ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2013, том 76, № 10, с. 1275-1280
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ИЗМЕРЕНИЕ ВЫХОДОВ ПОЛОЖИТЕЛЬНО ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ ПОД УГЛОМ 35° ВО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ ПРОТОНОВ С ЯДЕРНЫМИ МИШЕНЯМИ ПРИ ЭНЕРГИИ 50 ГэВ
©2013 г. |В. В. Аммосовр, Н.Н.Антонов1), А. А. Балдин2), В.А.Викторов1), В. А. Гапиенко1), Г. С. Гапиенко1), А. А. Головин^, В. Н. Гресь1), А. А. Иванилов1), В. И. Корешев1), В. А. Коротков1), А. И. Мысник1), А. Ф. Прудкогляд1), Ю. М. Свиридов1), А. А. Семак^*, В. И. Терехов1), В. Я. Углеков1), М. Н. Уханов1), Б. В. Чуйко1), С. С. Шиманский2)
Поступила в редакцию 03.05.2012 г.
Впервые получены импульсные спектры кумулятивных частиц в области больших РТ в реакции рА ^ ^ Н+ + X. Эксперимент выполнен на установке СПИН (ИФВЭ, Протвино) на пучке протонов с энергией 50 ГэВ, взаимодействующих с ядрами С, А1, Си и Ш. Положительно заряженные частицы регистрировались под углом 35° в л.с. и в диапазоне поперечных импульсов от 0.6 до 3.7 ГэВ/с. Наблюдена сильная зависимость сечения рождения частиц от атомного числа. В предкумулятивной области проведено сравнение с расчетами по моделям ИШЫО и и^МЭ.
DOI: 10.7868/80044002713100036
ВВЕДЕНИЕ
Одна из самых интересных проблем исследования ядерной материи при разных температурах и плотностях — это исследование возможности получения в лабораторных условиях и изучения свойств сверхплотного состояния ядерной материи
[1], что является основной задачей в программе работ на будущих ускорительных комплексах НИКА
[2] и FAIR [3]. Однако при столкновении тяжелых ядер сигнал об образовании сверхплотной ядерной материи сопровождается огромным числом фоновых частиц. Это делает такие эксперименты очень непростыми методически и очень сложными для теоретической интерпретации.
Другая возможность связана с тем, что сверхплотное состояние может присутствовать в ядерной материи как квантовая компонента в волновой функции. В процессах с большими передачами энергии, идущих на малых расстояниях и временах, можно визуализировать эти квантовые состояния. При взаимодействии с холодной сверхплотной компонентой должны наблюдаться характерные сигналы не только в ядро-ядерных, но и в адрон-ядерных и лептон-ядерных столкновениях. Взаимодействие с плотной конфигурацией в ядрах
''Институт физики высоких энергий, Протвино, Россия.
2) Объединенный институт ядерных исследований, Дубна,
Россия.
E-mail: Artem.Semak@ihep.ru
должно приводить к расширению кинематической области за пределы, допустимые для свободных лептон-нуклонных или адрон-нуклонных взаимодействий.
Идея о существовании в ядрах флуктуаций ядерной плотности восходит к гипотезе Блохинцева [4]. Исследования кинематической области, запрещенной для процессов со свободными нуклонами, проводятся в течение многих десятков лет и принесли большой объем экспериментальных данных (см., например, [1, 5]). Процессы с рождением частиц в "кинематически запрещенную" область получили название "кумулятивные процессы".
Особый интерес представляет область больших поперечных импульсов (Рт), в которой кумулятивные процессы экспериментально не исследовались. Теоретический анализ [6] показал, что при Хт ~ 1 основной вклад должны давать процессы взаимодействия с многокварковыми (многонуклон-ными) конфигурациями при малом вкладе фоновых процессов перерассеяния. Здесь Хт — доля от максимально возможного поперечного импульса, 2Рг/у/Ъ, а в — инвариантная энергия нуклон-нуклонного взаимодействия.
Целью настоящей работы являлось проведение первых измерений инклюзивных спектров в предкумулятивной и кумулятивной кинематических областях при больших поперечных импульсах. В предкумулятивной области выполнено сравнение
ЯРС
5
Рис. 1. Схема элементов установки: Т — мишень; Q1, Q2, Q3 и Q4 — магнитные линзы; М1, М2 — магниты, выводящие частицы из горячей зоны; М3 — анализирующий магнит; Я — набор сцинтилляционныхтриггерных счетчиков; РС, ЭС — проволочные камеры трековой системы; Н и КРС — элементы времяпролетной системы (годоскоп и резистивная плоская камера).
с предсказаниями существующих популярных монте-карло-генераторов, способных моделировать протон-ядерное и ядро-ядерное взаимодействия.
1. УСТАНОВКА СПИН И ДЕТАЛИ ПОЛУЧЕНИЯ ДАННЫХ
В настоящей конфигурации установка СПИН представляет собой одноплечевой спектрометр с узкой апертурой. Схема установки показана на рис. 1. Оборудование установки СПИН размещено на двух площадках — в "горячей" и "холодной" зонах, разделенных между собой радиационной защитой. В "горячей" зоне расположены пучковый профилометр, мишень и шесть элементов магнитной оптики установки. Изменяя положение шести магнитных элементов, можно отбирать частицы, вылетающие из мишени под углами в диапазоне 22°—55°, и выводить их через канал в защите в "холодную" зону, где расположена триггерная и анализирующая части установки. Данные настоящей работы набраны для угла 35°. Совпадение сигналов с пяти сцинтилляционных счетчиков, расположенных до и после анализирующего магнита (М3), является триггером для системы сбора данных. Система проволочных камер, стоящих перед магнитом М3 и после него, позволяет измерять импульс частицы с разрешением а(р)/р & 3 х 10_3. Угловой аксептанс установки составляет по азимуту & & 100 мрад, а по полярному углу Дв & 40 мрад. Захват установки по импульсу меняется от 5.5% при 1 ГэВ/с до 3.5% при импульсе 6 ГэВ/с. Время-пролетная система состоит из сцинтилляционного
годоскопа, расположенного на входе в "холодную" зону, и многозазорной резистивной плоской камеры, расположенной в конце спектрометра.
Набор данных проводился на протонном пучке ускорителя У-70, выведенного в канал № 8 при интенсивности х 1012 протонов на мишени за цикл. Длительность сброса составляла с. Использовались четыре тонкие мишени, их толщины приведены в табл. 1.
Все четыре мишени закреплены на одной рамке и вводились в пучок поочередно. Таким образом, разные мишени облучались при близких параметрах пучка. Для каждой из мишеней измерялся выход заряженных частиц с импульсами от 1.0 до 6.6 ГэВ/с, что соответствует диапазону поперечных импульсов Рт = 0.6-3.7 ГэВ/с.
Фоновые события вызываются частицами, которые, не проходя по плечу спектрометра, проникают в "холодную"зону и производят срабатывание триггерных сцинтилляционных счетчиков. Чтобы измерить вклад фоновых частиц, в самом начале плеча спектрометра между первой и второй магнитными линзами (^1 и Q2 на рис. 1) устанавливался стальной цилиндр (затвор) в 4 ядерные длины. Вклад фона измерялся при перекрытом с помощью
Таблица 1. Толщины мишеней, использованных в настоящей работе
Мишень Углерод Алюминий Медь Вольфрам
Толщина [г/см2] 0.86 0.81 0.90 0.64
ИЗМЕРЕНИЕ ВЫХОДОВ ПОЛОЖИТЕЛЬНО ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ
1277
Доля фоновых событий
Р, ГэВ/с
Рис. 2. Доля фоновых событий для разных значений импульса при работе с углеродной и вольфрамовой мишенями.
затвора пути прохождения частиц по плечу спектрометра. Как пример, доля фоновых триггеров показана на рис. 2 для двух использованных мишеней, углеродной и вольфрамовой, в зависимости от импульса положительно заряженной частицы. Из рисунка видно, что вклад фона растет с ростом импульса и в случае углеродной мишени составляет ~13% при 6.6 ГэВ/с. Для вольфрама доля фона при максимальном импульсе составляет 4%. Все приводимые далее экспериментальные данные поправлены на вклад фона.
Интенсивность протонного пучка измерялась с помощью камеры вторичной эмиссии. Поперечные геометрические характеристики протонного пучка и его положение контролировались посредством двухкоординатных профилометров (16 каналов на плоскость, шаг электродов — 2.5 мм, толщина по пучку — 10 мг/см2), оснащенных чувствительной электроникой.
2. ДАННЫЕ ПО ИНКЛЮЗИВНЫМ СПЕКТРАМ. СРАВНЕНИЕ С МОДЕЛЯМИ
игдмо и нише
Для всех четырех мишеней были построены импульсные спектры в виде двойного дифференциального сечения, определенного как
^ = 1 1 дтН+
dPd.il N¿0 еАРАП Жрго1
где А — число нуклонов ядра; Ыа — число Авога-дро; р — плотность мишени; £ — толщина мишени; Ар и АО — аксептанс установки по импульсу и телесному углу; — полное число протонов,
Рт, ГэВ/с
Р, ГэВ/с
Рис. 3. Двойное дифференциальное сечение для рождения положительно заряженных частиц, вылетающих под углом 35° во взаимодействиях протонов с четырьмя разными мишенями. Вертикальная штриховая линия — кинематический предел для упругого ЖЖ-рассеяния.
направленных на мишень; N— число триггеров для данного импульса. Величина е описывает потери, возникающие при прохождении частиц по длинному (^30 м) плечу спектрометра, и эффективность триггерной системы. Величина еАрАО рассчитывалась путем моделирования с помощью программы еБАЫТ3, куда были заложены параметры всех элементов установки.
Величины двойного дифференциального сечения, измеренные для положительно заряженных частиц в зависимости от полного импульса, приведены на рис. 3 для всех четырех мишеней. На верхней горизонтальной шкале показаны значения поперечного импульса, Рт. Вертикальная штриховая линия соответствует кинематическому пределу для упругого рр-рассеяния. Область поперечных импульсов более ^2.5 ГэВ/с лежит в кинематической области, запрещенной для взаимодействия свободных нуклонов. Таким образом, данные на рис. 3 подтверждают существование кумулятивных частиц в области больших поперечных импульсов.
Статистическая ошибка в измеренных сечениях составляет менее 1% для импульсов Р < 5 ГэВ/с. С ростом импульса выше 5 ГэВ/с эта ошибка растет и при Р = 6.4 ГэВ/с составляет 6% для
Таблица 2. Значения параметров А, В, С, В, найденных при аппроксимации спектров
Мишень А, мбн с ГэВ 1 ср 1 В, с ГэВ-1 С, с2 ГэВ"2 D, с3 ГэВ-3
С 629.8 ± 13.8 -1.626 ±0.012 -0.272 ±0.024 0.0146 ±0.0005
Al 1165.0 ±84.9 -1.473 ±0.069 -0.266 ±0.021 0.0132 ±0.0019
Cu 3374.8 ± 190.9 -1.612 ±0.056 -0.191 ±0.016 0.0059 ±0.0014
W 10290.0 ± 1116.8 -1.604 ±0.102 -0.171 ±0.029 0.0040 ± 0.0025
вольфрама и 12% для углерода. Ошибки, приведенные на рис. 3-6, являются только статистическими. Оценка систематической ошибки в измеренных сечениях сделана путем сравнения данных, набранных в разное время. Эта ошибка не зависит
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.