ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2012, том 75, № 1, с. 51-55
= ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ОСОБЕННОСТИ ОБРАЗОВАНИЯ ДЕЙТРОНОВ В ^р-СОУДАРЕНИЯХ ПРИ 3.25 А ГэВ/с
© 2012 г. К. Олимов1)*, В. В. Глаголев2), К. Г. Гуламов1), С. Л. Лутпуллаев1), А. К. Олимов1), В. И. Петров1^ А. А. Юлдашев1)
Поступила в редакцию 10.02.2011 г.
Представлены новые экспериментальные данные о зависимостях средних множественностей и кинематических характеристик дейтронов, образовавшихся в 16Ор-соударениях при импульсе 3.25 А ГэВ/с, от степени возбуждения фрагментирующего ядра. Экспериментальные данные сравниваются с предсказаниями каскадно-фрагментационной испарительной модели.
При энергиях в несколько ГэВ на нуклон в адрон- и ядро-ядерных столкновениях основной вклад в множественность заряженных частиц дают фрагменты ядер, состав которых определяется как структурой ядра, так и особенностями протекания реакции. В связи с этим для построения реалистической картины ядерных соударений необходимо иметь информацию о процессах фрагментации ядер. В частности, представляет интерес изучение процессов образования легчайших фрагментов ядра — дейтронов, энергия связи нуклонов в которых является минимальной среди всех известных стабильных ядер.
Настоящая работа является продолжением цикла исследований [1—4] процессов фрагментации ядер кислорода во взаимодействиях с протонами при 3.25 A ГэВ/c и посвящена изучению особенностей образования дейтронов в этих соударениях. Экспериментальный материал был получен с помощью 1-м водородной пузырьковой камеры ЛВЭ ОИЯИ, облученной ядрами кислорода с импульсом 3.25 A ГэВ/c на Дубненском синхрофазотроне, и состоит из 8688 полностью измеренных неупругих 16Ор-событий. Для более надежной идентификации фрагментов по массе рассматривались события, в которых длина треков фрагментов в рабочем объеме камеры составляла не менее 35 см, что обеспечивает высокую точность импульсных измерений. При определении средней множественности дейтронов учитывались их потери за счет взаимодействия с рабочей жидкостью камеры на длине L ^ 35 см. Методические
Физико-технический институт НПО "Физика—Солнце"
АН Республики Узбекистан, Ташкент.
2) Объединенный институт ядерных исследований, Дубна,
Россия.
E-mail: olimov@uzsci.net
вопросы получения экспериментальных данных изложены в работах [1, 5—7]. Для выделения дейтронов из числа однозарядных фрагментов ядра кислорода выбран импульсный интервал 4.75 ^ ^ р ^ 7.75 ГэВ/с. При таком отборе примесь других однозарядных фрагментов — протонов и ядер трития — не превышает 3.4%.
В работе [8] представлены результаты исследования инклюзивного образования дейтронов в 16Ор-соударениях при 3.25 А ГэВ/с, изучены средние множественности дейтронов, их угловые и энергетические спектры, а также рассмотрены корреляции между выходом дейтронов и заряженных пионов. В работе [9] показано, что быстрые дейтроны (Т > 75 МэВ в системе покоя ядра кислорода), вклад которых составляет 18% от их общего числа, образуются в основном за счет механизма коалесценции вторичных нуклонов ядра кислорода. Однако в целом инклюзивный анализ оказался недостаточным для выявления роли различных механизмов в процессах образования дейтронов. Действительно, дейтрон может образоваться в результате реализации различных механизмов реакции: при разрушении протоном-мишенью одного из а-кластеров кислорода; в результате дальнейшего распада возбужденных ядер-остатковтипа 6Ы,10В и 14 Ы; за счет слияния протонов и нейтронов, имеющих близкие координаты и импульсы. Дело в том, что при распаде возбужденных ядер-остатков 6Ы, 10В и 14Ы в конечном состоянии реакции чаще сохраняются одна, две или три а-частицы соответственно, при этом из оставшейся протон-нейтронной пары может сформироваться дейтрон. Эксперимент дает более высокое инклюзивное сечение образования двухзарядных ядер, состоящих на 80% из 4Не, среди всех двухзарядных фрагментов, что отражается в более частом появлении событий с четным суммарным зарядом Q.
51
4*
1.5 1.0 0.5 0
(р), МэВ/с 400
360 320 280 240 200 160
0 2 3 4 5 6
2
7 2
7
0
2
3
4
5
6
Рис. 1. Зависимость средней множественности дейтронов от суммарного заряда фрагментов с г ^ 2 в эксперименте (•) и КФИМ (о)
Рис. 2. Зависимость среднего значения полного импульса дейтронов от суммарного заряда фрагментов с г ^ 2 в системе покоя ядра кислорода в эксперименте (•) и КФИМ (о).
В то же время в каскадно-фрагментационной испарительной модели (КФИМ) [10] основным механизмом образования фрагментов является фер-миевский развал. Для описания фрагментации легких ядер в ней пренебрегается вкладом процессов испарения в образование фрагментов. Кроме того, в рамках КФИМ ядро рассматривается как идеальный ферми-газ нуклонов, т.е. в ней не учитывается кластерная структура фрагментирующего ядра, а также недоучтен вклад механизма слияния в образование многонуклонных фрагментов. Таким образом, единственность механизма образования фрагментов в КФИМ (фермиевский развал) создает благоприятные условия для изучения его проявления в процессах фрагментации легких ядер, в частности при образовании дейтронов в 16 Ор-соударениях, путем сравнения предсказаний модели с экспериментом.
Средняя множественность дейтронов в 16Ор-соударениях при 3.25 А ГэВ/с в эксперименте оказалась существенно (в 1.33 раза) больше (0.331 ± ± 0.007), чем в КФИМ (0.249 ± 0.003) [8]. Причиной такого различия может быть недостаточность постулируемого в КФИМ механизма формирования многонуклонных фрагментов и неучет в ней кластерной структуры ядра кислорода.
Рассмотрим образование дейтронов при различных уровнях возбуждения фрагментирующего ядра кислорода. В качестве меры степени возбуждения ядра или периферичности соударения можно принять величину суммарного заряда Q фрагментов с г ^ 2. В нашем эксперименте величина Q изменяется в пределах от 0 (полный развал ядра кислорода на однозарядные частицы 1Н, 2 Н, 3Н) до 8. При Q = 8 образования дейтрона, очевидно, не происходит.
На рис. 1 показана зависимость средней множественности дейтронов (п^) от Q в 16 Ор-соударениях при 3.25 А ГэВ/с в эксперименте и КФИМ. Из рис. 1 видно, что и в модели, и в эксперименте величина (п^) монотонно уменьшается с ростом Q, т.е. с уменьшением степени возбуждения ядра кислорода. Так, при значениях Q ^ 5 (в периферических соударениях) экспериментальные значения и предсказания КФИМ в пределах статистических погрешностей совпадают. Такое совпадение, по-видимому, обусловлено в первую очередь действием законов сохранения электрического и барионного зарядов, приводящих к уменьшению числа частиц, сопутствующих образованию многозарядных фрагментов. Наряду с уменьшением по абсолютной величине вклада фер-миевского развала происходит также уменьшение вкладов других возможных механизмов образования дейтронов в эксперименте, не учитываемых в КФИМ. В области Q ^ 4 экспериментальные значения (пй) систематически больше, чем в КФИМ. Наибольшее различие средних множественностей дейтронов в эксперименте и КФИМ наблюдается при максимальных уровнях возбуждения фрагмен-тирующего ядра кислорода ^ ^ 2). При таких возбуждениях фрагментирующего ядра естественно ожидать, наряду с ростом вклада фермиевского развала и увеличением вкладов не учитываемых в КФИМ механизмов разрушения а-кластера, распад возбужденного промежуточного ядра 6Li, а также рост вклада от образования дейтронов посредством слияния протонов и нейтронов.
На рис. 2 приведена зависимость среднего значения полного импульса дейтронов (р) от величины Q в системе покоя ядра кислорода. Там же для сравнения приведена аналогичная
ОСОБЕННОСТИ ОБРАЗОВАНИЯ ДЕЙТРОНОВ
53
зависимость, предсказываемая КФИМ. Видно, что экспериментальные значения (р), составляя в пределах статистических погрешностей в среднем 345 МэВ/с, практически не зависят от величины Q. Для выяснения причины независимости среднего полного импульса дейтронов от степени возбуждения фрагментирующего ядра был проведен анализ импульсных спектров дейтронов в группах с различными значениями Q. Как было сказано выше, механизм коалесценции удовлетворительно описывает инклюзивные спектры дейтронов при Т > 75 МэВ (р > 535 МэВ/с). Расчет вклада механизма коалесценции показал, что его доля в пределах статистических погрешностей, оставаясь также независимой от Q, составляет (18.00 ± ± 0.01)%. Это обстоятельство указывает на то, что сумма вкладов других механизмов образования дейтронов также должна оставаться независимой от Q и составлять 82%. Естественно предположить, что одним из оставшихся механизмов образования дейтронов может быть фермиевский развал возбужденного ядра-остатка. В этих целях на основе модели Гольдхабера [11] и результатов работы [12] был выполнен расчет импульсного спектра дейтронов в предположении, что они образуются в результате слияния протона и нейтрона, имеющих только ферми-импульсы, распределенные по нормальному закону. Согласно работе [12] дисперсия а2 (Ар) импульсного распределения фрагментов с массовым числом Ар определяется через дисперсию импульсного распределения нуклонов а2(0) и массовое число А фрагментирующего ядра следующим образом:
а2(Ар)= а2(0)Ар(А - Ар)/(А - 1),
в нашем случае Ар = 2, А = 16 и а (0) = = 105.1 МэВ/с [12]. Подставляя полученное для дейтронов значение а2 (Ар) в выражение для импульсного распределения, получаем средний импульс дейтрона равным 114.4 МэВ/с, что в 3 раза меньше, чем в эксперименте. Хотя расчетный импульсный спектр дейтронов простирается вплоть до 500 МэВ/с, вклад от области с р > 275 МэВ/с составляет 5.5%. Однако в области от 275 до 535 МэВ/с (начало области действия механизма коалесценции) вклады от других механизмов будут доминировать. Таким образом, весь импульсный спектр дейтронов условно можно разделить на три части, соответствующие проявлению, в основном, механизма ферми-развала (0 <р< 275 МэВ/с), коалесценции (р > 535 МэВ/с) и суперпозиции механизмов образования дейтронов от разрушения а-кластера и развала возбужденных многонуклонных систем со структурой а + 2Н, 2а + 2Н и 3а + 2Н. Рассчитанные при указанных предположениях
Я 0.60
0.45
0.30
0.15
2
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.