ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2004, том 67, № 4, с. 736-740
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ ОБРАЗОВАНИЕ ПРОТОНОВ В 16Ор-СОУДАРЕНИЯХ ПРИ 3.25 А ГэВ/с
© 2004 г. Э. Х. Базаров, В. В. Глаголев1), К. Г. Гуламов, В. Д. Липин, С. Л. Лутпуллаев, К. Олимов*, А. А. Юлдашев, Б. С. Юлдашев2), Х. Ш. Хамидов2)
Физико-технический институт Научно-производственного объединения "Физика—Солнце"
АН Республики Узбекистан, Ташкент Поступила в редакцию 16.01.2003 г.; после доработки 18.06.2003 г.
Впервые в условиях полной геометрии проведен анализ импульсных характеристик протонов-фрагментов, образованных в 16Ор-соударениях при 3.25 А ГэВ/с. Обнаружена универсальная закономерность в образовании протонов, летящих вперед в системе покоя фрагментирующего ядра, выражающаяся в независимости механизмов рождения таких протонов (за исключением "испарительных") от первичной энергии и типа ядра-мишени. Показано существование сильной корреляции между формой импульсного спектра протонов-фрагментов, особенно медленных, и степенью возбуждения фрагментирующего ядра.
ВВЕДЕНИЕ
В рамках современных теоретических представлений образование самых легких фрагментов ядер — нуклонов может происходить на всех стадиях взаимодействия адронов с ядрами при высоких энергиях: внутриядерного каскада, распада возбужденных многонуклонных фрагментов, "испарения" возбужденного ядра или распада взрывного типа (ферми-развал) термализованного ядра-остатка. Взаимодействие первичных частиц с внутриядерными системами, в которых нуклоны находятся на очень близких расстояниях (<1 Фм), может, в принципе, привести к образованию так называемых кумулятивных нуклонов, т.е. нуклонов с импульсами, запрещенными обычной кинематикой рассеяния частиц на свободном нуклоне. Одним из возможных механизмов, приводящим к образованию относительно энергичных нуклонов-фрагментов, могут быть реакции поглощения медленных рожденных пионов или медленных резонансов малонуклонными системами. В результате таких реакций также могут образоваться "кумулятивные" протоны, если энергия поглощаемого пиона или резонанса большая.
Известно, что инклюзивное сечение образования протонов в адрон-ядерных соударениях соизмеримо с неупругим сечением реакции и их основная часть образуется на начальной стадии реакции, неся первичную информацию о динамике
1)Объединенный институт ядерных исследований, Дубна,
Россия.
2)Институт ядерной физики АН РУз, Ташкент, пос. Улугбек.
E-mail: olimov@uzsci.net
процесса. Из-за сравнительной легкости экспериментальной идентификации и измерения кинематических характеристик вторичных протонов в настоящее время по их инклюзивному выходу в адрон-ядерных соударениях при промежуточных и высоких энергиях накоплен большой экспериментальный материал и установлен ряд физических закономерностей их образования. В частности, показано, что распределение протонов по множественности при первичных импульсах Р0 > > 4 ГэВ/с не зависит от первичной энергии (см., например, [1—3]), а их средняя множественность {нр) слабо зависит от типа первичной частицы и, естественно, от массового числа ядра-мишени [4], причем А-зависимость {нр) является функцией импульса протонов. Распределение протонов с импульсами Р > 0.2 ГэВ/с по множественности удовлетворительно описывается моделью, предполагающей, что протоны, образованные в адрон-ядерных соударениях, являются продуктами независимого выбивания в процессах перерассеяния первичной и вторичных частиц [5—7]. Инвариантная структурная функция протонов (включая медленные, так называемые испарительные) по кинетической энергии f(Т) или квадрату полных импульсов f (Р2) удовлетворительно описывается с помощью трехэкспоненциальной зависимости [6]. Спектр f (Т) для протонов с Р > 0.2 ГэВ/с и в достаточно узком угловом интервале удовлетворительно описывается одной экспонентой, при этом значение параметра наклона, не зависящего от первичной энергии, является функцией угла их вылета [8].
Основная часть перечисленных выше и других закономерностей образования протонов (в том
ОБРАЗОВАНИЕ ПРОТОНОВ В 16Ор-СОУДАРЕНИЯХ
737
числе кумулятивных) получена электронной методикой, как правило, в узком телесном угле вылета протонов, что сужает круг полезной информации о динамике процесса. Остальная часть результатов получена методом трековых приборов на покоящихся ядрах-мишенях, существенным недостатком которых является невозможность регистрации медленных (Р < 120—140 МэВ/с) и идентификации быстрых (Р > 750—1250 МэВ/с) протонов. В связи с этим представляет большой интерес получение новых экспериментальных данных с высокой надежностью идентификации всех заряженных (включая медленные и по возможности быстрые протоны) частиц и фрагментов ядра в условиях полной геометрии. В этом отношении самое благоприятное условие создается, когда снарядом является ядро, а мишенью — нуклон.
Настоящая работа посвящена изучению выхода протонов в 16Oр-взаимодействиях при 3.25 ГэВ/с. Экспериментальный материал получен с помощью 1-метровой водородной пузырьковой камеры ЛВЭ ОИЯИ, облученной релятивистскими ядрами 16O на Дубненском синхрофазотроне, и состоит из 11098 измеренных 16Oр-событий. Однородность мишени и низкая плотность рабочей жидкости камеры позволили однозначно идентифицировать заряды всех вторичных частиц и фрагментов и с высокой точностью измерить их импульсы. В связи с тем, что точность определения кинематических характеристик фрагментов зависит от длины Ь измеряемых треков, мы будем рассматривать протоны-фрагменты с Ь > 35 см. Для таких протонов-фрагментов средняя относительная погрешность в определении их импульсов не превышает 3.5%. Распределение однозарядных фрагментов по величине х = 1/Р имеет три максимума, соответствующие изотопам ядра водорода: ^ [9]. В качестве протонов принимались положительно заряженные частицы в интервале импульсов Р = = 1.75—4.75 ГэВ/с. При таком разделении примесь
-мезонов и ядер дейтерия среди частиц, отнесенных нами к протонам-фрагментам, не превышает 3—4%. Другие методические особенности эксперимента приведены в наших предыдущих работах [9—11]. В дальнейшем импульсные и энергетические характеристики протонов-фрагментов будут приведены в антилабораторной системе координат, т.е. в системе покоя ядра кислорода.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
Обычно при анализе спектра кинематических характеристик протонов-фрагментов ядра используется их распределение по кинетической энергии Т. Однако для изучения структурных особен-
Рис. 1. Распределение протонов по импульсу в 16Ор-взаимодействиях: а — для всех протонов (гистограмма), для протонов, летящих вперед (•), для протонов, летящих назад (о); б — для протонов из четырех групп событий (номера групп указаны римскими цифрами над каждым спектром). Линии проведены для наглядности.
ностей спектра в области малых Т удобнее представить данные в форме распределения протонов по импульсу Р. Полученные нами экспериментальные полуинклюзивные спектры импульсов протонов, вылетающих в переднюю и заднюю полусферы, представлены на рис. 1а. Там же гистограммой показано импульсное распределение и для всех протонов.
Видно, что независимо от направления вылета протона спектры имеют максимумы вблизи Р & & 80 МэВ/с и выделенный пик в интервале Р =
738
БАЗАРОВ и др.
Рис. 2. Инвариантная структурная функция протонов как функция импульса в 16 Ор-взаимодействиях: а — для всех протонов; б — для протонов с 0° < вр < < 90° (•), 90° < вр < 180° (А). Сплошные кривые -результаты аппроксимации функцией (1). Штриховые кривые (1—3) — вклады каждого экспоненциального члена функции (1).
= 50—150 МэВ/с, соответствующий интервалу кинетической энергии Т = 5—20 МэВ. Такая область кинетической энергии характерна для фрагментов-протонов, испускаемых промежуточным возбужденным ядром. Обычно при разделении механизмов образования протонов в соударениях адро-нов и ядер с ядрами при высоких энергиях такие
протоны относят к "испарительным" или продуктам ферми-развала. Отметим, что ранее [12] нами при изучении испускания легких фрагментов в 16Ор-взаимодействиях было показано, что модель ферми-развала [13] не описывает спектр протонов в области Т < 50 МэВ, особенно она недооценивает выход медленных протонов (Т < 10 МэВ).
Импульсный спектр протонов, вылетающих в переднюю полусферу, довольно жесткий и имеет "плечо" в интервале Р = 250—500 МэВ/с, в то время как в этой области спектр протонов, испущенных назад, монотонно падает. Возможно, что такой эффект связан с существенным различием механизмов образования протонов, летящих вперед и назад. В выход быстрых протонов, испущенных вперед, основной вклад дают процессы внутриядерного каскада, которые вносят незначительный вклад и в образование протонов, испущенных назад. Относительно быстрые протоны, испущенные назад, так называемые кумулятивные, могут образоваться, в частности, в результате распада двухнуклонной системы ядра за счет поглощения ею медленного пиона. Вклады "испарительного" механизма можно считать одинаковыми как в образовании протонов, испущенных вперед, так и назад [14].
Выход "испарительных" частиц зависит от массового числа исходного ядра и от степени его разрушения. Суммарный заряд многозарядных (мно-гонуклонных) фрагментов может служить показателем степени разрушения исходного ядра. В связи с этим можно ожидать существования корреляции между формой импульсного спектра протонов и суммарным зарядом многозарядных фрагментов с 2 > 2, которые могут служить показателем степени разрушения исходного ядра. Для такого анализа события были разделены на четыре группы, полученные результаты приведены на рис. 1б, где I соответствует событиям с суммарным зарядом многозарядных фрагментов меньше или равным 3, II — 4 и 5, III — 6 и IV — 7. Для удобства представления данных на одном рисунке число событий в группах I—III умножено на коэффициенты, указанные над соответствующими спектрами на рис. 1б.
Как видно из рис. 1б, наблюдаются явные корреляции между формой импульсного спектра протонов, особенно в области Р < 250 МэВ/с, и суммарным зарядом многозарядных фрагментов в конечном состоянии. Для групп I и II нельзя говори
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.