошибок измерений, т. е. являются постоянной величиной по всей периодической системе (1 < А < 238), что может быть названо как феноменологическое фотомезонное правило сумм: j.

800 т.н. мезонный обменный член, т. е. (Zap + NcrncrA)-deо = 0. Этот факт не согласуется.

200 с выводом теоремы Гелл-Мана и др. что вклад мезонных токов К в правило сумм для фотоядерных реакций: ПС = ПС (ТРК) (1+К) происходит из области, А — резонанса (~ 150 — 450 МэВ). Фотоядерные и фотомезонные ПС пропорциональны массовому числу, А и отличаются только величиной константы.

15. Детектором ДАФНЕ на пучке МАМИ Б в Майнце измерены сечения одиночного и двойного фоторождения на протоне и дейтроне, позволившие стимулировать теоретические расчеты и сделать ряд выводов о механизмах этих реакций.

Впервые были измерены сечения (две из трех) реакций двойного фоторождения пионов на протоне у + р->л+л°п иу + р -" л* к* р. Сечение реакции у + п^л~л°р было также измерено на дейтроне. Разработана оригинальная методика идентификации л° по двум фотонам распада в совпадении с заряженной частицей, сопровождавшаяся симуляцией эффективности регистрации одного и двух я-0 кодом GEANT, применявшаяся и при анализе сечений фотопоглощения. При вычислении сечения реакции у + п -" л~л°р выделение нужных событий проводилось совпадениями 2-х заряженных частиц и одного фотона. Эффективность регистрации я0 определенная кодом GEANT, была 35−50%. Сечения двойного фоторождения пионов в основном формируют 2-ой барионный резонанс, как на протоне, так и на дейтроне. Данные о корреляции лл в конечном состоянии были получены из распределений инвариантных масс. Из них было найдено подтверждение протекания двухступенчатой реакции двойного фоторождения пионов с образованием в промежуточном состоянии Аизобары. Из сравнения с полными сечениями фотопоглощения было установлено, что уменьшение сечения 2-го резонанса на дейтроне, в основном, обусловлено сечением фоторождения я-0.

16. Теоретические предсказания моделей, использующие диаграммы A-KR и А-пион-полюсного, N* —" лА членов, находятся в разумном согласии с экспериментом для реакций двойного фоторождения л+л~ и л°. Что касается реакции у + п л~л°р, то расчеты с указанными диаграммами сильно отличаются от экспериментальных сечений. Расхождение уменьшается при добавлении диаграммы рмезон, А — КР.

17.Для подготовки дважды поляризационного эксперимента по определению правил сумм ГДХ было необходимо дополнительное оборудование. Группа ИЛИ РАН первой начала и выполнила работу по созданию поляриметра для измерения степени поляризации, падающих на мишень электронов. Физической идеей поляриметра было использование хорошо известного Меллеровского рассеяния электронов. Впервые для создания поляриметра был использован действующий магнитный спектрометр системы мечения фотоновтэггер. При создании Меллеровского поляриметра симуляцией и тестами был решен ряд методических вопросов. После проведения исследований, важной частью которых было корректное определение и вычитание фона, и введения в действие, он обслуживал все поляризационные измерения, которые были выполнены на детекторе ДАФНЕ.

В заключение, считаю своим приятным долгом поблагодарить всех, с кем готовились и делались эксперименты, результаты которых легли в основу диссертации.

Прежде всего, это коллектив Лаборатории фотоядерных реакций, в котором я работаю много лет. После окончания физфака МГУ, я пришел в лабораторию, которая тогда по соображениям секретности, называлась «эталонной» и руководил ею академик В. И. Векслер. В конце 60-х зав. лабораторией J1.E. Лазарева и академик М. А. Марков оказали большую помощь в приобретении уникального импортного оборудованиямагнитного спектрометра электронов и полупроводниковых детекторов, ставших основой для создания в ЛФЯР установки мирового уровня для изучения ядер методом рассеяния электронов. Запуск ее был громадной работой, выражаю большую благодарность сотрудникам группы рассеяния электронов.

Хочу поблагодарить директора Лаборатории ядерных наук Университета Тохоку, Япония профессора Y. Torizuka, принявшего мои предложения о проведении эксперимента рассеяния электронов по изучению динамики мультипольных гигантских резонансов в тяжелых ядрах, и сотрудников лаборатории, вместе с которыми вводилась система сжатия энергии, делались подготовка оборудования эксперимента, измерения и анализ данных.

Искренная благодарность спикеру SFB 201 профессору D. Drechsel, по приглашениям которого я и часть сотрудников группы рассеяния электронов ЛФЯР ИЯИ, работали на ускорителе МАМИ, А в Майнце с 1986 по 1989 гг. Большая благодарность директору Института ядерной физики Университета Майнц Германия, профессору X. Эренбергу, профессору Й. Фридриху и Программному Комитету ИЯФ Майнца, одобривших мое предложение о систематическом исследовании динамики возбуждения и распада реакций с совпадениями электронов, протонов и ачастиц в средних ядрах. Эксперимент был сделан совместно с группой К.Т. Knopfle, выражаю им большую благодарность, как и В. П. Лисину из группы ЛФЯР.

После того, как в 1989 г. автор был принят в недавно созданную на МАМИ Б А2-коллаборацию, предложив помощь в создании спектрометра КАТС и несколько экспериментов, в том числе поляризационных, а моя инициатива об организации долговременного сотрудничества по межправительственному Соглашению была поддержана Отделением ядерной физики и Президиумом АН СССР, с 1990 г. началась регулярная работа на МАМИ Б в Майнце, к которой я привлек всех сотрудников группы рассеяния электронов. В 1991 г. автор был среди организаторов коллаборации ГДХ, которая поставила своей целью подготовку и проведение измерений Правила Сумм ГДХ в фотопоглощении, а также в одиночном и двойном фоторождении пионов на протоне и дейтроне. В 1992 г. руководителями групп из Майнца, Генуи, Геттингена, Москвы, Тюбингена была создана коллаборация LARA для измерения Комптоновского рассеяния фотонов в широком интервале углов и энергий. В том же году автор обратился к руководителям шести Институтов, образующих коллаборацию ДАФНЕ, с просьбой о приеме в коллаборацию. Согласие было получено, меня также поддержала дирекция ИЯИ. Вначале все сотрудники группы в рамках А2-коллаборации участвовали в измерениях Комптоновского рассеяния на протоне выше порога фоторождения мезонов. Затем с 1993 г. они были распределены по экспериментам, которые готовились и проводились согласно программам этих коллабораций. Часть наиболее значимых из них, как измерения сечений фотопоглощения на протоне и малонуклонных системах, однои двух пионных реакций, поляризационные измерения, в области 200−800 МэВ, были выполнены на детекторе ДАФНЕ, созданном в Сакле. Хочу выразить глубокую благодарность сотрудникам группы ДАФНЕ из Сакле во главе с Drs. G. Tamas и G. Audit за большую поддержку и помощь в работе и сотрудникам группы ЛФЯР А. Е. Забродину и И. В. Преображенскому, работавшим с детектором ДАФНЕ.

5.5.

Заключение

.

1. Детектором ДАФНЕ на ускорителе МАМИ Б измерены полные сечения фотопоглощения на 'Я, 2Я, 3Яе, ядре3Не впервые, в интервале энергий 200−800 МэВ Для вычисления сечений был использован оригинальный метод анализа. Прецизионные данные о ат для 1Н, 2Н, 3Не позволили на новом уровне интерпретировать различные аспекты механизмов фоторождения в 1-м и 2-м нуклонных резонансах, в частности демпфирование резонансов от А=1 до 3.

2. По данным о сг1о1 для 1Н, 2Н, 3Небыли вычислены интегральные сечения по области 200−800 МэВ, как и для ядер с, А =4 до238. Найдено, что все они совпадают в пределах ошибок измерений, т. е. являются постоянной величиной по всей периодической системе (1 < Л < 238), что может быть названо феноменологическим фотомезонным г правилом сумм: Ja mda = const ¦ Аconst = (160± 7) МэВ-мб. т, Ьг.

3. Интегральное сечение фотопоглощения для дейтрона в области 200−800 МэВ равно 2 м соответствующим сечениям на протоне, откуда вытекает, что этот интервал не дает.

800 вклада в т.н. мезонный обменный член, т. е. j (Zap + NanaA)-dco=0. Этот факт не.

200 согласуется с выводом [157]., что вклад мезонных токов К в правило сумм (ПС) для фотоядерных реакций: ПС = ПС (ТРК)(1+К) происходит из области, А — резонанса 150 — 450 МэВ). Фотоядерные и фотомезонные ПС пропорциональны массовому числу, А и отличаются только величиной константы.

4. Впервые были измерены сечения (две из трех) реакций двойного фоторождения пионов на протоне у + рл+л°п и у + р я-0яг°р. Сечение квазисвободной реакции у + п-+ л~лйр было измерено на дейтроне с более высокой точностью, на порядок по статистике и 2−3 раза по систематике, по сравнению измерением, сделанным ранее, с пузырьковыми камерами. Разработана оригинальная методика идентификации я-0 по двум фотонам распада в совпадении с заряженной частицей, сопровождавшаяся симуляцией эффективности регистрации одного и двух я-0 кодом GEANT, применявшаяся и при анализе сечений фотопоглощения. При вычислении сечения реакции у + п->я~7г°р выделение нужных событий проводилось совпадениями 2-х заряженных частиц и одного фотона. Эффективность регистрации я-0 определенная кодом GEANT, была 35−50%. Сечения двойного фоторождения пионов в основном формируют 2-ой барионный резонанс, как на протоне, так и на дейтроне. Данные о корреляции кк в конечном состоянии были получены из распределений инвариантных масс. Из них было найдено подтверждение протекания двухступенчатой реакции двойного фоторождения пионов с образованием в промежуточном состоянии Л-изобары.

5. Впервые, на МАМИ Б детекторами ДАФНЕ и ТАПС были получены полные сечения одиночного и двойного фоторождения я-0 на протоне и дейтроне. Из сравнения с полными сечениями фотопоглощения было установлено, что уменьшение амплитуды 2-го резонанса в основном обусловлено сечением фоторождения тг°.

6. Теоретические предсказания моделей, использующие диаграммы AKR и, А — пион-полюсного, ТУ* -" яД членов, находятся в разумном согласии с экспериментом для реакций двойного фоторождения 2я°. Что касается реакции у + п —" л~л°р, то расчеты с указанными диаграммами сильно отличаются от экспериментальных сечений. Расхождение уменьшается при добавлении диаграммы рмезон, А — КР.

7. После возникновения т.н. «спинового кризиса» в конце 80 гг. появился дополнительный интерес к правилу сумм Герасимова-Дрелла-Хирна (ПС ГДХ), которое является аналогом правила сумм Бьеркина в фотонной точке. Для измерений ПС ГДХ в 1991 г. в Бонне была создана коллаборация ГДХ. С момента ее организации началась практическая деятельность по постановке задачи, оценке необходимого времени, подготовке пропозалов. Эксперимент было решено начать в Майнце, где находился ускоритель нового поколения с непрерывным пучком и детектор ДАФНЕ.

8. Для проведения поляризационного эксперимента было необходимо дополнительное оборудование. Группа ИЯИ РАН первой начала и выполнила работу по созданию поляриметра для измерения степени поляризации, падающих на мишень электронов. Физической идеей поляриметра было Меллеровское рассеяние электронов, имевшее хорошо разработанную и подтвержденную экспериментально теорию. Впервые для создания поляриметра был использован действующий магнитный спектрометр системы мечения фотоновтэггер. Первые поляризационные измерения на протоне были сделаны детектором ДАФНЕ в 1996;97 гг., на дейтронев 1997;98 гг. Вначале были получены неполяризованные данные на мишенях с жидким водородом и дейтерием для сравнения со сделанными ранее (п.1), с хорошим согласием между ними. Для вычисления поляризов анных сечений был использован разработанный ранее метод (см. 5.1), по алгоритму которого определялись неполяризованные сечения фотопоглощения.

Гл. 6.