Свойства локализованных состояний адронов в ядерном веществе и атомных ядрах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА I. ЯВЛЕНИЕ АВТ0Л0КАЖЗАЩЙ ПРИМЕСНЫХ ЧАСТИЦ

В ОБЩЕЙ И ЯДЕРНОЙ ШИЗИКЕ .II

Введение . II

1.1 Пузырьки и калли в жидком и плотном газообразном гелии

1.2 Простая модель локализации адронов в нуклонной среде

1.3 Локализованные адронные состояния солитоны

1.4 Адрон-ядерное взаимодействие

1.5 Экспериментальные данные об адрон-нуклонном и адрон-ядерном взаимодействии

2.1 Квантовые флуктуации параметров адронного пузырька . 42

2.2 Время жизни локализованного адронного состояния . 48

2.3 Эффективная масса локализованного состояния . 52

2.4 Затухание поступательного движения. Предельная скорость распространения пузырька . 58

2.5 Амплитуда перехода локализованного состояния в делокализованное .64

2.6 Влияние конечности ядра на спектр

К^-мезонного пузырька .71

Заключение .75

ГЛАВА 3. ВОЗМОЖНЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТЫ ПО НАБЛЮДЕНИЮ

ЛОКАЛИЗОВАННЫХ СОСТОЯНИЙ .77

Введение .77

3.1 Кинематика .78

3.2 Рассеяние ^-мезонов на ядрах .83

3.3 Рождение двухкаонных пузырьков .86

Заключение .88

ЗАКЛЮЧЕНИЕ .89

ЛИТЕРАТУРА .92

Рисунки .98

Таблицы .103

В настоящее время интерес к исследованию взаимодействия адронов с нуклонами и с атомными ядрами возрастает. Объясняется это прежде всего интенсивным развитием методики и техники эксперимента, в связи с чем количество данных по адрон-нуклонному и адрон-ядерному взаимодействию, а также их точность, постоянно возрастают.

Обычные методы исследования ядерных систем - использование адрона в качестве "зонда", проникающего в ядро, что позволяет извлечь информацию о структуре ядер - распределении протонов и нейтронов в ядрах, плотности спина, корреляциях нуклонов и т.д. Такими экспериментами могут быть рассеяние адронов на ядрах или измерение положений и ширин уровней экзотических атомов - связанных адрон-ядерных систем, спектр которых в основном обусловлен электромагнитным взаимодействием. При этом подразумевается, что взаимодействие адрона с нуклонами достаточно слабое, то есть не приводит к изменению свойств исследуемой ядерной системы/ например,ее плотности/. Наиболее хорошо изучено к настоящему времени взаимодействие 1/Г - мезонов с нуклонами и атомными ядрами. По другим адронам, то есть для К-мезонов, Д - и Л - гиперонов, антинуклонов, информация гораздо беднее. Тем не менее, в ближайшие годы можно ожидать существенного увеличения объема наших знаний о взаимодействии адронов с нуклонами и атомными ядрами, что связано с возможностью проведения широкого спектра работ с введением в строй мезонных фабрик. Для выяснения свойств ядер и адрон-ядерного взаимодействия по экспериментальным данным необходимо иметь правильные представления о физике процессов адрон-ядерного взаимодействия. Традиционные подходы к описанию этих процессов основаны на линейном приближении, то есть исключают из рассмотрения вопросы изменения свойств нуклонной системы под действием адронного поля.

Нелинейные эффекты, однако, могут играть существенную роль в адрон-ядерном взаимодействии и даже приводить к локализации адронных состояний / Троицкий М.А.,Ходель В.А., 1983/.

Диссертация посвящена теоретическому исследованию вопроса о возможности локализации примесных адронов в ядерном веществе и атомных ядрах, обусловленной нелинейными эффектами в адрон-ядерном взаимодействии, а также выяснению основных свойств локализованных адронных состояний. В работу включены следующие задачи:

- оценка условий локализации адронов в ядерном веществе;

- исследование свойств локализованных состояний адронов в ядерном веществе и атомных ядрах;

- изучение возможности проявления локализации адронов в экспериментах.

Явление автолокализации частиц хорошо известно в общей физике. Примером могут служить поляроны £ I3 » флуктоны

2] , состояния примесных частиц в жидком и плотном газообразном гелии [з,4^ Первая глава диссертации начинается с обзора локализации электронов в гелии - явления, наиболее сходного с явлением локализации адронов в ядерном веществе. Физическая картина локализации очень проста: конкуренция энергии, затраченной на образование полости/пропорциональной поверхности полости для жидкости и объему, если локализация происходит в газе/ и кинетической энергии примесной частицы, для которой полость играет роль потенциальной ямы, определяет размер полости и энергию локализованного состояния, которое, в зависимости от интенсивности взаимодействия примесной частицы со средой, может быть стабильным или метастабильным.

Автолокализация частиц возможна и в ядерной физике С^З 306» при этом ситуация существенно другая: ядерное вещество состоит из нуклонов двух сортов, плотность ядерного вещества фиксирована, и можно менять только сорт/т.е. массу, величину амплитуды взаимодействия с нуклонами/ и число адронов. Для оценки возможности локализации адронов в нук-лонной среде можно воспользоваться моделью "пустой прямоугольной ямы". Локализация адронов в виде пузырька выгодна, когда взаимодействие их с нуклонной средой - достаточно сильное отталкивание, при этом весь проигрыш в энергии, связанный с образованием полости, можно считать равным поверхност

35 Недавно в работе £54]предсказано существование псевдопозитрония - локализованного состояния позитрона в электронной ферми-жидкости. ^Рассмотренное недавно в работе [5б] явление локализации гиперонов на поверхности ядра - линейный эффект. поверхностной энергии пузырька, оценить которую можно, взяв коэффициент поверхностного натяжения из формулы Вейцзеккера для реальных атомных ядер. Если взаимодействие адронов с нуклонной средой притягательное, возможна локализация адронов в "капле" - области с увеличенной плотностью нуклонов. Для выяснения условий локализации в этом случае необходимо знать уравнение состояния ядерной материи. Приведенные в первой главе диссертации экспериментальные данные о взаимодействии различных адронов / 3\ - и К-мезонов, Д - и И- гиперонов, антинуклонов/ с ядрами, полученные из экспериментов по рассеянию адронов на ядрах и из обработки спектров адронных атомов, интерпретированные в рамках теории оптического потенциала, позволяют сделать вывод, что наиболее вероятным кандидатом на образование локализованного в пузырьке состояния является К+-мезон

Модель локализации адронов в пустой прямоугольной яме адекватно описывает ситуацию в пределе сильной связи / \]> > £р /. Для выяснения места явления автолокализации в широком круге вопросов связанных с нелинейными эффектами в ад-рон-нуклонном взаимодействии рассмотрена схема согласования нелинейных уравнений движения для адрон-нуклонной системы в приближении Томаса-Ферми. Дцронное у? (к) нуклонное ^ М поля в пределе малых " подстраиваются" друг под друга.

С точностью до членов ~ уравнения движения переходят в хорошо известное уравнение Клейна-Гордона с кубической нелинейностью, имеющие солитонные решения, которые в трехмерном случае неустойчивы. При увеличении поля [р~ нуклонная плотность у уменьшается до тех пор, пока не достигнет значения ус , отвечающего обращению в нуль сжимаемости ядерного вещества, после чего становится невыгодным наличие нуклонов в области локализации адронов - состояние принимает структуру пузырька. В общем случае, при фиксированном заряде адронного поля ф есть два решения - солитоны, отвечающие пределу слабой связи, и пузырьки - предел сильной связи.

Во второй главе диссертации рассмотрены свойства локализованных состояний адронов в пределе сильной связи. Расчёты и оценки параметров состояний приводятся для К+-мезонных пузырьков, но качественная картина и большая часть результатов остаются справедливыми и в случае локализации в ядерной среде других адронов. Локализованное КГ1" -мезонное состояние имеет мягкую моду, отвечающую колебаниям размера пузырька. Это позволяет решить задачу о времени жизни метастабильного пузырька в ядерной материи. Экстремальной траекторией подбарьер-ного движения вблизи порога стабильности является "охлопывание" пузырька с адиабатическим выталкиванием адронного уровня. Задача при этом сводится к одномерной задаче о под-барьерном движении частицы переменной массы / меняется размер пузырька/. Уравнения движения, определяющие параметры локализованного состояния, инвариантны относительно пространственных трансляций, в связи с чем возникает вопрос о спектре поступательного движения. Закон сохранения барион-ного заряда с необходимостью приводит к обтеканию нуклонной жидкостью адронного волнового пакета и совместно с вариационным принципом для полной энергии дает параметрическую зависимость присоединенной массы ту же, что и в классической гидродинамике. При поступательном движении, рассеиваясь на флуктуациях нуклонной среды, локализованное состояние передает им энергию - происходит рождение частично-дырочных пар и ноль-звуковых возбуждений. Кроме того, вследствие деформации пузырька, обусловленной гидродинамическим давлением среды, происходит выталкивание адронного уровня из потенциальной ямы, что определяет наличие предельной скорости движения пузырька. Спектр локализованных состояний адронов в конечной системе качественно отличается в двух отношениях от спектра в ядерной материи. Во-первых, в силу наличия поверхностного барьера, спектр квантуется и ,кроме того, появляются новые, по сравнению со случаем ядерной материи, каналы распада -К^-мезоны могут вылететь из ядра, что означает, что стабильные в ядерной материи пузырьки в реальных ядрах метастабильны. Следует отметить, что конечность ядра и расчёт в более реалистических моделях могут изменить критические параметры, определяющие образование локализованных состояний.

В третьей главе рассмотрена возможность экспериментального наблюдения явления локализации К+-мезонов в пузырьках. Наличие тяжелой частицы /пузырька/ с массой 2*3 ГэВ в конечном состоянии в реакциях рождения К+-мезона р + / А, 7 / / А - I, г / + к* + л

К+ + / А, 1 / —э- / А - I, г - I / + К+ + к+ + А и аналогичных с рождением 2Г- гиперонов в конечном состоянии приводит к понижению порогов этих реакций. При распостранении К^-мезона по ядру возможен его переход из делокали-зованного состояния в локализованное. С учетом этого обстоятельства задача рассеяния К"*"-мезона на ядре является двух-канальной / канал, описывающий пузырек, закрыт вне ядра/. Малое время подбарьерного перехода приводит к локальности амплитуды перехода. Таким образом, в сечении рассеяния К+ -мезона на ядре могут проявится резонансы, отвечающие квантованию поступательного движения каонного пузырька на размере ядра. В реакции рождения К+-мезона при рассеянии протона на ядрах образование двухкаонного пузырька может проявиться так же, как взаимодействие К+-мезонов в конечном состоянии. Следует подчеркнуть, что обнаружение локализованных адронных состояний и выяснение их свойств может дать уникальную информацию об уравнении состояния ядерного вещества при плотностях, отличных от нормальной ядерной плотности.

Результаты, полученные в диссертации, приведены в заключении.

Перечислим еще раз основные результаты, приведенные во второй главе,

1. Оценена роль квантовых эффектов в образовании лока лизованных состояний. Показана применимость адиабатического приближения при локализации К'^-мезонов в нуклонной среде.2. Вычислено время жизни локализованного адронного со стояния в ядерном веществе / '^ I МэВ/.3. Выяснена параметрическая зависимость (^ а ) ш при ведена оценка эффективной массы локализованного состояния / 2 <• 3 ГэВ для К^/.4. Указана грашща спектра поступательного движения /критическая скорость 1Г -^ 0,i /.5.Сформулирована двухканальная задача рассеяния, учи тывающая переходы между локализованными и делокализованными

состояниями.6. Рассмотрены механизмы распада локализованного адрон ного состояния в конечной системе. Ширина локализованного К'^-мезонного состояния порядка I МэВ.

ГЛАВА 3 . ВОЗМОЖНЫЕ ЭКСПЕШЖНТЫ ГО НАБЛЮДЕНЖ ЛОКАЖЗОВАННЬК СОСТОЯШЙ Введение Грубые оценки условий локализации адронов в ядерном веществе, приведенные в главе I, говорят о возможности образования адронных локализованных состояний, в частнос ти, К'*"-мезонных пузырьков.Для выяснения количественных критериев локализации необходимы детальные расчеты с применением реалистических уравнений состояния ядерного вещества и параметров взаимо действия адронов с нуклонами, а такя:е с учетом конечности размеров реальных ядер. В то л^ е время, качественную карти ну и, следовательно, утверждение о возможности локализации адронов, такие расчеты не изменят . Окончательный ответ на вопрос, существуют ли локализованные состояния каких-либо адронов, может дать только эксперимент. Поэтому имеет смысл рассмотреть возможность проявления локализации адронов в различных экспериментах, оценив свойства локализованных состояний в простых моделях.В данной главе рассмотрены эксперименты, в которых, по видимому, могли бы проявиться локализованные состояния Iv-

мезонов - однокаонные и двухкаонные пузырьки, свойства ко торых в грубых приближениях изучены в главе 2. Возможны следующие основные проявления локализации К'^-мезонов в пу- 78 -

зырьках: • понижение порогов реакций рождения К'^ '-мезонов; • большой выход каонов, имеющих энергию несколько меньшую величины оптического потенциала К^-мезона, в ядер ных реакциях; • появление резонансов в сечении упругого рассеяния K'''-мезонов на ядрах с характерным масштабом энергий ^ 1МэВ; • резонансный вид сечения рождения К'^-мезона при рассея нии К^-мезона на ядрах, обусловленный взаимодействием као нов в конечном состоянии через двухкаонный пузырек.Возможно, образование К"^-мезонного пузырька является причиной несоответствия данных по мнимой части оптического потенциала каон-ядерного взаимодействия с данныьш по К рассеянию L^^J

3.1. Кинематика Рассмотрим кинематику реакции рождения К"^-мезона в каон-нуклонном рассеянии - К"*" + Л/ —^ /\ + К"^ -ь К . Так как Л - гиперон не заряжен, эта реакция идет только на протоне, то есть К^ + Р —*• А + К + К .Порогу реакции отвечает появление мнимой части у графика Разность масс частиц, участвуюш,их в реакции, равна АМ= f^/^' М^ -h/7if^ = 669 МэВ. В системе цента масс /ц.м./ на пороге реакции А М совпадает с суммарной кинетической

энергией К -мезона и протона, то есть их относительный им пульс Djjjjp можно определить из соотношения I """" ' которое дает пороговое значение Q^^p = 1502 МэВ. Для определения пороговых характеристик реакции в других системах отсчета, в том числе в лабораторной, где в начальном состоянии нуклон покоится, удобно воспользо ваться инвариантной переменной S = (2.yy\i( + bi/») , так как относительное движение продуктов реакции отсутствует. Пороговое значение кинети ческой энергии Т -Slrl^K и импульса налетающего К'^ '-ме зона при заданном импульсе "ро и угле между />© и ^ определяется из соотношений _П = \/р^А77^' /3.2./ ^= if^^h^^ Шнимальное значение пороговой энергии К'*'-мезона до стигается при движении нуклона навстречу К'^-мезону, при этом пороге равен в лабораторной системе / р^ = О / пороговые значения кинетической энергии и импульса К"^ -мезона равны 7""'''^= 1258 МэВ, f^ = 1680 МэВ. массам, то есть импульс 2к , уносимый двумя K'''-мезонами, При движении нуклона с кинетической энергией То = = Ео- ^ -v = 25 МэВ / \fo\ = 217 МэВ / на пороге f""^^ = 914 МэВ и О""^ =: I3I8 МэВ. При этом относительный им пульс протона и K'''-мезона равен /^ о/ -*• (^ "^ = 1535 МэВ, а каждый K'''-мезон уносит К = 258 МэВ, ;^^ = 64 МэВ. п^ор^ 1235 МэВ, относительный импульс Iphf^ = I5I2 МэВ, каждый К-мезон уносит К = 225 МэВ / кинетическая энергия К-мезона ^<= 49 МэВ /.Эти данные приведены в первом столбце таблицы I. Во втором, третьем и четвертом столбцах таблицы приведены ана логичные данные для реакций К + + Д/ _->. Х + К"^ + К+ единица измерения всех величин - МэВ.

Все рассмотренные кинематические соотношения относятся к реакции рождения К'^-мезона при каон-нуклонном / или нуклон нуклонном/ рассеянии в пустоте.В таблицах 2 и 3 приведены пороговые характеристики реакций рождения К-мезонов на ядрах с учетом оптического потенциала каон-ядерного взаимодействия. Рассмотрение нукло нов с 7 ^ = 0 и с 1^= 25; 40 МэВ позволяет оценить влияние фермиевского движения нуклонов на положение порогов реакций.Подчеркнем, что все приведенные значения импульсов относят ся к движению частиц в среде. 1'1мпульс к"' К-мезона, выле тевшего из ядра, связан с импульсом А- К-мезона внутри яд ра соотношением Рассмотрим теперь реакцию /1/+К-^ /\ ч-К-ь К, когда в конечном состоянии образуется двухкаонный пузырек. Поро говые характеристики этого процесса можно определить из следуюш;их уравнений Здесь Т ^ - кинетическая энергия налетающей частицы, Т о - кинетическая энергия нуклона-мишени / на пороге реак ции он движется навстречу налетаюш,ей частице/, 1^ , С|з кинетическая энергия и импульс тяжелой частицы в конечном состоянии. PJV^ Q;< - максимальный импульс постзшательного движения пузырька. Энергией поступательного движения пу зырька можно пренебречь ввиду его большой массы /характер ное значение кинетической энергии ^ 10 МэВ /.Определим следующие величины Анализ /3.5./ показывает, что пороговое значение им пульса Q, существует при Q>JA w равно

7'" г{С1--/^-) При Q{<p образование пузырька в конечном состоянии невозможно.В таблице 4 приведены пороговые характеристики реакции + К для различных значений оптического потенциала / соот ветствуюш^х образованию стабильного или метастабильного пузырька/ Q^ , Qtfoo пороговые значения Q, для предель ного импульса поступательного движения пузырька f>yr,etx = 300 МэВ и f^^r,o;f= 400 МэВ. (foo - порог в случае бесконечно большого предельного иьшульса пузырька. В последнем случае тяжелая частица в конечном состоянии покоится / 7^ = О /.Пороговые характеристики реакций Л/ + //-^ /1 + // + К /У + /1/-^ ^ + /У + К

с образованием однокаонного пузырька в конечном состоянии приведены в таблицак 7 и 8.Приведенные в таблицах данные показывают, что в за висимости от предельного импульса распостранения пузырька пороговый импульс налетающей частицы понижается на сотни МэВ и для реакции /^+А/-^ /1 + /l/ + К может стать ниже порога рождения К^-мезона на с^ - кластере. Пороговые значе ния кинетической энергии и шшульса нуклона в реакции Л4о^-> •^ о{ + /1 + К равны То = 900 МэВ, ро = 1575 МэВ.

3.2. Рассеяние К^-мезонов на ядрах.Одним из экспериментов, в которых может проявиться образование К"^-мезоном однокаонного пузырька является упру гое рассеяние К'^-мезона на ядре.Отметим, что в настоящее время существует проблема описания взаимодействия К'^-мезонов с ядрами при помощи оптического потенциала. Обработка результатов эксперимента, приведенная в работе ]_16\ дает для мнимой части оптичес кого потенциала величину на порядок меньшую, чем получается из данных по каон-нуклонному рассеянию в стандартной теории оптического потенциала, то есть в рамках линейного подхода.Возможное объяснение этого расхождения лежит в учете нели нейных явлений, в данном случае - образования каонного пузы рька.В линейном подходе мнимая часть оптического потенциала

в низших порядках теории многократного рассеяния дается мни мой частью графиков _ L/._ -4- — f -^ r^ r^ — /3.6./ Учёт возможности образования локализованного состояния приводит к появлению графика ф-\^-'\.у-^^^^М / о п / в силу условия унитарности появление локализованного состояния уменьшает вес делокализованного в графике /З.б./ и тем саьлшл мниьлую часть поляризационного оператора.Для описания рассеяния К'^-мезонов на ядре с учётом образования каонных пузырьков можно воспользоваться сформу лированной в разделе 2.5 /2.31/ двухканальной задачей. При этом канал, отвечаюш,ий распространению локализованного К"*"-

мезона, открыт только внутри ядра, то есть /2.31/ имеет вид гд? потенциалы в каналах ^ и с/ зависят от расстояния от центра ядра

При энергии налетающего К^-мезона Е < 17 канал, от вечающий распространению де локализованного К'^-мезона оказы вается закрытым внутри ядра. Тогда в ядре К^-мезон может распространяться только в виде пузырька, при условии, что пузырек стабилен.Двухканальная задача /3.8./ подробно исследована в тео рии рассеяния |_ 50j . Связанныгл состоянием в закрытом канале отвечают полюса амплитуды рассеяния. Таким образом, сечение упругого рассеяния имеет резонансный вид вблизи энергий,отвечающих уровням энергии поступательного движения каонного пузырька внутри ядра. Как показано в разделе 2.6 расстояние между уровнягли имеет порядок 0,5 МэВ. Там же оценено время жизни локализованного состояния относительно вылета К'^-мезона из ядра. Соответствующая ширина уровня имеет тот же порядок - I МэВ. Поэтому, наблюдение описан ной структуры уровней явилось бы аргументом в пользу су ществования К"'"-мезонного пузырька, в то время как отсутст вие такой резонансной структуры может быть следствием боль шой ширины уровней. 3.3. Рождение двухкаонных пузырьков.В случае, если два К"^-мезона образуют в нуклонной среде пузырек, амплитуду их взаимодействия можно предста вить в виде f'^ Ь + Ь /3.9 / jn - потенциальная часть, а. j ^ - резонансная, связанная с переходом в локализованное состояние: Для медленных каонов потенциальную часть атлплитуды можно считать константой. Резонанснз^о часть амплитуды можно за писать следующим образом /« ^ ; 7Г. Г7 / 3.10 / Используя условие унитарности получаем связь вычетов д с шириной уровня У

Величина ^ дается выра^кением / 2.13 /^ (^ = = 0,3 МэВ .Вблизи порога рождения К"*"- мезонов, как показано в разделе /3.1 /,^составляет десятки МэВ, то есть в / 3.12 / Е ^ £о + ^ , В » у , и резонансный характер взаимодействия каонов не проявляется. В подпороговой облас ти ситуация обратная - рождение K'''-мезонов происходит через пузырек - энергия Е попадает в полюс амплитуды / 3.12 /.Для точного описания хода сечений процессов, в которых воз можно рождение двухкаонных пузырьков, вблизи резонанса, необходимо знать потенциальную часть амплитуды рассеяния К"*"- мезонов f^ .Таким образом, в дифференциальных по суммарной энергии Е двух К'^-мезонов сечениях реакций типа или по энергии А -частицы и конечного ядра, возможно появ ление резонансов, связанных с взаимодействием К"^-мезонов в конечном состоянии, Отметим, что распад локализованных состояний при этом происходит за счет неупругих процессов / раздел 2.6 /, ос новным из которых является туннелирование каонов через ядро.Энергия вылетающих каонов при этом равна Е^ - энергии уров ня в потенциальной яме, то есть принимает значения прибли зительно от 5 ^ до С^ . Такой неупругий канал есть и у однокаонных пузырьков,

Заключение В третьей главе исследована возможность эксперимен тального наблюдения локализованных адронных состояний -

К^-мезонных пузьфьков, условия существования и свойства которых рассмотрены в первых двух главах. Перечислим основ ные результаты.1. Образование К"^-мезонных пузырьков снижает пороги реакций рогсдения К''"-мезонов при рассеянии адронов на ядрах.2. Резонансные пики в сечениях рассеяния К'^ '-мезонов на ядрах и в реакциях адронного рождения К"^-мезонов на ядрах при энергии К'^-мезонов вблизи значения оптического потенциала могут быть обусловлены образованием К'^-мезон ных пузырьков. З А К Л Ю Ч Е Н И Е В диссертации проведено теоретическое рассмотрение проблемы локализации адронов в нуклонной среде. Основные рассмотренные вопросы - следующие: • выяснение условий локализации адронов в ядерном ве ществе; • исследование свойств локализованных состояний адронов в ядерном веществе и атомных ядрах; • изучение возможности проявления локализации адронов в экспериментах.Оценки условий локализации адронов в ядерном веществе говорят о возможности образования адронных локализованных состояний, в частности К"^-мезонных пузырьков. Для выясне ния количественных критериев локализации необходюлы деталь ные расчёты с применением реалистических уравнений состоя ния ядерного вещества и параметров взаимодействия адронов с нуклонами, а также с учётом конечности размеров реальных ядер. В то же время, качественную картину и,следовательно, утверждение о возможности локализации адронов, такке рас четы не изменят . Окончательный ответ на вопрос, существуют ли локализованные состояния каких-либо адронов в ядрах, может дать только эксперимент. Возможные экспериментальные проявления локализации адронов можно предсказать, выяснив свойства локализованных состояний в простых моделях. Свойства локализованных состояний изучены во второй главе диссерта ции. В третьей главе предложены эксперименты по обнаруже- -

нию явления локализации. Следует отметить, что вопрос о критическом эксперименте, то есть эксперименте, который смог бы дать однозначный ответ на вопрос, существуют ли локализованные состояния адронов в ядрах, пока еще оста ется открытым.Приведем основные результаты диссертации.1. Выяснены условия локализации адронов в нуклонной среде в модели пустой прямоугольной ямы. Наиболее вероятным кандидатом является К'^-мезон. Однокаонный пузырек образу ется при значении оптического потенциала, Х/-75 МэВ, двух каонный - при V ^ Ю МэВ.

2. Оценена роль квантовых флуктуации при образовании локализованных состояний. Показана применимость адиабати ческого приближения в пределе сильной связи.3. Вычислено время жизни локализованного адронного состояния в ядерном веществе / для К'^-мезона •-^ I МэВ/.4. Выяснена паратлетрическая зависимость {^^^) и приве дена оценка эффективной массы локализованного состояния / 2 i- 3 ГэВ для К"""/. Указана граница спектра поступатель ного движения. Критическая скорость If^ 0,1.5. Рассмотрены механизмы распада локализованного ад ронного состояния в конечной системе. Ширина уровня К"^ -пу зырька порядка I МэВ.

6. Предложены эксперименты по наблюдению локализованных состояний К^- мезонов - по резонансам в сечениях рассеяния К^-мезонов на ядрах и рождения К^-мезонов в адрон-ядерных

реакциях.7. Показано, что существование K'''-пузырьков должно по нижать пороги реакций рождения К'^-мезонов при взаимодейст вии адронов с ядрами.В заключение выра^ каю глубокую благодарность М.А. Троиц кому за руководство работой, сотрудничество, многочисленные дискуссии.Благодарю A.M. Дюгаева, Ю.Б. Иванова, Н.Н. Курилкина, В.А.Ходеля, Н.И. Чекунаева за сотрудничество и обсуждение результатов.Выралсаю благодарность М.А. Анисимову, А.А.Барановой, А.А.Лушникову и А.Г. Сутугину за поддержку,

1. Ландау Л.Д. Собрание трудов. - М.: Наука, 1969, т. 2, - 450 с.

2. Кривоглаз М.А. Флуктуонные состояния электронов. - УФН, 1973, Щ , с. 617-654.

3. Шикин В.В. Подвижность зарядов в жидком, твердом и газообразном гелии. - УШН, 1977, 121, с. 457-497.

4. Храпак А.Г., Якубов И.Т. Электроны в гелии и инертных газах. - УФЫ, 1979, 129, с. 45-86.

5. Троицкий М.А., Ходель В.А. Об адронных пузырьках в ядерном веществе. -Письма в ЖЭТШ, 1983, 38, с. 218-221.

6. Шгдал А.Б. Теория конечных ферми-систем и свойства атомных ядер. - 2-е изд. перераб. и доп. - М.: Наука,1983, -432 с. - 93 -

7. Захаров B.E., Манаков С В . , Новиков СП. , Питаев- ский Л.П. Теория солитонов: Метод обратной задачи. - М.: Наука, 1980, -319 с.

8. Колдаев М.В., 'Троицкий М.А., Ходель В.А. Адронные пузьфьки и капли в ядерном веществе и атомных ядрах. -В кн. Физика атоьшого ядра: Материалы XIX зшлней школы ЖЯш. - Л.: 1984, - 300 с.

11. Троицкий M.A., Колдаев M,B., Чекунаев Н.И. Влияние -конденсата на однонуклонное поглощение медленных пионов атомными ядрами. - Письма в ЮТФ, 1977, 25, с. 136-139.

12. Бетти Дж. Экзотические атоьш. -ЭЧАЯ, 1982, 13, с. 164-232.

13. Троицкий М.А., Чекунаев Н.И. Изотопическое смещение уровней -атома.--ЯШ, I98I, 33, с. I300-I308.

14. Троицкий М.А., Колдаев М.В., Чекунаев Н.И. Однонуклонное поглощение медленных пионов атомными ядршли и -конденсация. -ЖЭТФ, 1977, 73, с. I258-I270.

16. Колдаев M.B., Колдаева O.B. Время жизни К^-мезон- ного пузырька в ядерном веществе и атомных ядрах. -М.: 1983. -18с. /Препринт ИтаШ-Х^З/.

18. Петухов Б.В, , Покровский В.Л. Квантовое и классическое движение дислокаций в потенциальном рельефе Пайерлса. -ЖЭТФ, 1972, ^ , с. 634-647.

19. Волошин М.Б., Кобзарев И.Ю., Окунь Л.Б. О пузырьках в метастабильном вакууме. -ЯФ, 1974, 20, с.1229-1234.

21. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Квантовая механика. - 3-е изд., перераб. и доп. -М.: Наука, 1974. -752 с.

22. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Механика сплошных сред. - 2-е изд., перераб. и доп. -М.: ГИТТЛ, 1954. -795 с. 40. шорстер Д. Гидродинамические флуктуации, нарушенная сшшетрия и корреляционные функции. -М.: Атомиздат, 1980, -288 с.

23. Силин В.П., Рухадзе А.А. Электромагнитные свойства плазмы и плазМОПсдобных сред. -М.: Госатомиздат, 19б1,-244с.

24. Саперштейн Э.Е., Шаянс А., Ходель В.А. Квантово- гидродинамическое описание коллективных состояний атомных ядер. -ЭЧАЯ, 1978, 9, с. 221-285.

25. Пайнс Д., Нозьер Ш. Теория квантовых Жжидкостей. -М.: Мир, 1967, -382 с.

26. Курилкин Н.Н., Мишустин И.Н., Ходель В.А. Квантовые ударные волны в ядерном веш,естве. -ЯШ, 1980, 32, с, I249-I259.

27. Шейнман Р., Хибс А. Квантовая механика и интегралы по траекториям. -М.: Ш р , 1968, -382 с.

29. Киселев В.Г., Селиванов К.Г. Вычисление функцио-L нального детерминанта в задаче о взрыве вакуума. -Письма в ЖЭТФ, 1984, 39, с. 72-75.

31. Базь А.И., Зельдович Я.Б., Переломов A.M. Рассеяние, реакции и распады в нерелятивистской квантовой механике. -М.: Наука,1966, -339 с.

32. Ньютон Р. Теория рассеяния волн и частиц. -М.: Шр, 1969, -607 с.

33. Колдаев М.В. О времени лшзни локализованных состояний адронов в ядерном веществе и атомных ядрах. -ЯФ, 1984, 40, с. 394-396.

34. Балдин A.M., Гольданский В.И., Максименко В.М., Розенталь И.Л. Кинематика ядерных реакций. - 2-е изд., перераб. и доп. -М.: Атогшздат, 1968, -455 с.

35. Гольтяев О.М., Осадчиев В.М., Поздняков Г. Локализованное состояние позитрона в металлах, - Письма в 1983, 37, с. 79-82.

36. Бычков А.С. Поверхностные гиперонные состояния в атомных ядрах. -Ш, 1984, 40, с. 408-411. 98 -i E , М э В Рис. I. Зависимость энергии двухкаонного пузырька от его размера *t.. WCP) - 99 -2XPJ 6 Xf. Рис. 2. Механический потенциал - 100 -ф i2