Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Процессы упругого и неупвугого дифракционного рассеяний адронов ядрами
1.1. Упругое расееяние протонов ядрами и при энергии 156 МэВ ..36
1.1.1 Профильная функция,амплитуда процесса 37
1.1.2.Численные результаты 40
1.2. Упругое рассеяние протонов ядрами и при энергии 600 МэВ 42
1.2.1.Волновые функции метода К-гармоник,профиль перехода и амплитуда рассеяния 43
1.2.2.Уравнение Шредингера для радиальных функций. Численный анализ угловых распределений 45
1.3. Профильная функция.амшштуда рассеяния адрона и формфактор в простейшей модели ядра. 49
1.4. Упругое и неупругое дифракционное рассеяние протонов и кластерная структура ядра \і 52
I.4.1.Вычисление амплитуды рассеяния протонов на ядре модели нуклонных ассоциаций. Общий случай 53
1.4.2.Амплитуда рассеяния в представлении точечных «С - и d* -кластеров 59
1.4,3.Определение параметров модели,расчёты сечений при энергии 185 и 600 МэВ,сравнение с экспериментом и обсуждение 61
1.5. Упругое и неупругое рассеяние дейтронов ядрами 68
1.5,1.Оператор профиля,амплитуда и дифференциальноесечение рассеяния 69
1.5.2.Численные расчёты сечений и сравнение с экспериментом. 72
1.6. Дифракционное рассеяние иротонов и структура ядра LI 75
I.6.I.Вычисление амплитуды упругого и неупругого рассе
яния протонов ядрами \ь в кластерной модели 77
1.6.2.Расчёт угловых распределений рассеяния и
обсуждение 80
1.7. Неупругое рассеяние Ш." -мезонов ядрами 4,1 82
ГІАВА II. Метод волн в теорий ядерных процессов
2.1. Введение 87
2.2. Адрон-нуклонное рассеяние,обобщённые профильные функции. 88
2.3. Адрон-ядерное рассеяние,искажённые волны ... 93
2.4. Рассеяние адронов ядрами S -оболочки 96
2.4.1.Обобщённый ядерный профиль и амплитуда рассеяния в модели с потенциалом гармонического осциллятора... 96
2.4,2.Учёт движения центра инерции; модель,воспроизводящая зарядовый формфактор. 97
2.4.3.Приближение когерентности 102
2.5. Рассеяние адронов ядрами р-оболочки ЮЗ
2.5.1. Профильная функция ядра и амплитуды рассеяния для некоторых моделей многочастичной плотности 103
2.5.2.Оптический предел для упругого рассеяния 106
2.6. Численные расчёты рассеяния при I ГэВ и обсуждение 107
2.7. Реакции однонуклонной передачи при промежуточных энергиях ИЗ
2.7.1.Эйкональная модель процессов подхвата ИЗ
2.8.1.Численные расчёты углового распределения дейтронов
и функции возбуждения в реакции 4Не/р, оС/3Не. 121
Дифракционное расщепление ядер
3.1. Введение ,. 132
3.2. Общие формулы для дифференциального сечения процесса выбивания нуклонов нуклонами из ядер 135
3.2.1.Амплитуда нуклон-нуклонного рассеяния .135
3.2.2.дифференциальное сечение квазиевободного выбивания 136
3.2.3.Оператор профиля ядра в приближении одного глубо-конеупругого столкновения. 138
3.2.4.Профильная функция перехода. Выделение движения центра инерции 140
3.3. Реакция двухчастичного расщепления 3Не/р,2р/о6 142
3.3.1.дифференциальное сечение,оператор профиля,волно вые функции начального и конечного состояний, вычисление амплитуды реакции 142
3.3.2.Кинематика реакции двухчастичного расщепления %е. 148
3.3.3.Численные расчёты сечения реакции при энергии 155 МэВ в копланарной геометрии и сравнение с экспериментом 151
3.4. Реакция при энергии 590 МэВ в некопланарной геометрии 157
3.4.1.Волновая функция конечного состояния ядерной системы в непрерывном спектре. Особенности кинематики 157
3.4.2.Вычисление матричных элементов для амплитуды реакции 159
3.4.3.Эффекты взаимодействия в конечном состоянии и роль продольной составляющей передаваемого импульса... 160
3.5. Реакция трёхчастичного расщепления %е/р,2р/пр... 163
3.5.1 Летырёхчастичная кинематика реакции 163
3.5.2.Вывод общей формулы для дифференциального сечения. 166
3.5.3.Волновые функции начального и конечного состояний. Профильная функция перехода 167
3.5.4.Вычисление амплитуды реакции полного расщепления.. 170
3.5.5.Расчёт угловых корреляционных спектров при энергии 155 МэВ. Обсуждение роли различных эффектов 175
3.6. Дифракционное расщепление дейтронов ядрами. 178
3.6.1.дифференциальное сечение развала,обобщение оператора профиля ядра,волновые функции ир-системы... 180
3.6.2.Амплитуда кудоновского и ядерно-кулоновского расщепления. Вычисление матричных элементов.. 183
3.6.3.Особенности кинематики процесса. Расчёт угловой корреляции продуктов реакции на золоте при энергии 23 и 26 МэВ Д87
ГЛАВА ІV. Многочастичная дифракционная теория процессов передачи
4.1. Введение 193
4.2. Структура матричного элемента перехода в ядерных реакциях при высоких энергиях 4.2.1.Модеяь расчёта реакции подхвата 197
4.3. Эйконажьное приближение в теории реакций с перестройкой .204
4.3.1.Канальные гамильтонианы и взаимодействия, определение координат 204
4.3.2.Входной канал: функции Грина,оператор перехода, получение prior -слагаемого 205
4.3.3.Выходной канал: pos-Ь -слагаемое,амплитуда и сечение реакции многонуклонной передачи,обратная реакция . 209
4.4. Реакция дифракционного подхвата
4.4.1.Координаты Якоби,волновые функции ядер,амплитуда и сечение реакции. 212
4.4.2.Вычисление парциальной амплитуды /рКог-слагаемое/.215
4.4.3.Вычисление парциальной амплитуды /pos-fe -слагаемое/.217
4.4.4.Электромагнитные формфактори ядер 219
4.4.5.Расчёт угловых распределений,особенности кинематики процесса,сравнение с экспериментом при 770 МэВ 229
4.5. Трёхчастичный подход к дифракционной теории процессов передачи 235
4.5.1.Трёхчастичные гамильтонианы,функции Грина и оператор перехода,амплитуда реакции,специфика профильных функций 236
4.5.2.Пршевение подхода к реакции трёхчастичная кинематика процесса передачи 241
4.5.3.Результаты расчётов,сравнение разных подходов 243
4.6. Реакция при энергии 800 МэВ 247
4.6.1.Определение координат,модельные волновые функции ядер,амплитуда и дифференциальное сечение реакции. 247
4.6.2.Электромагнитные форюфакторы ядер лития, определение параметров модели. 251
4.6.3.Схема вычисления парциальных амплитуд,расчёт сечений /р, о/ реакции и сравнение с экспериментом... 257
Заключение 266
Литература
- Упругое рассеяние протонов ядрами и при энергии 600 МэВ
- Профильная функция ядра и амплитуды рассеяния для некоторых моделей многочастичной плотности
- Общие формулы для дифференциального сечения процесса выбивания нуклонов нуклонами из ядер
- Эйконажьное приближение в теории реакций с перестройкой
Введение к работе
В последние годы значительно повысился интерес к изучению ядерных процессов,которые вызываются быстрыми частицами с энергией порядка 102-10 МэВ,что связано как с развитием ускорительной техники, так и с совершенствованием экспериментальных методов ядерной физики,открывшими возможность проводить разнообразные опыты по рассеянию высокоэнергетических частиц на элементарных частицах и сложных ядрах. Указанные процессы как правило характеризуются тем,что с ядром мишени происходят относительно простые изменения,механизм которых в основном понятен. Вследствие малости длины волны налетающих частиц по сравнению с размерами ядер эти процессы являются важнейшим источником получения информации о деталях структуры ядер, характере взаимодействия между нуклонами внутри ядер, а также о природе ядерных превращений,сопровождающих процессы столкновения.
При столкновении быстрых частиц /электронов,адронов и т.п./ с ядрами возможно как упругое,так и неупругое рассеяние. Изучение упругого рассеяния позволяет получать сведения о размерах ядер, о распределении нуклонной плотности внутри ядер и о других статических характеристиках ядер в основном состоянии. Неупругое рассеяние можно использовать для определения характеристик возбуждённых состояний и выяснения природы соответствующих состояний,а также различных динамических свойств ядер [58,67,72] .
Исследование ядер электронами - это один из эффективных методов изучения структуры ядра. Электромагнитный характер взаимодействия электрона с ядром хорошо известен,что позволяет применить хорошо развитый аппарат квантовой электродинамики; кроме того,при взаимодействии электрона с полем ядра,создаваемым нуклонами и их токами, рассеяние электрона не сопровождается- сильным искажением ядерных состояний. Упругое рассеяние электронов обусловлено распределением электрического заряда и магнитного момента в ядрах и нуклонах,поэтому из данных по рассеянию электронов можно определить только электромагнитные характеристики ядер: среднеквадратичные радиусы заряда и намагничения,электрические и магнитные мультипольные моменты ядер в основном состоянии,а также плотности распределения заряда и магнитного момента в ядрах. Изучая упругое рассеяние электронов на изотопах, можно выяснить влияние нейтронов на распределение заряда в ядрах.
Изучение неупругого рассеяния электронов на ядрах с возбуждением дискретных уровней позволяет определить характеристики ядер в возбуждённых состояниях: энергии возбуждения уровней и их ширины, мультипольности переходов,спины и чётности состояний,приведенные вероятности переходов,переходные радиусы ядер,колебательные параметры поверхности ядра,параметры деформации,а также получать сведения о распределении переходных плотностей заряда,тока и намагничения. Переходная плотность содержит в себе сведения о волновой функции ядра как в основном,так и в возбуждённом состоянии. Поэтому определение вида этой плотности очень важно для получения сведений о волновых функциях ядра в возбуждённом состоянии. Сведения о переходной плотности содержатся в формфакторах неупругого рассеяния электронов на ядрах,которые получаются непосредственно из эксперимента. Обширный материал,относящийся к исследованию ядер методом рассеяния электронов высоких энергий,дан в монографии [29] и некоторых более ранних обзорах [52,67,87,104,129,143] .
В случае рассеяния адронов проявляется сильное ядерное взаимодействие, по этому сечение рассеяния характеризуется значительно большей величиной по сравнению со случаем электронов. При этом существенную роль могут играть спиновая и изоспиновая зависимость взаимодействия,поэтому сечение рассеяния оказывается зависящим не только от распределения заряда в ядре,но и от распределений нук-лонной плотности и других неэлектромагнитннх величин. Кроме того, при неупругом рассеянии адронов могут возбуждаться уровни иной природы,не возбуждаемые при рассеянии электронов,а также возможны явления перезарядки. Вся извлекаемая при этом информация в значительной мере расширяет наши знания о ядре,дополняя сведения,получаемые с помощью электронов. Так,например,информацию о переходной плотности можно получить и из анализа экспериментальных данных но неупругому рассеянию протонов высоких энергий на ядрах f89,I88,2I3) Как известно,природа и мультипольность перехода,а потому и величина сечения и форма углового распределения неупруго рассеянных частиц существенно зависят от квантовых характеристик возбуждаемого состояния ядра,вследствие чего экспериментальное измерение дифференциального сечения как функции угла рассеяния в случае возбуждения известных ядерных состояний может стать хорошей проверкой достоверности используемых в расчётах модельных представлений о ядрах и механизмов взаимодействий.
При больших энергиях налетающих частиц ядерные процессы происходят прямым путём без промежуточной стадии образования составного ядра. К прямым ядерным процессам относят такие процессы,в которых значительная часть энергии и импульса налетающей частицы передаётся одному или сравнительно небольшой группе нуклонов,что приводит к сильно коррелированной /с направлением первоначального пучка/ картине рассеяния. Примером могут служить реакции выбивания /e,e tf /, /р,р ti /, /р, Pel/, /р.РаС/, /оС,2оС/ и т.п., кинемати-ческая картина которых напоминает столкновение свободных частиц. Правильное понимание механизмов ядерных реакций крайне необходимо для извлечения надёжной информации о структуре ядра и получения сведений о характере взаимодействия элементарных частиц. Достаточно точные и разнообразные экспериментальные данные в сочетании с адекватной теорией могут дать новую информацию о таких деталях строения ядра,к которым мало чувствительны классические методы исследования ядер /ядерная спектроскопия,процессы при низких энергиях ,рае сеяние электронов/.
Так,из экспериментов на совпадение типа /е,е Н/ можно получить сведения об одночастичных свойствах ядра и его оболочечной структуре, такие как энергия связи нуклонов на оболочках,распределение нуклонов в ядре по импульсам для данной оболочки,а также сведения о короткодействующих корреляциях между нуклонами [63] При сравнении с экспериментом важен учёт взаимодействия нуклона с остаточным ядром. Аналогичную информацию об основном состоянии дают и более изученные реакции /р,2р/, хотя и с большей неопределённостью, поскольку эффекты искажения волн в ней проявляются сильнее,а потому теоретический анализ её более сложен. Реакция /р,2р/ изучена на многих ядрах и в широком интервале энергий 30,36,179,180] . С помощью реакции /е,ер/ можно надёжнее изучать оболочечную структуру более тяжёлых ядер,чем с помощью реакции /р,2р/.
Как известно,теоретическое рассмотрение взаимодействия адронов со сложными ядрами сопряжено с трудностями многочастичной задачи и с недостаточным знанием элементарного адрон-нуклонного взаимодействия. Кроме этого,рассеяние на нуклонах ядра существенно отличается от рассеяния на свободных нуклонах. Например,вследствие принципа Паули при рассеянии на связанных нуклонах ряд энергетически возможных состояний рассеяния оказывается запрещённым.
Формальный подход к изучению процессов упругого взаимодействия адронов с ядрами даёт теория многократных столкновений Ватсона [27] . Она даёт систему связанных операторных уравнений,связывающих полный Т-оператор адрон-ядерного рассеяния с двухчастичными адрон - нуклонными -fc - операторами. Однако, такие уравнения точно решить невозможно из-за их многочаетичности. Одна из глав II
ных задач теории состоит в том,чтобы обосновать приближенные методы, основанные на более простых подходах. Оптическая модель,например, где взаимодействие адрона с нуклонами ядра заменяется одночае-тичным комплексным нотенциалом /феноменологическим или вычисленным/, является одним из традиционных и наиболее наглядных подходов,нашедшим широкое применение в теории адрон-ядерных взаимодействий [84].
Основным методом анализа прямых процессов при невысоких энергиях являетея борновское приближение с искажёнными волнами [14,177] и техника шрелятивистских фейнмашвских диаграмм [85,86] . Достоинство метода фейнмановских диаграмм - в его наглядности и общности,а также в том,что он позволяет избежать явного использования ядерных волновых функций,оперируя непосредственно с амплитудами реальных или виртуальных процессов. Как правило,учитывается одна или несколько диаграмм,в лучшем случае - сумма избранного бесконечного ряда диаграмм. Вклад всех остальных диаграмм аппроксимируется комплексной константой,которая подбирается из сравнения с экспериментом. На языке диаграмм прямым процессам отвечают графики с небольшим числом внутренних линий,при этом механизм реакции определяется топологией диаграммы,дающей главный вклад в быстро меняющуюся часть амплитуды реакции.
В случае рассеяния высокоэнергетических частиц применимыми оказываются специфические приближённые методы,позволяющие с той или иной степенью точности интерпретировать экспериментальные данные; при этом оказывается,что многие из трудностей низкоэнергетического адрон-ядериого рассеяния,возникающие как в динамике нуклонов внутри ядра,так и в элементарном взаимодействии,попросту исчезают благодаря использованию приближений которые с ростом энергии становятся более оправданными.
Ввиду малости длины волны налетающего адрона по сравнению со средним межнуклонным расстоянием в ядре рассеяние при высоких энер 12
гиях может рассматриваться как результат взаимодействия налетающей частицы с отдельными нуклонами ядра. При этом решение задачи существенно упрощается,так как предполагается,что взаимодействие налетающей частицы с нуклонами ядра известно. Связано это прежде всего с тем,что движение быстрой частицы внутри ядра хорошо описывается в классических терминах,а её столкновение с нуклонами носит дифракционный характер.
Наиболее широко известным теоретическим методом рассмотрения прямых ядерных реакций при высоких энергиях является импульсное приближение [27,189] ,согласно которому столкновение с внутриядерным нуклоном предполагается происходящим как со свободным. Это приближение применимо,если кинетическая энергия налетающей частицы велика по сравнению с энергией связи отдельных нуклонов в ядре, а длина свободного пробега Z между двумя последовательными соударениями велика для того,чтобы разброс значений энергии рассеянной частицы ЛЕ был намного меньше кинетической энергии налетающей частицы. Последнее означает малость эффектов схода с энергетической поверхности. В импульсном приближении сечение какого-либо процесса взаимодействия адрона с ядром выражается через амплитуду упругого адрон-нуклонного рассеяния и некоторые формфактори,связанные со структурой ядра [189,221] ,которые можно раесчитать,основываясь на определённой модели ядра. Более последовательная теория импульсного приближения [70,72,204] учитывает искажение волновой функции адрона.
Более точным по сравнению с импульсным приближением является рассмотрение,основанное на учёте дифракционного характера ядерного взаимодействия при высоких энергиях [7,57-60] .Как отмечалось [59], дифракционные явления имеют место при условии малости длины волны относительного движения сталкивающихся частиц по сравнению с размерами области взаимодействия. При этом угловое распределение рассеянных частиц характеризуется резким максимумом при малых углах и не зависит от деталей взаимодействия,а является следствием волновой природы частиц. При высоких энергиях,когда длина волны налетающего адрона намного меньше радиуса tffJ -взаимодействия,рассеяние на ядре можно рассматривать как многократное дифракционное рассеяние на отдельных нуклонах.
Общая теория дифракционных ядерных процессов с участием сложных частиц,учитывающая эффекты многократного рассеяния,была создана А.Г.Ситенко [.61] . Основываясь на аналогии с классической оптикой и используя обобщённый принцип Гюйгенса,были получены формулы для описания процессов упругого и неупругого рассеяния нуклонов на ядрах,а также неупругих ядерных процессов,сопровождающихся перераспределением частиц. Независимо аналогичные результаты для упругого и неупругого рассеяния получены Р.Глаубером [158] . Дифракционная теория удивительно хорошо описывает рассеяние еильновзаимо-действующих частиц высокой энергии на ядрах [32,34,89,99,105, 131-134,149,160,161,165,188,207-209,248,249] . В этой теории амплитуда адрон-ядерного рассеяния выражается непосредственно через амплитуду свободного адрон-нуклонного рассеяния и многочастичную переходную ядерную плотность. В отличие от импульсного приближения с искажёнными волнами в дифракционном подходе более последовательно учитываются эффекты многократного рассеяния [71,72] . Поскольку при многократном рассеянии существенную роль играет интерференция, процессы взаимодействия оказываются довольно чувствительными к пространственной структуре ядер.
В высокоэнергетической области после пионерских работ в Брукхэй-вене [109,113,152,224] в последующие годы в Гатчине,Сакле и Лос-Аламосе было получено много высокоточных экспериментальных данных по упругому,неупругому и квазиупругому рассеянию протонов на многих ядрах [2,93,94,96,97,119,124,128,172,229-232] ,что стимулировало интенсивные теоретические исследования. Общее состояние теории и исчерпывающий перечень ссылок можно найти в обзорах [25,59, 60,72,76,96,100,128,174,240,268] и монографиях [57,58] .
Как выяснилось позднее,в целом ряде случаев предсказания,сделанные на основе дифракционной теории,удивительно хорошо согласуются с экспериментальными данными даже в той области энергий и передаваемых импульсов,где для её применимости,казалось бы,нет никаких оснований. Для понимания причин такой ситуации была проделана большая работа по выводу и строгому теоретическому обоснованию дифракционной теории многократного рассеяния /ДТМР/ [37,38,77,136, 141,166,169,215,227,234] ,по систематическому анализу многочисленных поправок к эйкональной теории и по определению границ её применимости [95,146,156,164,241-244,264-266,271,273] . Как отмечалось [240].многие из поправок имеют тенденцию к взаимному сокращению, в результате чего область применимости ДТМР эффективно расширяется.
Помимо дифракционной теории имеется и другая довольно общая схема анализа рассеяния адронов ядрами Кермана-Мак Мануса-Талера /КМТ/ [189] .состоящая в конструировании оптического потенциала и поправок к нему высших порядков,который выражается через адрон-нуклонную амплитуду,плотности распределения нуклонов,корреляционные функции и другие характеристики ядра. Этот метод был в последствии существенно развит и имеет многочисленные приложения [121, 128,142,170,198,203,229-232,260,262,263] . Метод,однако,громоздок и сложен как из-за необходимости учёта большого числа парциальных волн при высоких энергиях,так и из-за нелокальности поправок высших порядков к оптическому потенциалу.
Учёт случайных флуктуации плотности ядерного вещества и рассеяния на них нуклонов /подобного рэлеевскому/ позволило[бб]учесть влияние на оптический потенциал принципа Паули и взаимодействия между нуклонами в ядре. Упругому и неупругому рассеянию протонов на ядрах уделялось особенно много внимания главный образом из-за простоты теоретического анализа и желания исследовать распределение ядерной материи и переходных плотностей. Теоретическая обработка эксперимента,проведенная в рамках указанных выше схем,привела к новой информации о распределений ядерной плотности [і,94,100,128,172,256,263]. Так, было установлено,что радиусы распределений протонов и нейтронов близки,отличаясь в тяжёлых ядрах на величину порядка 0.1-0.2 $м.
На практике оба подхода используют свободную адрон-нуклонную амплитуду,одночаетичные плотности распределения протонов и нейтронов в основном состоянии и модельные корреляционные функции. Предполагая, например, что М -амплитуды и плотность распределения протонов /например,из электронных экспериментов/ известны,соответствующий анализ позволяет получить распределение нейтронов в ядре.
Многочисленные приложения теории дифракционного многократного рассеяния Глаубера-Ситенко и оптжо-модельного подхода Кермана-Мак Мануса-Талера,сделанные в последние несколько лет для упругого и неупругого рассеяния протонов с целью изучения деталей плотности распределения ядерной материи,межнуклонных корреляций и других характеристик ядер,побудило[233]проанализировать точность этих теорий и различных приближений,используемых в численных расчётах,а также роль поправок к ним высших порядков. Выводы оказались обнадёживающими. Так,сравнение извлечённых распределений нейтронной плотности с вычисленными по методу Хартри-Фока оказалось хорошей проверкой используемых теорий,так как указало на близость этих распределений с точностью в несколько процентов. Интересно отметить, что теории Глаубера-Ситенко и Кермана-Мак Мануса-Талера в своих простейших вариантах /без поправок/ зачастую описывают экспериментальные данные лучше,чем с учётом поправок к ним. В настоящее время наибольший источник неопределённостей заключается в отсутствии достаточно точной и полной информации об элементарных адрон-нуклоиных амплитудах,что пока ещё затрудняет извлечение из данных по упругому рассеянию протонов надёжной и однозначной информации о распределении ядерной материи и о межнуклонных корреляциях в ядрах.
Основные формулы теории рассеяния в эйкональном /дифракционном/ приближении приводятся в Приложении А, а их обобщение на случай адрон-ядерного рассеяния даётся в Приложении Б.
В настоящей диссертационной работе проведено теоретическое рассмотрение широкого круга ядерных процессов,которые вызываются адронами и более сложными частицами в области промежуточных энергий /& Ю3 МэВ/ на ядрах с А .6 10. Особое внимание уделяется разработке новых дифракционноподобных методов расчёта дифференциальных сечений упругого и неупругого рассеяния,сечений процессов расщепления ядер,фрагментации,а также реакций с перераспределением частиц. Все разработанные методы аппробируются расчётами сечений конкретных ядерных процессов и сравнением с экпериментом,которое во всех рассмотренных случаях оказывается хорошим указывая тем самым на предсказательную силу развитых подходов.
До сих пор указанные реакции рассматривались в литературе с помощью метода искажённых волн,который применим строго только для ядер с А » I и неприменим для легчайших ядер,либо с помощью диаграммной техники,в которой не всегда достаточно полно учитываются эффекты многократного рассеяния,а также эффекты взаимодействия в начальном и конечном состояниях. Очевидно,что более адекватными при высоких энергиях должны оказаться подходы,основанные на дифракционном характере взаимодействия налетающего адрона с нуклонами ядра. В случае ядерных реакций с перераспределением частиц при высоких энергиях ситуация осложняется ещё и тем,что попытки непосредственного распространения хорошо зарекомендовавшего себя при средних энергиях 3 W6A -метода на область высоких энергий не увенчались успехом,так как этот метод оказался не в состоянии объяснить ряд недавно появившихся экспериментальных данных по /p, t/ реакции. Именно это обстоятельство способствовало появлению ряда моделей для описания этих реакций,использующих как механизм виртуального штанного обмена,так и механизмы,содержащие промежуточные перерассеяния. Хотя привлечение таких механизмов в формализме ейнмановских диаграмм и может качественно воспроизвести ход экспериментальных зависимостей сечений процессов,заранее не ясно,каким классом диаграмм /механизмов/ другой топологии можно ограничиться. С другой стороны,высокоэнергетическое приближение позволяет найти явные выражения для искажённых волн,которые можно связать с элементарными амплитудами и использовать для расчёта амплитуд реакций,например, в 3 wBA-схеме Наконец,учитывая специфические особенности реакций с перераспределением частиц при высоких энергиях и исходя из довольно общих соображений,можно получить общую структуру матричного элемента оператора перехода,а затем,используя многоканальные уравнения теории ядерных реакций в эйкональном приближении,развить схему вычисления искомых матричных элементов. Поэтому построение адекватных теоретических подходов для интерпретации процессов с перераспределением частиц при высоких энергиях является в настоящее время актуальной проблемой.
Таким образом,исследование разнообразных процессов взаимодействия адронов и сложных частиц с ядрами при высоких энергиях является перспективным ж актуальным направлением,имеющим большое практическое и теоретическое значение,как с точки зрения углубления и расширения наших знаний о структуре ядра,выявлении их новых свойств, так и для понимания механизмов протекания ядерных реакций и методов их описания. Из всего изложенного следует,что в процессе теоретического изучения процессов взаимодействия высокоэнергетических частиц с ядрами остались нерешёнными следующие важные вопросы теории:
Дальнейшее развитие приложений ДТМР к процессам упругого и неупругого рассеяния протонов,дейтронов и пионов ядрами в широкой области энергий и передаваемых импульсов с целью расширения наших знаний о структурных особенностях ядер в основном и в возбуждённых состояниях,а также выяснения применимости теории при средних энергиях.
Разработка высокоэнергетического метода построения искажённых волн,описывающих движение взаимодействующих частиц с учётом их мно-гонуклонной структуры ж необходимых для теоретического анализа ядерных реакций с перестройкой. Эти волны должны быть связаны со свободной амплитудой адрон-нуклонного рассеяния подобно тому,как в ДШР Т-оператор перехода для упругого рассеяния адронов ядрами выражается через те же амплитуды.
Численное исследование развитого метода на примере упругого рассеяния протонов ядрами s - и р-оболочки и его сравнение с существующим Т-матричным подходом. Определение оптического предела метода, приближения когерентности и численный анализ их точности.
Применение метода к исследованию ядерных процессов с перераспределением частиц при промежуточных энергиях. Построение эйкональной модели реакций однонуклонного подхвата и теоретический анализ экспериментов по /р, d/ реакции.
Развитие обобщенных дифракционных методов с целью описания на их основе глубоконеупругих ядерных процессов типа квазисвободного выбивания из ядер нуклонов адронами ж фрагментации. Применение метода для интерпретации экспериментальных данных на примере реакций /р,2р/ и /d,pn/.
Построение теоретического подхода к описанию процессов с перестройкой при промежуточных энергиях /реакций передачи/,основанного на ДТМР. Получение формул для расчёта дифференциального сечения реакции передачи в общем виде и для конкретного ядерного процесса /р,о6/ реакции. Обобщение подхода,учитывающего трёхчастичный характер процесса передачи. Применение развитых методов к расчёту сечений /р, L/ реакций,сравнение с экспериментом. Построение специальной кинематики процесса,свойственной эйкональному приближению.
Решению этих и других задач и посвящена настоящая диссертация.
Первая глава посвящена исследованию процессов упругого и неуп-ругого рассеяния протонов,дейтронов и 5Г" -мезонов трёхнуклонннми ядрами %е, % и кластерными ядрами 6Ы» Ll при средних и промежуточных энергиях. Основу рассмотрения адрон-ядерного взаимодействия составляет ДТМР Глаубера-Ситенко. Для описания состояний ядер %е и % использовались как простейшие модельные волновые функции гауссовского типа,так и микроскопические волновые функции,полученные в результате решения трёхчаетичног© уравнения Шредингера с парными потенциалами прямоугольной форш. Проанализирован вклад в сечение различных компонент волновой функции,отвечающих различным пространственным симметриям. Ядра лития как в основном,так и в возбуждённых состояниях рассматривались на основе модели нуклонных ассоциаций,а в волновой функции дейтрона учитывался вклад % - и з -волн. Параметры модельных волновых функций согласовывались с данными по рассеянию электронов. Исследовано влияние форш волновой функции,описывающей относительное движение ассоциаций в основном состоянии и роль эффектов кластеризации в объяснении экспериментальных данных.
Во второй главе в высокоэнергетическом приближении развивается техника построения искажённых волновых функций,описывающих движение взаимодействующих фрагментов с учётом их многонуклонной структуры и необходимых для теоретического описания процессов с перераспределением частиц. В адиабатическом приближении /неподвижных рассеива-телей/ искажённые волны и амплитуда адрон-ядерного рассеяния выражаются через трёхмерную обобщённую профильную функцию,которая непосредственно связана с амплитудой свободного адрон-нуклонного рассеяния. Развитая схема применяется к описанию упругого рассеяния протонов ядрами $ - ж р-оболочки. Выведены формулы для расчёта дифференциальных сечений упругого рассеяния на ядрах,рассматриваемых в модели независимых частиц для некоторых разновидностей многочае-тичной плотности. Показано,что в пределе q. =0 и \- ъ эти формулы переходят в известные выражения ДТМР. Выполнен численный анализ О А ТО упругого рассеяния протонов с энергией I ГэВ на ядрах ° He,i &C и б0 и проведено сравнение с экспериментом. Показано,что без введения дополнительных параметров удаётся количественно объяснить форму минимумов сечений и получить лучшее описание экспериментальных данных по сравнению с ДТМР. Численными расчётами проанализирована точность приближения когерентности для s -оболочечных ядер и оптического предела для s - и р-оболочечных ядер. Для р-оболочечных ядер в пределе А» I получен оптический потенциал,совпадающий с выражением теории КМТ. В этой же главе в рамках метода искажённых волн с использованием найденных волновых функций относительного движения частиц в непрерывном спектре строится эйкональная модель реакции однонуклонного подхвата /р,с/ с учётом многонуклонной структуры ядер. Выводятся общие формулы для расчёта угловых распределений образующихся дейтронов и обосновывается ряд приближений, упрощающих полученные выражения. Дан теоретический анализ экспериментальных данных по угловому распределению дейтронов в реакции Не/р,d/3He при Ер=770 МэВ и функции возбуждения. Показано,что механизм многократного рассеяния является определяющим в обеспечении больших передаваемых импульсов,а само сечение реакции оказывается очень чувствительным к деталям структуры ядер. Третья глава посвящена исследованию процессов дифракционного расщепления ядер /квазиевободного выбивания нуклонов/ адронами. Для анализа этих процессов используется ДТМР,которая обобщается на случай одного глубоконеупрутого столкновения,когда выбитому нуклону может передаваться значительный продольный импульс. Получены формулы для сечения процесса выбивания нуклона нуклоном в предполо- . жении дифракционного механизма взаимодействия налетающего нуклона с остальными нуклонами ядра. Найдена связь Т-матрицы реакции с дифракционной амплитудой неупругого рассеяния,которая выражается через обобщённый профиль ядра. Учёт продольной составлящей передаваемого импульса в нём был проведен в рамках предположения об аддитивности фазовых сдвигов. На основе построенного формализма выполнен теоретический анализ реакций двух- и трёхчастичного расщепления %е протонами. Показана важная роль эффектов многократного рассеяния и взаимодействия в конечном состоянии между продуктами реакции в описании наблюдаемых характеристик процесса. Установлена определяющая роль продольной составляющей передаваемого импульса для количественного описания экспериментальных данных. В рамках того же формализма проанализирована реакция развала дейтрона в ядерно-кулоновс-ком поле ядра I9 Acu .
В четвёртой главе развивается новый теоретический подход к описанию ядерных процессов с перераспределением частиц /реакций передачи/ при высоких энергиях,использующий факт малости сечения реакции по сравнению с сечением процессов без изменения состава сталкивающихся частиц. В рамках метода собственных состояний получена общая структура матричного элемента оператора перехода в виде разности двух слагаемых,содержащих амплитуды рассеяния частиц /без изменения их состава/ во входном и в выходном каналах соответственно. Вывод основан на диагонализации $ -матрицы с помощью унитарного преобразования,осуществляющего переход от физических состояний каналов к собственным состояниям оператора рассеяния. Исходя из уравнений многоканальной теории ядерных реакций в эйкональном приближении получены конкретные формулы для амплитуд реакции передачи кластера в ядерно-ядерных столкновениях. Проведено обобщение формализма, учитывающее трёхчастичный характер реакций передачи. Построена специальная кинематика процесса.свойственная эйкональному приближений и следующая из условия сохранения собственного значения канальных гамильтонианов. Развитый подход применяется для интерпретации экспериментальных данных по угловым распределениям дейтронов в /p,ol/ реакции на %е и "ц . Параметры волновых функций участвующих в реакций ядер находились из условия описания на их основе экспериментальных зарядовых формфакторов ядер в широкой области значений передаваемых импульсов. Получено хорошее ©писание экспериментальных данных. Показано,что основной вклад в сечение реакции даёт ъ -волна основного состояния дейтрона,что связано со значительной величиной передаваемых в реакции импульсов,а величина сечения оказывается довольно чувствительной к содержанию высокоимпульсных компонент в волновой функции. Установлена важная роль механизма многократного раесеяния в обеспечении больших передаваемых имиульеов в рассмотренных реакциях и в понимании поведения их функций возбуждения.
В заключении даются выводы,которые получены в диссертации на основе проведенных исследований.
Упругое рассеяние протонов ядрами и при энергии 600 МэВ
К сожалению,отсутствие экспериментальных данных по перезарядке при малых углах рассеяния не позволяет провести сравнение с теоретическими расчётами. Для описания же данных при больших углах существенен вклад как изовекторных,так и спин-изовекторных членов амплитуды.
Таким образом,можно сделать вывод,что дифракционная теория многократного рассеяния удовлетворительно описывает данные по упругому рассеянию протонов средних энергий в области углов передней полусферы. Из-за относительной малости рассматриваемой энергии осциллирующая дифракционная картина сечения ещё не развита.
В работе [122] были измерены дифференциальные сечения упругого рассеяния протонов с энергией 600 МэВ на ядрах 2H,sHe и 4Не. Эксперимент при той же энергии,но с более высоким разрешением был проведен в [138] , где были измерены дифференциальные сечения упругого рассеяния протонов ядрами 2Н, Н,%е и 4Не. В рамках дифракционной теории многократного рассеяния упругое рассеяние протонов ядрами %i и % с учётом спин-изоспиновой зависимости AW -амплитуды изучалось в [150J . Однако, построение полной функции профиля ядра проводилось без учета симметричности полного фазового сдвига, а в членах дву- и трёхкратного рассеяния делалось приближение контактности взаимодействия,описанное в разделе I.I. При микроскопическом рассмотрении маяонуклонных систем наряду с вариационными подходами широко используются методы прямого решения уравнения Шредингера. В ряде работ [ДО,II, 83] для описания основных состояний трёхнуклонных ядер был развит метод гармонических полиномов /К-гармоник/, основанный на разложении волновой функции системы по полному ортнормированному набору угловых функций на шестимерной гиперсфере единичного радиуса,которые являются одновременно базисными функциями неприводимого представления трёхчас-тичной группы перестановок. Обычно в этих разложениях ограничиваются первыми членами. Представляет интерес рассмотреть упругое рас-сеяние протонов ядрами Не и Н с использованием волновых функций метода К-гармоник,поскольку дифференциальные сечения рассеяния в области дифракционного минимума чувствительны к деталям волновых функций основного состояния.
Полную волновую функцию системы трёх нуклонов,которая антисимметрична относительно перестановок пространственных,спиновых и изо-спиновых координат любой пары частиц,можно записать следующим образом [11,24] : где f -пространственные, а -спин-изоспиновые функции. Верхний индекс указывает,что при перестановке соответствующих координат функция полностью симметрична /5/,антисимметрична А/ или преобразуется по двумерному неприводимому представлению группы перестановок / , V. Связь функций f с трёхнуклонными спиновыми V и изоспиновыми функциями определяется соотношениями
Все функции у ортнормированы и относятся к состоянию с полным спином.Мы рассматриваем здесь состояние трёх нуклонов с орбитальным моментом L=0. Функции 2 i .обозначенные штрихом /двумя штрихами/ являются антисимметричными /симметричными/ по отношению к координатам частиц I и 2 ; иными словами нуклоны I и 2 сначала связываются в состояние со спином или изоспином 0/1/, а затем связь с нуклоном 3 приводит к полному спину или изоспину,равному 1/2.
Профильная функция ядра и амплитуды рассеяния для некоторых моделей многочастичной плотности
При теоретическом рассмотрений ядерных процессов с перераспределением частиц при высоких энергиях возникает необходимость в использовании искажённых волн,описывающих движение взаимодействующих фрагментов. Искажение волн обычно учитывают с помощью оптического потенциала,построенного,например,по методу [189] . Однако,для лёгких ядер /А 10/ заранее не очевидно,что оптическое приближение будет достаточно обоснованным. Кроме того,стандартный метод парциального разложения становится при высоких энергиях очень громозд-ким,поскольку требует учёта сотен парциальных волн. Поэтому желательно искажённые волновые функции находить не прибегая к понятию оптического потенциала,а попытаться связать их со свободными амплитудами / / -рассеяния подобно тому,как это делается в дифракционной теории многократного рассеяния /ДТМР/ [61,158] для многонук-лонного Т-оператора.
Характерной особенностью ры -амплитуд при энергиях порядка сотен МэВ является то,что получаемые с их помощью угловые распределения рассеяния имеют значительный подъём под задними углами,т.е. сечение не носит чисто дифракционный характер. Это относится ко всем членам -амплитуды,включая самый главный,не зависящий от спина. Этот факт не может быть непосредственно учтён в обычной ДТМР,хотя как отмечалось в [20] ,простейшее обобщение ДТМР оказывается справедливым даже если входящие в него tnt-амплитуды не носят строго дифракционный характер. Соответствующие формулы /конечный ряд по w -амплитудам/ [38] получаются строго исходя из фейнмановских диаграмм или из теории многократного рассеяния Ватсона [27] с использованием эйконалышх пропагаторов. Тем не менее,даже при низких энергиях,когда,вообще говоря,не выполняются ещё все критерии применимости ДТМР,она во многих случаях успешно описывает рассеяние адронов на ядрах [123,194,212] .
Как известно,подъём сечения под задними углами в ntJ «рассеянии обязан обменным эффектам. Представляет интерес выяснить,как можно учесть эти эффекты в упругом нуклон-ядерном рассеянии,сечение которого также обнаруживает заметный подъём при рассеянии назад. Этот подъём обычно объясняется механизмом тяжёлого срыва [210,255], который привлекается для описания рассеяния в заднюю полусферу.
Ниже развивается альтернативный подход к ДТИР,основанный на использовании искажённых волновых функций и в предположении о малости эффектов схода с энергетической поверхности. В частности,с помощью искажённых волн строится многонуклонный Т-оператор для случая упругого рассеяния. Искажённые волны находятся в выеокоэнерге-тичееком пределе и учитывают многочастичность рассеивателя в том же адиабатическом приближении неподвижных рассеивателей,что и в теории Глаубера-Ситенко и играющие важную роль при рассмотрении ядерных реакций с перераспределением частиц. Эти волны естественным образом связываются с экспериментальными амплитудами м-рассеяния подобно тому,как в дифракционном Т-операторе профильные функции нуклонов связываются с теми же амплитудами. Развитый формализм иллюстрируется расчётами дифференциальных сечений упругого рассеяния протонов ядрами s - и р-оболочки при энергии I ГэВ, а также углового распределения дейтронов в реакции 4Не/р, L /%е при энергии протонов 770 МэВ и функции возбуждения этой реакции.
Граничные уело вия для искажённых волн учитываются пределами интегрирования. Траектория интегрирования в фазовом интеграле берётся вдоль нажрав ления импульса к налетающей частицы. С помощь /2,2.2/ представим где по аналогии с обычной дифракционной теорией /ЦТ/ введена обобщённая профильная функция
Величина k (+) определяющая искажённую волну,не является обычной дифракционной профильной функцией. Она удовлетворяет следующим граничным условиям бычная профильная функция ДТ, соответствующая гауссов-ской дифракционной параметризации двухчастичной амплитуды рассеяния
Свяжем функцию w +; со свободной амплитудой упругого рассеяния, которая может быть взята,например,из эксперимента. Предполагая, что амплитуда (; является регулярной функцией,которая становится пренебрежимо малой для нередаваемых импульсов % , сильно отличаю щихся от допустимых по закону сохранения энергии,получим,обращая
Общие формулы для дифференциального сечения процесса выбивания нуклонов нуклонами из ядер
Расчёты сечений упругого рассеяния на этих ядрах при энергии -»1 ГэВ,проведенные ранее Гз,54,105,207,248] на основе ДТМР,достаточно хорошо описывали экспериментальные данные за исключением областей минимумов сечений,где получались очень глубокие провалы, не согласущиеся с экспериментом. Наличие слишком глубоких минимумов в расчётных сечениях побудило авторов [ 3,97,100] ввести полиномиальную зависимость параметра f -амплитуды от передаваемого импульса c\f с феноменологическими параметрами,что обеспечило нужную степень заполнения. На принципиальную возможность заполнения минимумов в протон-ядерных сечениях таким механизмом указывалось также Предпринимались также попытки устранить расхождение теории с экспериментом как путём изменения значения по сравнению с его значением в свободной A/W -амплитуде [54] /в некотором смысле этот эффект аналогичен влиянию кулоновского взаимодействия/, так и включением в рассмотрение процессов,связанных с тем,что рассеиваемый протон в промежутках между актами нере-расееяния на нуклонах ядра может переходить в возбуждённое состояние д33 -изобары [175,267] . Однако,как показало более корректное рассмотрение [Юі] ,этот механизм не позволяет объяснить необходимую степень заполнения минимумов. В наших расчётах ео стандартной параметризацией tftf -амплитуды /сплошные кривые на рис. 2.1,2.3, 2.4/ учёт продольной составляющей передаваемого импульса по изложенной выше схеме обеспечивает необходимую степень заполнения дифракционных минимумов с хорошей устойчивостью по всем параметрам теории. Штриховые кривые на рис. 2.1 - 2.4 соответствуют расчётам по обычной ДГНР.
Величины осцилляторного параметра находились с использованием формулы для зарядового радиуса ядра с учётом отдачи и размеров протона и экспериментальных зарядовых радиусов . Формфактор плотности /2.5.18/ с указанными в таблице 2.1 значениями параметров с учётом фактора отдачи и формфактора протона /4.4.60/ хорошо описывает экспериментальные данные по упругому рассеянию электронов на ядрах 12С и 160 [246] .
Для ядер гелия расчёт сечения проводился как с простой волновой функцией /2.4.17/ так и с более сложной /2.4.26/. При этом результаты расчётов оказываются близкими /для Не соответствующие кривые практически совпадают/,если указанные функции хорошо описывают наклон экспериментального формфактора,демонстрируя тем самым слабую чувствительность сечения упругого рассеяния к деталям волновых функций.которые проявляются лишь при больших значениях передаваемого импульса. Для ядра 3Не значение .найденное по зарядовому радиусу,приводит к резкому расхождению расчётного сечения и наіш на зарядового формфактора с экспериментом.
Представляет интерес оценить величину вклада виртуальных возбуждений ядра в сечение упругого рассеяния. На рис. 2.2 сплошной кривой /цифра I/ представлены результаты расчёта сечения упругого р-3Не рассеяния в пренебрежении дисперсионными эффектами с использованием /2.4.36/. Эта же зависимость на рис. 2.1 изображена штрих-пунктирной кривой. Результаты расчёта в ДТМР на рис. 2.2 в том же приближении когерентности представлены штриховой кривой /цифра I/. Как видно из рисунка,вклад виртуальных возбуждений ядра оказывается очень важным в области больших передаваемых импульсов (&Р15 ). Это связано с тем,что сечения неупругих процессов малы при малых v /в отличие от упругого рассеяния/ и могут сравниваться с сечением упругого рассеяния лишь при больших значениях v
На рис. 2.3 и 2.4 сплошными кривыми представлены результаты расчётов по формуле /2.5.13/ с профилем /2.5.14/,которые практи чески не отличаются от расчётов с профилем /2.5.16/,а также от расчётов в оптическом пределе с использованием формулы /2.5.19/. Кривые,соответствующие этим расчётам,не изображены на рисунках. Различие между предсказанием теории многократного рассеяния и оптическим приближением оказывается даже меньше тех неопределённостей, которые связаны с некоторым разбросом значений параметров Htf-амплитуды /например f /. В ДТМР этот результат был известен давно [207] . Из общих соображений очевидно,что оптический предел должен хорошо работать для ядер с А» I. На удивление,расчёты в оптическом пределе для ядер %е и 4Не также удовлетворительно описывают эксперимент. Соответствующие 3Не результаты изображены на рис. 2.2 сплошной кривой /цифра 2/; штриховая кривая соответствует оптическому пределу в ДТМР.
В заключение отметим,что мы не ставили задачей детальное динамическое обоснование рассмотренного подхода,а развили альтернативную схему и на примере упругого рассеяния выяснили её точность. Как показали расчёты,эффекты,связанные с учётом продольной составляющей передаваемого импульса,оказались важными именно в тех областях, где традиционная ДТМР не согласуется с экспериментом.
В свете рассмотренного выше механизма заполнения дифракционных минимумов выводы [168,219] о решающей роли з -волны в сглаживании минимумов в сечении упругого адрон-дейтронного рассеяния представляются не окончательными.
Эйконажьное приближение в теории реакций с перестройкой
Взаимодействие нуклонов и сложных частиц с ядрами при энергии падающих частиц порядка сотен МэВ,когда продольная /относительно импульса падающей частицы/ составляющая переданного импульса значительно меньше поперечной составляющей,носит дифракционный характер, что имеет место при упругом рассеянии быстрых адронов ядрами [61] ,при дифракционном расщеплении дейтронов в поле ядра [62] и других процессах.
При бомбардировке ядер быстрыми протонами или другими адронами из ядер с большой вероятностью могут выбиваться нуклоны,которые как и рассеянные частицы будут двигаться в основном в переднем направлении. В этом процессе продольная составляющая переданного импульса может быть сравнима с поперечной и дифракционный механизм процесса может нарушаться,хотя сам процесс остаётся прямым и характеризуется заметной анизотропией угловых распределений рассеянных и выбитых нуклонов. Этот процесс можно описать,используя, например,импульсное приближение с искажёнными волнами [189] . Изучению процесса выбивания нуклонов из ядер протонами промежуточных энергий в $WIA посвящено много работ
В случае,когда переданный импульс % почти перпендикулярен импульсу налетающего протона будет применимо дифракционное приближение. Вероятность процесса при таких условиях заметно меньше,чем в случае наличия большого %п ,однако, изучение таких процессов имеет свои преимущества. Так,если выбивание нуклона из ядра мишени происходит при дифракционном рассеянии адрона,то энергия выбитого нуклона мала /десятки МэВ/. Тем самым в /р,рп/ реакциях детектирование выбитого нейтрона облегчается по сравнению со случаем,когда он имеет энергию порядка сотен МэБ. Кроме того,теория дифракционного рассеяния адронов ядрами хорошо разработана,а из сравнения полученных на основе дифракционной теории сечений процессов с данными экспериментов можно извлекать информацию о свойствах ядер,в том числе об импульсном распределении нейтронов и протонов. Таким образом,изучение выбивания нейтронов при дифракционном рассеянии протонов открывает путь для непосредственного исследования свойств нейтронов в ядрах.
При энергиях протонов,когда длина волны X мала по сравнению с радиусом г0 М-взаимодействия, /сотни МэВ и выше/, взаимодействие с нуклонами ядра можно рассматривать независимо и профильную функцию,описывающую взаимодействие налетающей частицы с ядром,можно выразить через профильные функции,характеризующие взаимодействие падающей частицы с отдельными нуклонами ядра [72] . При низких энергиях,когда условие Зс г0 не выполняется,а зс мала лишь по сравнению с размерами всего ядра,в теорию входит профильная функция ядра как целого,без учёта его микроструктуры и,следовательно, невозможно последовательно рассматривать процессы выбивания частиц из ядра и изучать структуру ядер мишени. В случае же высоких энергий, когда можно ввести адрон-нуклонные профильные функции,имеется возможность на основе микроскопического подхода описать различные процессы неупругого рассеяния,а также ядерные реакции,сопровождающиеся выбиванием нуклонов и сложных частиц из ядер с учётом различных деталей ядерной структуры и ядерного взаимодействия.
Так,в работах [26,162] на основе теории Глаубера-Ситенко разработан подход для описания процессов квазиупрутого выбивания кластеров из ядер протонами высоких энергий,при котором учитывается изменение внутреннего состояния выбитого кластера. В то время как в случае упругого и неупругого рассеяния протонов ядрами эффекты многократного рассеяния в случае А»1 достаточно учесть в оптическом пределе [72] .последовательное описание выбивания кластеров требует микроскопического подхода.
В последние годы большое внимание уделяется изучению малонук-лонных ядер с целью получения информации как о структуре этих ядер,так и о ядерном взаимодействии между нуклонами. Теоретическое исследование малонуклонных систем представляется важным и с точки зрения обоснования феноменологических двухнуклонных взаимодействий. Важным источником получения сведений о ядерном взаимодействии и структуре трёхнуклонных ядер является анализ упругого и неупрутого рассеяния электронов и протонов высоких энергий ядрами %е и %. Высокоэнергетические эксперименты по упругому,неупругому и квазисвободному рассеянию протонов трёхнуклонными ядрами представляют особый интерес,т.к. для их теоретической интерпретации не требуется решения сложной проблемы четырёх тел.
В ряде работ [45,54,122,138,150,202,220] с помощью упругого рассеяния протонов высокой энергии изучалось основное состояние ядер Не и Н. Проведение экспериментов на совпадение при двух- и трёхчастичном расщеплении %е протонами [151,192] открывает новые возможности получения информации не только о свойствах трёхнуклонных ядер,но и о механизме реакции,поскольку сечение расщепления зависит как от волновой функции основного состояния ядра,так и от волновой функции конечного состояния,отвечающего непрерывному спектру системы. Как показали расчёты [35,78,196,205] ,сечения электрорасщепления %е и Е весьма чувствительны к пространственным частям волновых функций начального и конечного состояний. Поэтому представляет интерес использовать полученные волновые функции для объяснения экспериментальных данных по расщеплению этих ядер протонами.
