ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2004, том 67, № 12, с. 2207-2211
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ВКЛАД ВОЗБУЖДЕННЫХ ЯДЕР 12С В КАНАЛ ОБРАЗОВАНИЯ ТРЕХ «-ЧАСТИЦ В ^р-СОУДАРЕНИЯХ ПРИ 3.25 А ГэВ/с
© 2004 г. Э. Х. Базаров, В. В. Глаголев1), К. Г. Гуламов, В. В. Луговой, С. Л. Лутпуллаев, К. Олимов*, Э. Турумов, А. А. Юлдашев, Б. С. Юлдашев2)
Физико-технический институт Научно-производственного объединения "Физика—Солнце"
АН Республики Узбекистан, Ташкент Поступила в редакцию 20.03.2003 г.; после доработки 05.12.2003 г.
Впервые проведен феноменологический анализ канала образования трех а-частиц в соударениях релятивистских ядер кислорода с протоном и показано, что одна треть его реализуется в результате распада возбужденного ядра 12С*, а оставшаяся часть — через прямой ферми-развал или квазиупругое выбивание одного а-кластера из слабосвязанного ядра-остатка, содержащего три а-частицы. Результаты моделирования распада возбужденной системы, содержащей три а-частицы, для изотропного фазового пространства удовлетворительно описывают экспериментальные данные при малых значениях энергии возбуждения (ДЕ* < 15 МэВ).
При сравнительном анализе каналов образования трех а-частиц и ядер 12 С в 16Ор-соударениях при 3.25 A ГэВ/с было показано [1], что в пределах статистических погрешностей совпадают средние множественности и средние импульсные характеристики вторичных фрагментов и заряженных частиц, образованных в этих двух каналах. Было также получено, что и сечения выхода этих каналов очень близки. Все указывало на то, что оба канала реализуются при очень близких физических условиях. При сопоставлении результатов [1] с предсказаниями каскадно-фрагментационной испарительной модели [2], которая рассматривает ядро как идеальный ферми-газ, был сделан вывод о важной роли а-кластерной структуры ядра 16O при его фрагментации.
Настоящая работа является продолжением работы [1], она основана на том же экспериментальном материале и посвящена дальнейшему анализу канала образования трех а-частиц, т.е. реакции
16О + p ^ 3а + X, (1)
где X может быть одно- или двухзарядным фрагментом с массовым числом A < 3. Кроме того, здесь же могут присутствовать заряженные пионы и протон отдачи, если не произошла неупругая перезарядка последнего на нейтрон и -мезон. Экспериментальный материал получен с помощью
'•'Объединенный институт ядерных исследований, Дубна,
Россия.
2)Институт ядерной физики АН РУз, Ташкент, пос. Улугбек.
E-mail: olimov@uzsci.net
1-м водородной пузырьковой камеры (ВПК), экспонированной на синхрофазотроне ЛВЭ ОИЯИ в пучке ядер кислорода при импульсе 3.25 А ГэВ/с, и основан на анализе более 11 000 неупругих 16 Ор-взаимодействий. Отметим, что использование ВПК в магнитном поле оказалось высокоэффективным методом для анализа многих характеристик фрагментации в условиях 4п-геометрии и позволяет с высокой достоверностью разделять легкие фрагменты по массе. Процедура идентификации вторичных заряженных частиц и фрагментов ядер кислорода описана в работах [1, 3,4]. Здесь так же, как и в работе [1], будут рассматриваться фрагменты с длиной измеренного трека в рабочем объеме камеры Ь > 35 см, что необходимо для надежной идентификации их по массе.
Цель настоящей работы — выяснить генезис рождения а-частиц в реакции (1). Если ядро кислорода 16О действительно обладает а-кластерной структурой, то с одним из этих кластеров (или с его нуклоном) происходит первичный акт взаимодействия протона-мишени, причем в зависимости от энергии возбуждения, получаемой остаточным ядром с массовым числом А = 12, оно или сохраняется как 12С, или разваливается на три а-частицы. Однако не ясно, являются ли три а-частицы в реакции (1) продуктом распада возбужденного ядра-остатка с квантовыми числами трех а-частиц (т.е. 12С*) или каждая из них образовалась как результат прямого муль-тифрагментного развала ядра кислорода 16 О без образования возбужденного состояния 12С*. Так как возможны и первый, и второй механизмы
2207
2208
БАЗАРОВ и др.
Р), МэВ/с 300
250
200
150
100
50
(Р
1 5
250 200 150 100 50
), МэВ/с
5 г
12 ^
+ а
а-частиц А§аа в реакции (1) методом, приведенным в [6].
На рис. 1а представлены экспериментальная и расчетная зависимости среднего поперечного импульса а-частиц {Р^} от энергии возбуждения
АЕ *
, определяемой как
АЕ * = Мза — 3Ма
0 10 20 30 40 50 АЕ*, МэВ
Рис. 1. Зависимость среднего значения поперечного импульса (а) и среднего абсолютного значения продольного импульса (б) а-частиц от энергии возбуждения АЕ* (о — эксперимент, • — модель МК).
образования а-частиц, то возникает вопрос: какая часть из них образована в результате действия первого механизма, а какая — в результате второго? Чтобы ответить на эти вопросы, мы провели моделирование процесса образования трех а-частиц в реакции (1) методом Монте-Карло (МК) в рамках модели изотропного фазового пространства (см. Приложение). Предполагалось, что в системе озбужденного ядра 12 ^ его прямой распад 3а и каскадный распад 12^ — 8Ве* + 3а должны быть изотропными. Таким образом, расчет основывается на следующих двух
12
каналах изотропных распадов ядра 12C :
16O + р — 12С + X — 3а + X (2) с вероятностью Ш = 0.4,
^ + р — 12^ + X - 8Ве* + а + X - (3) — 3а + X с вероятностью Ш = 0.6.
В реакции (3) распад нестабильного ядра 8Ве* на две а-частицы генерировался с вероятностью Ш(0+) = 0.67 для основного состояния (Jр = 0+) с энергией возбуждения АЕ * = 0.1 МэВ и с вероятностью Ш(2+) = 0.33 для первого возбужденного состояния ^р = 2+) с АЕ* = 3.04 МэВ [5]. Доли прямого и каскадного каналов распада ядра 12^ и вероятности распадов нестабильного ядра 8Ве* на две а-частицы Ш(0+) и Ш(2+) определили из анализа распределения угла между парой
где М3а — инвариантная, а 3Ма — суммарная массы трех а-частиц.
Экспериментальные значения среднего поперечного импульса {Ра} в зависимости от АЕ* растут линейно в области малых значений энергий возбуждения (АЕ* < 15 МэВ), а начиная с АЕ* > > 15 МэВ темп их роста заметно ослабевает. Это, по-видимому, указывает на тот факт, что в области АЕ* > 15 МэВ происходит либо квазиупругое выбивание одного а-кластера из слабосвязанного ядра-остатка с тремя а-кластерами, либо прямой развал ядра-остатка на три а-частицы, вследствие чего формирование возбужденного ядра 12С* становится невозможным; все сказанное и приводит к слабым корреляциям между {Р^} и АЕ*.
Зависимость {Р^} от АЕ* в теоретическом МК-расчете сильнее, чем в эксперименте, т.е. в последнем наблюдается отклонение от изотропного распада системы, что может быть связано с одновременным увеличением среднего продольного импульса а-частицы и ростом энергии возбуждения АЕ*. Это предположение подтверждается при сравнении зависимости средних абсолютных значений продольных импульсов а-частиц {Р£} (в системе нулевого продольного импульса фрагмента ядра 12С*) от АЕ* в МК-расчете и эксперименте (см. рис. 1б). Интересно отметить, что на рис. 1а и 1б при каждом фиксированном АЕ* разница между экспериментальными и теоретическими значениями АРа = {Pa}мк — {Рт}эксп приблизительно равна разности АР^ = {Pf}мк — Ра }эксп, взятой с обратным знаком, т.е. имеется приблизительная кинематическая компенсация: АРр ~ АРа.
Из рис. 1а и 1б также видно, что при значениях энергии возбуждения АЕ* < 15 МэВ экспериментальные данные в пределах статистических погрешностей совпадают с результатами МК-расчета. Можно предположить, что в этой области энергии возбуждения в канал образования трех а-частиц значительный вклад дают прямой и каскадный распады 12С* на три а-частицы по реакциям (2) и (3), которые могут протекать изотропно. Для определения этого вклада в канал (1) рассмотрим распределение событий по величине АЕ* (эквивалентной спектру инвариантных масс трех а-частиц), которое показано на рис. 2. Здесь представлено такое же распределение и для
а
ВКЛАД ВОЗБУЖДЕННЫХ ЯДЕР 12 С* В КАНАЛ
2209
Рис. 2. Распределение событий по энергии возбуждения АЕ*. Сплошная кривая — фоновое распределение.
МэВ
Рис. 3. Зависимость инклюзивных сечений выходов изотопов ядра углерода и возбужденного ядра 12С* от фтш. Сплошная линия — предсказания модели [7].
фоновых событий (сплошная кривая). Фоновое распределение было построено для искусственных событий, составленных случайным отбором по одной а-частице из каждого экспериментального события. При развале возбужденного ядра 12С* возможны чисто кинематические эффекты, приводящие к азимутальным угловым корреляциям. Для учета влияния этих эффектов поперечные составляющие импульса а-частиц предварительно были определены относительно их суммарного поперечного импульса в каждом событии.
Нормировка экспериментального и фонового распределений проводилась в области АЕ* > > 35 МэВ. Видно, что в этой области фон удовлетворительно описывает экспериментальный спектр энергий возбуждения (эффективных масс). Пики в экспериментальном спектре по АЕ* наблюдаются при значениях энергии возбуждения 6.25, 17.5 и 26.5 МэВ. Нетрудно заметить (см. рис. 2), что половина событий с АЕ * < 15 МэВ в реакции (1) осуществляется в результате распада возбужденного ядра 12С* на три а-частицы. Общее число избыточных событий над фоновым спектром оказалось равным 151. С учетом потери событий за счет взаимодействия а-частиц с рабочей жидкостью камеры на расстоянии Ь = 35 см имеем 215 ядер 12С*, что соответствует сечению 9.8 ± 0.9 мбн, которое составляет (38.0 ± 0.8)% от полного сечения реакции (1). Естественно, возникает вопрос: правдоподобен ли этот результат? Для проверки мы сопоставляем выходы изотопов ядра 12С и 12С* с предсказанием модели [7], предполагающей возбуждение исходного ядра периферическим, а его распад статистическим.
На рис. 3 представлена зависимость полученных в нашем эксперименте инклюзивных сечений выхода изотопов ядра 12 Си возбужденного ядра
12С* от т.е. от энергии возбуждения, необходимой для образования данного изотопа. Прямая линия, представляющая собою экспоненциальную зависимость, взята из рис. 1 работы [7] и проведена после нормировки теоретического расчета на экспериментальные данные методом наименьших квадратов. Значение
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.