ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ПРОЗРАЧНОСТЬ АТОМНЫХ ЯДЕР И ДЛИНА СВОБОДНОГО ПРОБЕГА ПРОТОНА И ПИОНОВ В ЯДЕРНОЙ МАТЕРИИ ПРИ ПРОМЕЖУТОЧНОЙ ЭНЕРГИИ
© 2004 г. И. В. Главанаков*
Научно-исследовательский институт ядерной физики при Томском политехническом университете, Россия Поступила в редакцию 02.04.2003 г.; после доработки 29.09.2003 г.
Во второй резонансной области энергии фотонов измерены дифференциальные выходы нейтральных и заряженных пионов в реакции пр) на ядрах Li, C и Al в зависимости от энергии протона и азимутального угла вылета пиона. Экспериментальные данные анализируются в рамках модели, включающей одиночное и парное квазисвободное фотообразование пионов. В результате получены энергетические зависимости длины свободного пробега протона, нейтральных и заряженных пионов и оценена прозрачность ядер.
1. ВВЕДЕНИЕ
Для интерпретации многих ядерных реакций необходимо знание таких характеристик атомного ядра, как ядерная прозрачность и длина свободного пробега при распространении в ядре нуклонов, пионов и других быстрых частиц. В последнее время этим характеристикам ядра уделяется повышенное внимание. Это обусловлено двумя причинами. Первая связана с предсказанием авторами работ [1,2] явления, названного цветовой прозрачностью, согласно которому при больших квадратах модуля переданного 4-импульса (Q2) ядерная прозрачность может существенно увеличиться в результате образования малого цветонейтрально-го объекта, взаимодействующего с окружающими его нуклонами в ядре с меньшей вероятностью. Для экспериментального наблюдения этого явления необходимо с хорошей точностью знать обычную ядерную прозрачность при небольших Q2.
Вторая причина повышенного внимания к вопросу о ядерной прозрачности и длине свободного пробега частиц связана с интенсивно ведущимся в настоящее время изучением ион-ионных столкновений. Сведения о длине свободного пробега нуклонов в ядре необходимы в этом случае для оценки числа нуклон-нуклонных столкновений. Пионы, образующиеся в результате ион-ионных столкновений, используются в этих исследованиях как чувствительный зонд, несущий информацию о динамике реакции. Поэтому для правильной интерпретации экспериментальных данных необходимо
E-mail: glavanak@npi.tpu.ru
знать длину свободного пробега пиона, определяющую степень изменения потока пионов в результате поглощения их ядерной материей [3, 4].
Ядерная прозрачность определяется обычно как отношение измеренного сечения к теоретическому, в котором не учитывается взаимодействие в конечном состоянии [5]. Определенная таким образом прозрачность является величиной интегральной и, как правило, усредненной в некоторой части фазового объема реакции, и поэтому использование полученной информации о взаимодействии в конечном состоянии при анализе иной реакции часто оказывается невозможным. Большей универсальностью обладают результаты измерения длины свободного пробега частицы в ядре. Результаты оценки длины свободного пробега частицы, основанные на данных одной реакции, могут использоваться в микроскопических расчетах сечений других реакций с участием этой частицы.
При экспериментальном определении длины свободного пробега частиц в ядре результаты анализа обладают меньшей модельной зависимостью, если они основаны на данных измерений зависимости выхода реакции от атомного номера ядра-мишени. При этом существенно важным является четкое определение механизма реакции. Последнее требование при промежуточных энергиях трудно выполнить, если в эксперименте регистрируется только одна частица. При оценке, например, длины свободного пробега нейтрального пиона в ядрах на основе данных квазисвободного фотообразования пионов неконтролируемый вклад упругого канала с квадратичной зависимостью сечения от массового числа ядра-мишени может существенно исказить результаты анализа. В этом
1602
отношении наиболее перспективны эксперименты, обеспечивающие идентификацию квазисвободного механизма реакции путем регистрации двух частиц: рассеянной или вновь образованной частицы и нуклона отдачи.
Измерение зависимости сечения ядерной реакции от атомного номера ядра-мишени — широко распространенный способ изучения взаимодействия в конечном состоянии. Сложность использования этого метода в случае квазисвободного фотообразования пионов в реакции (7, пр) состоит в наличии двух сильновзаимодействующих частиц, и поэтому до последнего времени он не был реализован в полной мере. В настоящей работе длина свободного пробега протона, нейтрального и заряженных пионов впервые оценивается на основе ^-зависимости выхода пион-протонных пар. Данные эксперимента анализируются в рамках модели, включающей процессы одиночного и парного квазисвободного фотообразования пионов. Раздел 2 статьи содержит краткое описание процедуры измерения. В разд. 3 приведена теоретическая модель, используемая для объяснения результатов измерения, а в разд. 4 — описание алгоритма программы извлечения из экспериментальных данных информации о длине свободного пробега частиц. Результаты оценки длины свободного пробега и прозрачности ядер обсуждаются в разд. 5 и 6.
2. ПРОЦЕДУРА ИЗМЕРЕНИЯ
Эксперимент выполнен на тормозном пучке фотонов Томского синхротрона. Фотонный пучок был образован торможением электронов, ускоренных до энергии 900 МэВ, на внутренней танталовой мишени ускорителя толщиной 0.07 рад. ед. В качестве ядерных мишеней использовались пластины лития, углерода и алюминия естественного изотопного состава с толщиной по пучку фотонов, равной 6.95 х 1022 , 4.27 х 1022 и 1.27 х 1022 ядер/см2 соответственно. Экспериментальная установка имела три канала регистрации: протонный канал и каналы регистрации нейтрального и заряженного пионов. Два последних канала были расположены на одной оси. Протонный канал представлял собой сцинтилляционный времяпролетный спектрометр. Нейтральные пионы регистрировались по одному распадному 7-кванту с помощью черенковского 7-спектрометра полного поглощения, а заряженные пионы — двумя сцинтилляционными счетчиками. Детальное описание экспериментальной установки и процедуры измерения содержатся в работе [6].
В эксперименте не идентифицировалось зарядовое состояние заряженного пиона. Однако, как
следует из теоретических оценок, выход заряженных пионов в реакции (7, пр) в данной кинематической области на ^80% обусловлен образованием отрицательных пионов. Поэтому в дальнейшем величины, имеющие отношение к нейтральным и заряженным пионам, будут обозначаться соответственно индексами "0" "—".
В результате эксперимента измерены дифференциальные выходы нейтральных и заряженных пионов с эмиссией протона при взаимодействии фотонов с ядрами C, Li и Al в зависимости от энергии протона Tp и азимутального угла вылета пиона фп.
Интервал энергии регистрируемых в эксперименте протонов составлял 140—280 МэВ. Полярные углы вылета протона и пиона были равны 41° и 61° соответственно. Азимутальный угол протона был постоянным и равен 180°, а пиона изменялся в диапазоне 0°—50° с шагом 10°. При азимутальном угле фп = 0° импульсы первичного фотона p7, регистрируемого пиона рп и протона pp расположены в одной плоскости.
Измеряемый в эксперименте выход d3YfdEpdQpdQn связан с дифференциальным сечением d3a/dEpdQpdQn реакции (7, пр) следу-
ющим соотношением:
Em
d3Y
dEpdQpdQn
= j dE~ff (Е^)
d3a{E1) lJ dEpdQpdQTl
Здесь Е1 и Ер — энергия фотона и полная энергия протона; Етах — максимальная энергия тормозного излучения; / (Е1) — спектр тормозного излучения, нормированный соотношением
-Ётах
У f (EY )EY dEY = Em
Результаты измерения дифференциального выхода фотообразования пион-протонных пар на ядрах Ы и А1 приведены в табл. 1—4. Данные, полученные на ядре С, опубликованы в [6].
3. МОДЕЛЬ ФОТООБРАЗОВАНИЯ ПИОН-ПРОТОННЫХ ПАР
Во второй резонансной области энергии фотонов доминирующими каналами образования пион-протонных пар на ядрах являются две реакции одиночного фотообразования пионов
Л(7,п°р)В, Л(у, п-р)С (1)
и три реакции фотообразования двух пионов
Л(у,п-п+р)В, Л(у,п-п°'р)С, (2)
Таблица 1. Дифференциальный выход ¿3Упо/¿ЕрСО,рСО,п фотообразования нейтральных пионов в реакции 7Li(Y, пр) в зависимости от кинетической энергии протона Тр и азимутального угла вылета пиона фп (размерность — 10-32 см2/(МэВ ср2))
Тр, МэВ Фтт, град
0 10 20 30 40 50
150 24.5 ±2.7 18.5 ±2.7 12.3 ±2.0 9.5 ±2.2 4.0 ± 1.2 3.0 ± 1.0
170 21.8 ±2.7 14.2 ±2.4 7.9 ± 1.6 5.2 ± 1.6 5.0 ± 1.4 1.0 ± 1.0
190 18.2 ±2.5 11.6 ± 2.1 7.0 ± 1.5 3.2 ± 1.3 1.5 ±0.8 2.6 ± 1.0
210 15.2 ±2.1 13.3 ±2.4 5.1 ± 1.3 2.8 ± 1.2 2.1 ±0.9 1.4 ± 1.0
230 11.6± 1.8 7.7 ±2.0 4.6 ± 1.2 5.0 ± 1.6 2.2 ±0.9 0.3 ± 1.0
250 7.6 ±2.1 8.4 ±2.0 5.4 ± 1.3 1.3 ±0.8 2.8 ± 1.0 1.0 ± 1.0
270 7.8 ±2.2 5.8 ±2.0 2.6 ±0.9 1.8 ± 1.0 1.7 ± 0.8 0.6 ± 1.2
Таблица 2. Дифференциальный выход ¿3УП-/¿ЕрСО,рСО,п фотообразования заряженных пионов в реакции 7Li(Y, пр) в зависимости от кинетической энергии протона Тр и азимутального угла вылета пиона фп (размерность — 10-32 см2/(МэВ ср2))
Тр, МэВ Фтт, ТРЭД
0 10 20 30 40 50
150 37.9 ±5.0 25.4 ±4.1 24.2 ±2.7 11.6 ±2.4 7.1 ± 1.7 6.4 ± 1.4
170 38.4 ±4.5 30.5 ±3.6 22.1 ±2.6 11.8 ±2.4 7.1 ± 1.7 4.3 ± 1.2
190 35.7 ±3.2 30.0 ±3.3 11.7 ± 2.6 7.5 ± 1.9 4.4 ± 1.7 5.0 ± 1.2
210 32.2 ±3.0 22.4 ±2.9 11.0± 1.8 6.6 ± 1.8 6.8 ± 1.6 1.9 ± 1.0
230 27.3 ±3.3 17.5 ±2.6 7.5 ± 1.5 5.4 ± 1.6 3.0 ± 1.5 2.1 ± 1.0
250 20.0 ±2.3 14.7 ±2.6 7.4 ± 1.5 2.2 ± 1.5 3.1 ± 1.5 2.2 ± 1.0
270 12.6 ± 1.9 7.9 ±2.3 4.9 ± 1.2 3.7 ± 1.5 3.7 ± 1.5 1.9 ±0.8
сопровождающиеся эмиссией протона.
В основу модели образования пион-протонных пар на ядрах, которая использовалась при анализе экспериментальных данных, положены результаты работ [6—8]. Основными компонентами модели являются:
импульсное приближение, оболочечная модель ядра,
оптическая модель взаимодействия в конечном состоянии.
Достаточно большая величина нижней границы диапазона энергии регистрируемых в эксперименте протонов и выбранное расположение протонного и пионных каналов установки относительно пучка фотонов обеспечивали условие для того, чтобы доминирующим механизмом образования пион-протонных п
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.