ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2015, том 79, № 7, с. 1037-1040
УДК 539.172.1;539.172.6
ОБРАЗОВАНИЕ КУМУЛЯТИВНЫХ ПРОТОНОВ В АДРОН-И ЯДРО-ЯДЕРНЫХ СОУДАРЕНИЯХ ПРИ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЯХ
© 2015 г. К. Олимов, С. Л. Лутпуллаев, Э. Х. Базаров, В. И. Петров, Б. С. Юлдашев
Физико-технический институт Научно-производственного объединения "Физика-Солнце"
Академии наук Республики Узбекистан E-mail: olimov@uzsci.net
Представлены новые экспериментальные данные по образованию кумулятивных протонов в адрон-и ядро-ядерных соударениях в интервале 3—300 ГэВ. Установлено, что средняя множественность кумулятивных протонов и доля кумулятивных событий для одного и того же фрагментирующего ядра не зависят от энергии и массового числа частицы-снаряда.
DOI: 10.7868/S0367676515070194
Изучение процессов кумулятивного рождения адронов, вылетающих в кинематически запрещенную область для столкновения свободных нуклонов в адрон- и ядро-ядерных взаимодействиях позволяет получить информацию о механизмах ядерного взаимодействия и деталях ядерной структуры на малых расстояниях.
Пионерской работой, в которой экспериментально был обнаружен кумулятивный эффект, стало изучение реакции
d + Cu ^ я- + X
при импульсе 10 ГэВ/с с образованием я--мезо-нов с 0° углами вылета [1]. В ней было обнаружено образование отрицательных пионов с энергией, существенно превышающей энергию, приходящую на один нуклон дейтрона. С тех пор появилось большое число работ (см., например, обзоры [2-7]), посвященное изучению этих процессов. Изучение закономерностей рождения кумулятивных частиц привело к появлению гипотезы предельной фрагментации ядер ("ядерный скейлинг") [8]. Для интерпретации образования кумулятивных протонов в ядерных реакциях А.М. Балдиным была высказана гипотеза [9] об их появлении за счет взаимодействия налетающей частицы с малонуклонными ядерными ассоциациями ("флуктонами"). Им же предложены два сценария появления флуктонов в ядрах: "холодный", в котором они возникают в основном состоянии ядра за счет флуктуации плотности нуклонов, и "горячий" - за счет сближения нуклонов друг с другом на расстояние <1 фм под воздействием налетающей частицы. Экспериментальная проверка возможной реализации этих сценариев может быть осуществлена в изучении образования кумулятивных протонов во взаимодействиях различных типов первичных частиц и ядер с ядрами с одним и тем же массовым числом.
Настоящая работа посвящена исследованию образования кумулятивных протонов в целях определения предпочтительности упомянутых сценариев их формирования в 16Ор-соударениях при 3.25 А ГэВ/с, в я-С-соударениях при 40 ГэВ/с, рС-взаимодействиях при 4.2 и 9.9 ГэВ/с, 4НеС- и СС-столкновениях 4.2 А ГэВ/с, а также вр№-вза-имодействиях при 300 ГэВ/с.
Экспериментальный материал по я-С-, рС-, 4НеС- и СС-соударениям получены с помощью 2 м пропановой пузырьковой камеры ЛВЭ ОИЯИ (г. Дубна), 16Ор-соударениям — в 1 м водородной пузырьковой камере ЛВЭ ОИЯИ (г. Дубна), а данные по р№-взаимодействиям — с помощью 30-дюймовой неон-водородной пузырьковой камеры, облученной в пучке протонов на ускорителе Фермиевской национальной ускорительной лаборатории (Батавия). Общая статистика экспериментального материала составляет более 93000 измеренных событий в условиях полной геометрии.
К кумулятивным относились протоны, летящие в заднюю полусферу с параметром в > 1.2, где в = (Е — РсоъЭ)/тп (Е — полная энергия, Р — полный импульс, Э — угол вылета рассматриваемого протона, тп — масса нуклона). Нижняя граница обрезания по импульсу связана с необходимостью исключения испарительных протонов, появляющихся существенно позже акта взаимодействия в процессе термализации остаточного ядра. Данная граница различна для разных по массе фрагмен-тирующих ядер. Для ядра углерода верхняя граница импульсов Ферми составляет 0.2 ГэВ/с, кислорода и неона — 0.22 ГэВ/с.
В качестве примера на рис. 1 приведены инклюзивные сечения протонов в зависимости от кумулятивного числа в в области в > 1.2 для СС- и я-С-со-ударений при импульсах 4.2 А ГэВ/с и 40 ГэВ/с соответственно, а на рис. 2 — инвариантные
1038
йа/йв, мб 1000
100
ОЛИМОВ и др.
Ей3о/йр3, мб ■ ГэВ-2 ■ с3 ■ ср-1 103
1.9 в
Рис. 1. Инклюзивные сечения протонов как функция кумулятивного числа Р для я—С- и СС-соударений при 40 ГэВ/с (•) и 4.2 А ГэВ/с (О) соответственно. Прямые линии — результаты аппроксимации экспериментальных данных выражением (1).
102
101
1.2
1.3
1.4
1.5
1.6
1.7
1.8 в
Рис. 2. Инвариантная структурная функция кумулятивных протонов в зависимости от кумулятивного числа Р для р20№- (•) и 16Ор- (■) соударений. Прямые линии — результаты аппроксимации экспериментальных данных выражением (1).
структурные функции для р№-взаимодействий при 300 ГэВ/с и 16Ор-сударений при 3.25 А ГэВ/с; прямыми линиями показаны результаты аппроксимации экспериментальных данных зависимостью вида
Др) = аехр(—Ьв). (1)
Результаты аппроксимации всех экспериментальных данных по распределению протонов по числу в в соответствии с выражением (1), а также средние множественности кумулятивных протонов приведены в табл. 1.
Видно, что значения параметров наклона Ь в пределах статистических погрешностей совпадают между собой для всех рассматриваемых типов соударений и первичных энергий. Среднее значе-
ние Ь по всем рассматриваемым ансамблям составляет 8.1 ± 0.1.
Интересно отметить тот факт, что не только инвариантные инклюзивные сечения образования кумулятивных протонов в зависимости от кумулятивного числа в имеют экспоненциальный характер, но и распределения протонов по в также имеют тот же характер.
Таким образом, можно заключить, что механизм образования кумулятивных протонов не зависит ни от типа снаряда, ни от первичной энергии.
Средние множественности кумулятивных протонов в кумулятивных 16Ор- и р20№-событиях оказались равными 1.11 ± 0.02 и 1.16 ± 0.3 соответственно, в то время как во взаимодействиях я—-ме-
Таблица 1. Параметры наклона в параметризации (1), тип соударений, число событий и средние множественности кумулятивных протонов
Тип взаимодействия, Ро, ГэВ/с Число событий Параметр наклона, Ь Х2/ч. ст. св. Среднее число кумулятивных протонов
п— 12С, 40.0 16657 8.18 ± 0.26 1.1 1.06 ± 0.03
р12С, 4.2 6901 8.09 ± 0.49 1.0 1.04 ± 0.03
р12С, 9.9 18325 8.10 ± 0.25 0.9 1.06 ± 0.03
4Не12С, 4.2 А 12326 8.00 ± 0.28 1.2 1.06 ± 0.05
12С12С, 4.2 А 20530 8.14 ± 0.20 0.4 1.05 ± 0.04
16Ор, 3.25 А 12367 8.13 ± 0.21 0.4 1.11 ± 0.02
р20№, 300 4990 7.99 ± 0.18 0.8 1.16 ± 0.03
ОБРАЗОВАНИЕ КУМУЛЯТИВНЫХ ПРОТОНОВ 1039
Таблица 2. Доля событий с кумулятивным протоном как функция типа налетающей частицы и ядра-мишени
Тип взаимодействия Ро, ГэВ/с Полное число событий Число событий с кумулятивным протоном Доля событий с кумулятивным протоном, %
12С, 40.0 16657 1097 6.6 ± 0.2
р12С, 4.2 6901 699 10.1 ± 0.4
р12С, 9.9 18325 1825 10.0 ± 0.2
4Не12С, 4.2 А 12326 1211 9.8 ± 0.3
12С12С, 4.2 А 20530 2070 10.1 ± 0.2
16Ор, 3.25 А 12367 1496 12.1 ± 0.4
р20№, 300 4990 728 14.6 ± 0.6
12С181Та, 4.2 А 2440 1013 41.5 ± 1.5
зонов, протонов, а-частиц и ядер углерода с ядрами углерода (независимо от типа налетающей частицы) эта величина равна 1.05 ± 0.01. Предварительный анализ образования кумулятивных протонов в 12С181Та-соударениях при 4.2 А ГэВ/с дал значение ее средней множественности в кумулятивных событиях, равное 1.80 ± 0.06. Таким образом, средняя множественность кумулятивных протонов в кумулятивных событиях слабо растет с увеличением массового числа фрагментирующего ядра и не зависит от первичной энергии.
Для изучения А-зависимости средней множественности кумулятивных протонов мы аппроксимировали ее выражением
(пшт) = а + Аа, где А — массовое число фрагментирующего ядра, а и а — параметры фитирования. Аппроксимация экспериментальных данных дало значение а = —0.41 ± 0.01 и а = 0.15 ± 0.01 при уровне достоверности более 99%. Если же аппроксимировать зависимость средней множественности кумулятивных протонов функцией:
(Псит) = а + Zа от числа протонов (порядкового номера — Z) фрагментирующего ядра, то значения параметров получаются равными а = —0.32 ± 0.01 и а = 0.17 ± ± 0.01 также при уровне достоверности более 99%. Интересно отметить, что в обеих аппроксимациях значения показателей степени близки к величине 1/6, существенно отличающейся от значения 2/3, характерного для А-зависимости средних множественностей всех протонов. Поскольку образование кумулятивных протонов связано с числом флуктуаций ядерной плотности, которое в свою очередь пропорционально дисперсии средней множественности, во взаимодействующей с налетающей частицей "трубке" фрагментирующего ядра размером ~А1/3 число таких флуктуаций будет пропорционально (п)1/2, а среднее число кумулятивных протонов будет пропорционально ~А1/6. Таким образом, исследование А-зависимости образования кумулятивных протонов позволяет сде-
лать вывод о реальном сценарии их происхождения. В данном случае характер А-зависимости подтверждает сценарий их "холодного" образования, основанного на существовании флуктонов.
В рассматриваемых выше ансамблях экспериментальных данных были определены доли кумулятивных событий (с образованием кумулятивных протонов), численные значения которых приведены в табл. 2.
В табл. 2 наряду с характеристиками экспериментального материала приведены доли событий с образованием кумулятивных протонов в рассматриваемых соударениях. Интригующая особенность этих данных — два обстоятельства. Во-первых, доля кумулятивных событий оказывается независимой от массового числа налетающей частицы (протон или ядро). Во-вторых, наблюдается указание на чувствительность доли кумулятивных событий к типу налетающей частицы (пион или система барионов).
Отмеченное первое обстоятельство указывает на возможность объединения числа событий с кумулятивным протоном в разных ансамблях данных для вычисления их средней доли для барион-ных систем (для р12С-, а12С- и 12С12С-соударе-ний). В нашем случае эта величина составляет 10.0 ± 0.1%.
Независимость доли событий с кумулятивным протоном от размеров налетающей барионной системы может указывать на доминирующу
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.