ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ОБРАЗОВАНИЕ КУМУЛЯТИВНЫХ ЯДЕР 4Не В 16Ор-СОУДАРЕНИЯХ ПРИ ИМПУЛЬСЕ 3.25 ГэВ/с НА НУКЛОН
© 2009 г. Х. К. Олимов*
Физико-технический институт Научно-производственного объединения "Физика—Солнце"
АН Республики Узбекистан, Ташкент Поступила в редакцию 13.03.2008 г.; после доработки 16.06.2008 г.
Впервые в условиях 4п-геометрии исследовано образование кумулятивных ядер 4Не в 16Ор-соударениях при импульсе 3.25 ГэВ/с на нуклон. Определен параметр наклона инвариантных сечений образования кумулятивных ядер 4Не и представлены новые данные по корреляциям выхода кумулятивных ядер 4Не, заряженных частиц и фрагментов в 16Ор-взаимодействиях.
PACS:25.10.+Б, 25.55.-е
ВВЕДЕНИЕ
Исследования процессов кумулятивного образования частиц, рождение которых запрещено законами сохранения энергии и импульса в столкновениях свободных нуклонов, были инициированы Балдиным [1]. Экспериментальное обнаружение кумулятивного эффекта было осуществлено группой Ставинского на синхрофазотроне ЛВЭ ОИЯИ в реакции 2H(10 ГэВ/с) + + Cu ^ п-(0°)+X [2], в которой наблюдались пионы с энергией, существенно превышающей энергию, приходящую на один нуклон дейтрона. Первыми экспериментальными указаниями на необычные явления в процессах адрон-ядерных взаимодействий были результаты по упругому pd-рассеянию протонов с энергией 660 МэВ [3] и квазиупругому выбиванию дейтронов из легких ядер на пучке протонов с энергией 675 МэВ [4]. Результаты этих работ стимулировали появление гипотезы о существовании в ядрах кратковременных тесных скоплений нуклонов — флуктуаций плотности ядерного вещества (или флуктонов), впервые сформулированной Блохинцевым [5]. Идея о возможном механизме образования кумулятивных частиц, высказанная Балдиным [ 1], была фактически развитием гипотезы флуктонов Блохинцева [5]. Согласно идее Балдина [1] слияние двух или более нуклонов в адронную каплю с пространственным размером менее 1 Фм ответственно за образование кумулятивной частицы, вылетающей с большим импульсом в заднюю полусферу. При этом два возможных механизма могут привести к образованию плотных кварковых
E-mail: olimov@uzsci.net
мешков [1] — либо флуктуации плотности нормальной ядерной материи (холодная модель), либо сжатие ядерной материи под действием налетающего адрона или ядра-снаряда (горячая модель). Отметим, что одним из первоначальных было предположение, что образование кумулятивных частиц обусловлено ферми-импульсами нуклонов. Однако расчеты, учитывающие ферми-импульс нуклонов [6], показали невозможность описания таким способом высокоимпульсной компоненты спектра кумулятивных протонов. Ранний этап исследований кумулятивных процессов отражен в обзорных работах [7—11]. Основные закономерности рождения кумулятивных частиц позволили Лексину сформулировать гипотезу предельной фрагментации ядер (ядерный скейлинг) [12], которая проверялась для широкого диапазона первичных энергий и массовых чисел фрагментирующих ядер. Результаты систематического исследования кумулятивного рождения частиц (п±,К± проведенного по единой экспериментальной методике на пучках протонов, дейтронов, ядер гелия и углерода с импульсами на нуклон 4.5 и 8.9 ГэВ/с для различных фрагментирующих ядер от дейтерия до свинца, и их сравнение с результатами других работ представлены в более новом обзоре [13]. В этом обзоре также достаточно подробно изложены основные закономерности и возможные механизмы кумулятивного рождения частиц.
Следует отметить, что большинство имеющихся в литературе работ по кумулятивным процессам [13] относятся к исследованию образования кумулятивных нуклонов (в основном протонов) и частиц (в основном пионов), между тем как данных по кумулятивному образованию легких фрагментов с А > 2 существенно меньше. По данной тематике
83
6*
следует отметить недавнюю работу [14], в которой исследовано кумулятивное образование нуклонов и легчайших фрагментов (й, ^ и 3He) в 4Нер-взаимодействиях при импульсе 5 ГэВ/с. В этой работе в условиях 4п-геометрии определены инвариантные сечения образования кумулятивных протонов, нейтронов и легчайших ядер й, 3 а также наклоны их спектров в кумулятивной области (так называемая температура). Данные по образованию кумулятивных ядер й, 3^ сравнивались с предсказаниями ядерной модели слияния, и было установлено, что в 4Нер-взаимодействиях радиусы области слияния в основном определяются радиусом вылетающего фрагмента [14].
Настоящая работа является продолжением цикла исследований нашей группой образования кумулятивных частиц в адрон- и ядро-ядерных соударениях при высоких энергиях. Ранее нами было изучено [15—18] образование кумулятивных протонов в п-^ pC, 4НеС, СС, 16Op и р20^-соударениях в интервале первичных энергий 3—300 ГэВ, а также кумулятивных п+ -и п--мезонов в pC, 4НеС и СС-соударениях в диапазоне первичных энергий 4—10 ГэВ на нуклон. В этих работах на достаточно большом статистическом материале подтверждена универсальная закономерность, заключающаяся в независимости параметра наклона инклюзивных сечений кумулятивных частиц по кумулятивному числу в от первичной энергии и массы налетающей частицы или ядра, а также показана независимость параметра наклона инклюзивных сечений кумулятивных п+ -и п--мезонов по в от первичной энергии, массы ядра-снаряда и заряда кумулятивного пиона. Было показано, что доля событий с образованием кумулятивных протонов на ядре углерода чувствительна к типу налетающей частицы (пион или система барионов), но не зависит от массового числа налетающей частицы с массой М ^ Мр (протон или ядро). Было также установлено, что средние числа кумулятивных протонов и пионов в кумулятивных событиях не зависят ни от типа налетающего адрона или ядра, ни от первичной энергии для фрагментирующего ядра углерода. Результаты работы [16] показали, что образование кумулятивных протонов соответствует холодной модели и явно противоречит горячей модели их формирования. Доли событий с образованием кумулятивных протонов для и р20№-соударений оказались равными (12.1 ± ± 0.2) и (14.6 ± 0.4)% соответственно [18]. Для взаимодействий протонов, а-частиц и ядер углерода с ядрами углерода эта величина составила (10.0 ± 0.1)% [16]. Эти данные показали, что доля кумулятивных событий значительно возрастает с увеличением массового числа фрагментирующего
ядра, а следовательно, вероятность образования флуктонов с возрастанием массового числа А ядра увеличивается [18].
Настоящая работа посвящена изучению образования кумулятивных ядер 4 Не в 16 Ор-взаимодействиях при импульсе 3.25 ГэВ/с на нуклон. В работе анализируется спектр инвариантных сечений по кинетической энергии ядер 4Не, вылетающих в заднюю полусферу в системе покоя ядра кислорода, а также представлены новые результаты по корреляциям выхода кумулятивных ядер 4 Не, заряженных частиц и фрагментов в 16 Ор-соударениях.
Экспериментальный материал получен с помощью 1-м водородной пузырьковой камеры ЛВЭ ОИЯИ, облученной релятивистскими ядрами 16О на Дубненском синхрофазотроне. Данные настоящей работы основываются на анализе 8712 полностью измеренных 16Ор-событий при импульсе 3.25 ГэВ/с на нуклон. Однородность мишени и низкая плотность рабочей жидкости камеры позволили однозначно идентифицировать заряды всех вторичных фрагментов и с высокой точностью измерить их импульсы. В настоящем эксперименте, когда используется пучок ядер, налетающих на мишень-протон, образовавшаяся кумулятивная частица или ядро является быстрой в системе покоя камеры, и эффективность ее регистрации близка к 100%. Одно- и двухзарядные фрагменты рассматривались с длинами их треков в рабочем объеме камеры, превышающими Ь = 35 см. При таком отборе средняя относительная погрешность определения импульсов этих фрагментов не превышает 3.5%. При определении средних множествен-ностей были учтены поправки на потерю фрагментов из-за взаимодействия с рабочей жидкостью камеры на длине Ь ^ 35 см. Для фрагментов с зарядами г ^ 3 такие ограничения на длину их треков не вводились, так как не производилась идентификация их масс. Следует отметить, что во всем экспериментальном материале не было обнаружено ни одного события с суммарным зарядом многозарядных фрагментов (с г ^ 2), превышающим заряд фрагментирующего ядра кислорода.
В качестве протонов-фрагментов, ядер дейтерия и ядер трития принимались положительные однозарядные частицы в интервалах импульсов в л.с. 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
Рис. 1. Инвариантные сечения ЕС3а/сРр (точки) ядер 4Не, вылетающих в заднюю полусферу ($а1аЬ > 90о), в зависимости от кинетической энергии в системе покоя ядра кислорода в 16Ор-взаимодействиях при импульсе 3.25 ГэВ/с на нуклон. Сплошная кривая — результат аппроксимации экспериментальных данных функцией / = А1 ехр(—Т/Т1) + + А2 ехр(-Т/Т2).
ядер 3Не и 6Не, отнесенных к ядрам 4Не, не превышают 4 и 0.5% соответственно. Чтобы исключить примесь ядер 6Не среди кумулятивных ядер 4Не, анализ образования кумулятивных ядер 4Не проводился в области импульсовр < 15.4 ГэВ/с. Более подробно методические особенности эксперимента освещены в работах [19, 20].
Отметим, что определенное стандартным образом неупругое сечение 16Ор-соударений при импульсе 3.25 ГэВ/с на нуклон оказалось равным 334 ± 6 мбн [21].
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
На рис. 1 представлены экспериментальные инвариантные сечения / (Т) = Ев3а/сС3р ядер 4Не, вылетающих в заднюю полусферу ($а1аЬ > 90о), в зависимости от кинетической энергии Т в системе покоя ядра кислорода в 16Ор-соударениях при импульсе 3.25 ГэВ/с на нуклон. Как видно из рис. 1, в поведении инвариантного сечения ядер 4Не прослеживаются две области: Т < Тс — спек-таторная область и Т > Тс — кумулятивная область. Дифференцируя спектр инвариантного сечения ядер 4Не, мы определили значение Тс ж ж 17 МэВ как точку перехода спектра из спек-татор
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.