ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2008, том 71, № 1, с. 84-93
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ИЗУЧЕНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ ФРАГМЕНТОВ С ЗАРЯДОМ ОТ 1 ДО 8 В ЗАВИСИМОСТИ ОТ СТЕПЕНИ ВОЗБУЖДЕНИЯ ФРАГМЕНТИРУЮЩЕГО ЯДРА В 16Ор-СОУДАРЕНИЯХ
ПРИ 3.25 А ГэВ/с
© 2008 г. Х. К. Олимов, К. Олимов*, А. К. Олимов, С. Л. Лутпуллаев
Физико-технический институт Научно-производственного объединения "Физика—Солнце"
АН Республики Узбекистан, Ташкент Поступила в редакцию 25.08.2006 г.; после доработки 27.04.2007 г.
Представлены новые экспериментальные данные по распределениям средних множественностей фрагментов с зарядом от 1 до 8, а также по распределениям средней кинетической энергии малону-клонных фрагментов (А = 1—3) в зависимости от величины 4-импульса, переданного ядру кислорода протоном-мишенью, в 16Ор-соударениях при 3.25 А ГэВ/с. Полученные данные систематически сравниваются с предсказаниями каскадно-фрагментационной испарительной модели.
РАС Б: 25.10.+Б
ВВЕДЕНИЕ
Полная интерпретация процесса фрагментации ядер в адрон- и ядро-ядерных соударениях при высоких энергиях является одной из фундаментальных проблем ядерной физики. Экспериментальные данные показывают [1], что при промежуточных энергиях (несколько ГэВ/нуклон) фрагментация дает основной вклад в множественность вторичных частиц. Большое число экспериментальных и теоретических работ было посвящено исследованию этого явления, но полного понимания его еще не достигнуто, а существующие модели дают только частичное описание процесса фрагментации [2, 3]. Трудности анализа экспериментальных данных, во-первых, связаны с тем, что процесс фрагментации представляет собой совокупность нескольких механизмов, чьи роли меняются в зависимости от энергии столкновения [3], масс сталкивающихся ядер [4, 5] и, что не менее важно, от структуры фрагментирующего ядра [6]. Во-вторых, большинство экспериментов по фрагментации ядер проведено с тяжелыми ядрами, где практически невозможно восстановить структуру конечных состояний. При образовании большого числа фрагментов эксклюзивные измерения необходимы для определения степени фрагментации и ее взаимосвязи с образованием новых частиц. Такие эксперименты проще проводить в случае легких ядер-снарядов [7]. В-третьих, большинство экспериментов по адрон- и ядро-ядерным соударениям явля-
Е-шаП: olimov@uzsci.net
ются электронными, где образование фрагментов исследуется под телесными углами, существенно меньшими 4п. Как следствие этого, значительная часть образованных фрагментов не регистрируется, т.е. сужается круг извлекаемой полезной информации о динамике процесса фрагментации.
Настоящая работа является продолжением цикла исследований фрагментации ядер кислорода во взаимодействиях с протонами при импульсе 3.25 А ГэВ/с [8—12] и посвящена изучению множественностей фрагментов в зависимости от величины 4-импульса, переданного ядру кислорода протоном-мишенью. Отметим, что в наших предыдущих работах были представлены данные по множественностям различных фрагментов и типов частиц, изотопному составу фрагментов, топологическим сечениям конечных состояний, характеристикам а-частиц и легких фрагментов (:Н, 2Н, 3Н и 3Не), а также по сечениям образования короткоживущих ядер при развале ядер кислорода на многозарядные фрагменты. Однако детальный анализ процесса фрагментации ядер кислорода в зависимости от величины 4-импульса
, переданного фрагментирующему ядру протоном-мишенью, или, иначе говоря, от степени возбуждения ядра кислорода еще не проводился. Такой анализ интересен и актуален, поскольку позволяет проследить степень и характер разрушения фрагментирующего ядра при переходе от (ква-зи)периферических (при малых д) к центральным (при больших Д) соударениям.
250 200 150 100 50
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0 1.2
А, ГэВ/с
Рис. 1. Распределение числа протонов отдачи по величине Д = Прямая — результат линейной экстраполяции
N = А + ВД экспериментальных данных в области Д > 0.38 ГэВ/с; параметры фита: А = 369.3 ± 9.8, В = -258.6 ± ± 11.7 (ГэВ/с)-1.
Экспериментальный материал получен с помощью 1-м водородной пузырьковой камеры ЛВЭ ОИЯИ, облученной релятивистскими ядрами 16О на Дубненском синхрофазотроне. Данные настоящей работы основаны на анализе 11 068 измеренных 16Ор-событий при импульсе 3.25 А ГэВ/с. Однородность мишени и низкая плотность рабочей жидкости камеры позволили однозначно идентифицировать заряды всех вторичных фрагментов и с высокой точностью измерить их импульсы. Рассматривались одно- и двухзарядные фрагменты с длинами треков Ь в рабочем объеме камеры, превышающими 35 см. При таком отборе средняя относительная погрешность определения импульсов не превышает 3.5% для всех фрагментов. При определении их множественностей были учтены поправки на потерю фрагментов из-за взаимодействия с рабочей жидкостью камеры на длине треков Ь < 35 см. Для фрагментов с зарядами г ^ 3 такие ограничения на длину треков не вводились, поскольку не производилась идентификация их масс.
В качестве протонов-фрагментов, ядер дейтерия и ядер трития принимались положительные однозарядные частицы в интервалах импульсов р = = 1.75-4.75, 4.75-7.75 и ^ 7.75 ГэВ/с соответственно. Такой отбор по импульсному интервалу позволяет идентифицировать изотопы однозарядных фрагментов с вероятностью ^ 96%. Двухзарядные фрагменты с импульсом р < 10.75 ГэВ/с рассматривались как ядра 3Не, а с импульсом р ^ ^ 10.75 ГэВ/с — как ядра 4Не. При этом примеси
ядер 3Не и 6Не, отнесенных к ядрам 4Не2, не превышали 4 и 0.5% соответственно. Рассматривались только полностью измеренные события, статистика которых составила 8701 16Ор-событие. Для дальнейшего анализа из них были отобраны 4828 событий, содержащих идентифицированный протон отдачи с импульсом в интервале р = 0.1—1.5 ГэВ/с. При этом упругие события, доля которых составляет около 50% среди двухлучевых событий с одним протоном отдачи и восьмизарядным фрагментом, были исключены из дальнейшего рассмотрения. Нижняя граница импульсного интервала протонов отдачи связана с нижним энергетическим порогом регистрации медленных протонов в водородной пузырьковой камере, а верхний предел обусловлен тем, что при импульсах р > 1.5 ГэВ/с визуальное разделение протонов и ^+-мезонов становится проблематичным. Более подробно методические особенности эксперимента освещены в работах [8, 13, 14]. Величина 4-импульса протона-мишени рассчитывалась по измеренному импульсу протона отдачи. Импульсный интервал протонов отдачи р = 0.1-1.5 ГэВ/с соответствует приблизительно интервалу А = (—¿)1/2 = 0.1—1.2 ГэВ/с.
Для более полной физической интерпретации экспериментальных данных они систематически сравнивались с предсказаниями каскадно-фрагментационной испарительной модели (КФИМ), разработанной для протон-ядерных взаимодействий при промежуточных энергиях [15]. В рамках КФИМ процесс взаимодействия состоит из
<п)1н 2.0
ОЛИМОВ и др. = 8
_|_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I 2
0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2
А, ГэВ/с А, ГэВ/с
Рис. 2. Распределения средних множественностей протонов-фрагментов (а), фрагментов с зарядом г = 8 (б), среднего числа фрагментов (в) и среднего заряда фрагментов (г) в событии по величине А = (—Ь)1/2: • — эксперимент, о — КФИМ.
нескольких стадий: начальной стадии внутриядерного каскада и конечной стадии девозбуждения горячих возбужденных ядер с формированием конечных фрагментов. Для легких ядер, таких, как 16О, процесс ферми-развала был использован в качестве доминирующего механизма образования фрагментов. Следует отметить, что механизм
"испарения" для образования легких фрагментов не был учтен в КФИМ. Кроме того, в модели были учтены вклады в конечные состояния от распадов
нестабильных ядер 5Не, 5Li, 8Ве и 9В.
Для целей настоящей работы были смоделированы более чем 22 000 событий. Расчетные данные
{п)2н 0.5
<п)зИе
0.25
0.20
0.15
0.10
0.05
<п)зи 0.25
0.20
0.15
0.10
0.05
<п)4Ие
0.8
0.6
0.4
0.2
I
_|_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I
-1 0[
0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2
А, ГэВ/с А, ГэВ/с
Рис. 3. Распределения средних множественностей ядер 2Н (а), 3Н (б), 3Не (в) и 4Не (г) по величине Д = (—¿)1/2: эксперимент, о — КФИМ.
0
0
обрабатывались по экспериментальным критериям отбора событий.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
На рис. 1 представлено экспериментальное распределение протонов отдачи по величине А =
= (-€)1/2. Как видно из рисунка, спектр в целом медленно возрастает до А ^ 0.35 ГэВ/с, достигая максимума, и далее падает вплоть до конечных
значений 4-импульса протона отдачи; экспериментальные данные при А > 0.35 ГэВ/с достаточно хорошо описываются линейной зависимостью.
На рис. 2 представлены распределения по величине А средних множественностей протонов-фрагментов (далее протоны), фрагментов с зарядом г = 8, среднего числа фрагментов и среднего заряда фрагментов в событиях. Из рис. 2а видно, что средняя множественность протонов в эксперименте растет с увеличением А. Это распреде-
(Т>1Н, МэВ 140 г
120
100
80
60
40
(Т >2Н, МэВ 80 г
<> 70 60
♦V11
и
20
(Т >зн, МэВ 100
80
60
40
20
50 40 30 20 10
о
л* **
0 Фу
« о 0
_|_I_I_I_I_I_I_I_I
(Т >3не, МэВ 100 -
80
60
о ° о
40
20
0
V
и
о о °
0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2
А, ГэВ/с А, ГэВ/с
Рис. 4. Распределения средней кинетической энергии протонов (а), ядер 2Н (б), 3Н(в)и 3Не (г) по величине А = (—Ь)1/2: • — эксперимент, о — КФИМ.
а
0
ление можно условно разделить на две области: А < 0.25 ГэВ/с, в которой наблюдается сильный рост множественности протонов, и А > 0.25 ГэВ/с, где рост множественности протонов значительно замедляется. Малость средней множественности протонов в первой области связана с периферическим характером 16Ор-соударений. Рассчитанные
по КФИМ множественности протонов в области А < 0.25 ГэВ/с остаются приблизительно постоянными в пределах статистических погрешностей. Видно, что в этой области модель существенно завышает множественность протонов, что связано, как показал анализ, с неучетом в КФИМ дифракционных каналов развала ядер кислорода (напри-
мер, на а-частицу и 12С, на четыре а-частицы, на 2Н
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.