ВВЕДЕНИЕ
Диссертация посвящена исследованию механизма фрагментации релятивистских ядер различной массы (|60, 22Ne, 32S и 207РЬ) в широком диапазоне энергий (от - 3,7 до 200 ГэВ/нуклон) при их неупругих взаимодействиях с ядрами в фотоэмульсии.
Исследование механизма фрагментации релятивистских ядер наряду с поисками кварк-глюонной плазмы является одной из центральных проблем физики ядро-ядсрных взаимодействий при высоких энергиях. Изучение этого процесса представляет интерес для современной физики по многим причинам. Прежде всего это необходимо для понимания динамики процесса фрагментации (определения доминирующего механизма и вклада других возможных каналов фрагментации, таких как электромагнитная диссоциация, образованиис префрагментов, распад нестабильных промежуточных ядер, взаимодействие в конечном состоянии), его связи с процессами деления ядер и множественного рождения частиц. Хотя спектр моделей, описывающих этот процесс, достаточно широк, в их основе лежат два альтернативных подхода.
В первом, все еще встречающемся, фрагментация трактуется как распад возбужденных остаточных ядер и происходит после процесса множественного рождения частиц во второй медленной фазе ядро-ядерного взаимодействия [1-3].
Во втором представление о механизме предельной фрагментации адронов при высоких энергиях [4] распространено на релятивистские ядра. Т. е. фрагментация рассматривается как быстрый, холодный процесс освобождения виртуальных кластеров, существующих в релятивистском ядре еще до его взаимодействия с ядром-мишенью. После взаимодействия виртуальные кластеры, т. е. фрагменты, становятся реально наблюдаемыми с импульсами, близкими к тем, которые они имели в собственной системе фрагментирующего ядра. Распределение поперечных импульсов фрагментов удовлетворительно описывается статистической моделью Гольдхабер-Фешбаха-Хуанга-(Г-Ф-Х) [5, 6] и определяется граничным импульсом Ферми
2
исходного фрагментирующего ядра. Сравнительно недавно был предложен и квантово-механической подход к описанию процесса фрагментации ядер [7].
Виртуальные фрагменты можно рассматривать как квазичастицы, возникающие в результате самосогласованного движения нуклонов в ядре. Эта способность образовывать квазичастицы является общим свойством системы многих тел. Именно поэтому фрагментация, как физический процесс, представляет интерес и в связи с проблемой многочастичных систем [8].
Фрагментация релятивистских ядер является инструментом изучения их структуры в условиях малых передач энергии-импульса. Особенно наглядно это проявляется в случае легких ядер. Так, при исследовании фрагментации легких нейтроноизбыточных ядер 6Не, 8Не,11 Li, пВе, 19С при энергиях менее 1 ГэВ/нуклон было установлено наличие в них кора и нейтронного гало [9-14]. При изучении фрагментации ядер 6Li с импульсом 4,5 А ГэВ/с в фотоэмульсии было показано, что его двухзарядные фрагменты 3Не и 4Не формируются в двух пространственно разделенных областях: « 3/4 в коре ядра и « 1/4 на его периферии [15]. Появление пучков легких релятивистских ядер (7Ве, 9В, И)В, nB, ,4N и ряда других) на нуклотроне ОИЯИ создало возможности для изучения их виртуальной кластерной структуры в виде легчайших ядер (проект BECQUEREL) [16]. В основе проекта также лежит изучение фрагментации вышеперечисленных легких релятивистских ядер в фотоэмульсии, но при более низких энергиях, порядка 1 ГэВ/нуклон. Под легчайшими ядрами подразумеваются дейтроны, тритоны, ядра 3Не и 4Не, играющие роль кластеров в более сложных системах. Среди виртуальных кластеров в ядрах могут существовать и нестабильные изотопы, такие как 5Не, 5Li, 8Ве. Кластерная структура легких ядер может быть эффективно исследована по оценке вероятностей образования таких виртуальных кластеров. В частности, расчеты, основанные на представлении ядра как динамической системы [17],
о
предсказывают существенный вклад канала Ве —► 2а при фрагментации ядер |0В,11 В, 12С, I4N и 160. Так, при фрагментации ядра ,0В в реакциях 10В —► 2а+Х
о
[18] экспериментальная оценка доли а-частиц от распада Ве —> 2а
составляет 18 ± 3 %. Экспериментальное определение доли этого канала при фрагментации релятивистских ядер различной массы может оказаться полезным для расширения и уточнения существующих представлений о процессе нуклеосинтеза в гелиевых звездах.
Знание фрагментационных характеристик релятивистских ядер при различных начальных энергиях необходимо и для решения ряда задач ядерной астрофизики. По современным представлениям именно в результате фрагментации релятивистских ядер в составе космических лучей при их прохождении через межзвездную среду происходит образование легких ядер (в основном группы Ы-Ве-В) и, в том числе, восстановление изотопов водорода и гелия, которые «выгорают» в процессе вторичного нуклеосинтеза [19]. Поэтому относительный изотопный состав ядер в космических лучах, измеренный в земных условиях, является искаженным (обедненным изотопами тяжелых и средних ядер и обогащенным легкими ядрами) [20]. Точное же знание относительной распространенности элементов и их изотопов в астрофизических объектах, источниках космических лучей, необходимо для правильного понимания и описания процессов нуклеосинтеза в раннюю эпоху развития Вселенной.
Именно благодаря фрагментации стало возможным получать вторичные пучки нейтроноизбыточных ядер, удаленных от полосы стабильности.
Фотоэмульсионный метод является вполне адекватным для изучения механизма фрагментации релятивистских ядер благодаря своим традиционным достоинствам: наблюдаемости акта взаимодействия в условиях 471-геометрии и высокой пространственной разрешающей способности. Кроме того, уверенная идентификация продуктов фрагментации релятивистских ядер при их изучении методом фотоэмульсий является несомненным преимуществом по сравнению с классическими экспериментами по расщеплению ядер-мишеней (т. к. фрагменты исходного ядра с импульсом на нуклон р0 и с массой А|- в лабораторной системе имеют импульсы р ~ ро'Ар и локализованы в узком
4
переднем фрагментационном конусе). Благодаря большим средним пробегам фрагментов релятивистских ядер в фотоэмульсии их следы имеют достаточную длину для надежной идентификации зарядов, а в случае одно- и двухзарядных фрагментов и импульсов методом многократного кулоновского рассеяния.
Говоря о фотоэмульсионном методе, необходимо отметить его существенную роль в развитии и становлении ядерной физики и физики элементарных частиц. Уже при самом открытии радиоактивности в конце 19 века Беккерель использовал фотопластинки в качестве детектора. Появление в конце 40-х годов ядерных эмульсий С-2, G-5, NT-4 и БР-2 способствовало ряду крупных открытий в физике элементарных частиц. В 1947 году Пауэллом был открыт распад тс-мезона [21]. С помощью фотоэмульсий, экспонированных в стратосфере, в 1950 году было открыто явление множественного рождения л0-, ^-мезонов в p-N-взаимодействии [22]. Пятидесятые годы ознаменовались открытием и изучением странных частиц и гиперядер (Даниш, Пниевский) в космических лучах с использованием фотоэмульсионных камер [23,24].
С конца 70-х годов фотоэмульсии широко используются в качестве активных мишеней, компактных эмульсионных спектрометров в магнитном поле, а также в качестве вершинных детекторов в т. и. гибридных экспериментах на ускорителях для открытия и изучения свойств элементарных частиц с малым временем жизни. Это целый ряд таких крупных экспериментов, как: WA75, EMU09, EMU 15, NA15, NA19 (Церн), Е653 (FNAL). Фотоэмульсии использовались также и в комбинированном вершинном детекторе в эксперименте DONUT (FNAL) по непосредственному обнаружению t-нейтрино.
С появлением разбавленных фотоэмульсии стало возможным их применение в больших объемах в экспериментах по поискам осцилляций нейтрино: Е531 (FNAL ), CHORUS (Церн), OPERA (Gran Sasso Underground Laboratory). В эксперименте CHORUS, например, использовалось около 800 литров разбавленной ядерной фотоэмульсии.
5
Первое наблюдение процесса фрагментации ядер-мишеней под воздействием частиц высоких энергий относится к 1937-1938 годам, когда было открыто расщепление ядер при облучении ядерных фотоэмульсий космическими лучами [25, 26]. Десять лет спустя с открытием в космических лучах ядер тяжелых элементов [27-32] появилась возможность исследовать фрагментацию релятивистских ядер. В 60-е годы в ряде работ были предприняты попытки описания фрагментации на модельном уровне [33, 34].
Интенсивное и непосредственное ее изучение было продолжено в начале 70-х годов со вводом ускорителя ионов Веуа1ас в Беркли, когда были достигнуты энергии 1,05 -5- 2,1 ГэВ/нуклон и физика релятивистских ионов начала бурно развиваться. К этому времени относятся работы по изучению фрагментации легких ядер |2С, |4Ы, |60, 180, а также 56Бе на различных мишенях (Ве, СН2, С, А1, Б, Л, Си, А& Бп, Та, XV, РЬ) [35-38]. В них были получены первые результаты как по выходу различных типов фрагментов, так и по распределению их продольных и поперечных импульсов. Анализ экспериментальных данных, проведенный в работах [39, 40], показал, что: 1) сечения рождения релятивистских фрагментов с хорошей точностью
факторизуются (<?# ~Ур 'У( , где - сечение рождения фрагмента/при фрагментации ядра-снаряда р на мишени /, Ур - фактор, зависящий только от
свойств налетающего ядра и фрагмента, У\ - фактор, являющийся функцией
только ядра-мишени); 2) эти сечения слабо зависят от энергии налетающего ядра.
Продольные компоненты импульсов фрагментов с массовым числом К (р„(К)) (и проекции их поперечных импульсов на произвольное направление в системе покоя релятивистского ядра) описываются распределением, близким к
л
нормальному, со средним <рм(К)>«0 и дисперсией а . Сами же величины дисперсии описываются близкой к параболической зависимостью от массового
6
„ 2 / ts\ _ _ 2 K(A-K)
числа фрагмента К, & {&)-cr0 —T~A—TT“, с константой ао, равной
(л-1)
~ 90 МэВ/с.
Эти первые эксперименты показали, что экспериментальные данные по фрагментации укладываются в рамки простых модельных представлений. Параболическая зависимость предсказана в статистической модели Гольдгабер [5]. Согласно этой модели налетающее ядро фрагментирует еще до соударения с ядром-мишенью: в нем существуют виртуальные кластеры из групп нуклонов, связанные законом сохранения импульса. В результате неупругого взаимодействия с ядром-мишенью эти виртуальные фрагменты становятся реально наблюдаемыми, сохраняя величины и направления импульсов, которые они имели в системе покоя фрагментирующего ядра. При этом величина ао связана со среднеквадратичным импульсом нуклона в ядре, а стандартное отклонение действительно описывается параболическим законом и зависит только от массовых чисел исходного ядра и фрагмента и не зависит ни от сорта ядра-мишени, ни от энергии налетающего ядра. В предположении, что ядро представляет собой вырожденную систему Ферми-частиц, величина ао определяется граничным импульсом Ферми нуклонов в ядре
рр(сто=^)[б].
Видим, что гипотеза предельной фрагментациии, вначале предложенная Янгом для процесса множественного рождения в адрон-адронных и лептон-адронных взаимодействиях при бесконечном импульсе [4], для релятивистских ядер оказалась справедливой уже при импульсе р0 порядка 1 ГэВ/с на нуклон.
Ввод новых ускорителей релятивистских ионов в 80-е годы в Дубне (синхрофазотрон ОИЯИ), в Брукхейвене (AGS), Дармштадте (SIS) и Церне (SPS) позволил получать пучки релятивистских ионов в широком диапазоне масс и энергией. В последующие годы был проделан целый ряд экспериментов по систематическому изучению фрагментации широкого класса релятивистских ядер от лития до свинца на различных мишенях и в диапазоне
7
энергий от сотен МэВ до сотен ГэВ на нуклон. Эксперименты должны были дать ответы на ряд вопросов, а именно: в каком диапазоне энергий выполняется гипотеза предельной фрагментации; передается ли в процессе взаимодействия налетающему ядру поперечный импульс и, возможно, угловой момент со стороны ядра-мишени ?
Наряду с электронными экспериментами исследование фрагментации релятивистских ядер и множественного рождения частиц в ядро-ядерных взаимодействиях проводилось и фотоэмульсионным методом. Более 15 лет такие исследования велись в рамках сотрудничества ЕМ1Ю1. В работах [41, 42] было найдено, что распределения проекций поперечных импульсов двухзарядных фрагментов ядер 160 с энергиями 14,6; 60 и 200 ГэВ/нуклон удовлетворительно описываются распределением Гаусса со стандартным отклонением сто» близким к величине, определяемой Фермиевским движением нуклонов в ядре кислорода. Аналогичная картина наблюдалась и для двухзарядных фрагментов ядра 32Б с энергией 200 ГэВ/ нуклон [43].
Однако экспериментальные данные о распределении поперечных импульсов а-частиц в Аи + Аи (10,7 А ГэВ) [44], Аи + Ет (10,7 А ГэВ) [45], РЬ + РЬ (158 А ГэВ) [46,47], 32Б + Еш (200 А ГэВ) [43], 22Ые + Ет (4,1 А ГэВ/с ) [48,49], полученные разными группами, противоречили друг другу. Например, в работе [49] утверждалось, что инклюзивные распределения поперечных импульсов фрагментов ядер 22Ые описываются смесью двух распределений Рэлея. А в ряде работ Сотрудничества ЕМ1Ю1 [44, 46] в спектрах поперечных импульсов а-частиц, фрагментов первичных ядер золота, наряду с компонентой а = 322 ± 3 МэВ/с, соответствующей Фсрми-распределению импульсов нуклонов в первичном релятивистском ядре, была обнаружена высокоимпульсная компонента с константой а = 919 ± 75 МэВ/с. Это интерпретировалось как испускание а-частиц из остаточного префрагмента, которому передан поперечный импульс Ртк,к = 1,2 ГэВ/с. Аналогичные
лло
результаты были получены и в работе [47] для а-частиц, фрагментов ядер РЬ
8
(158 А ГэВ). Но в работе [43] получено, что при фрагментации ядер 32Э (200 А ГэВ) в том же энергетическом диапазоне ядра-снаряда углы а-частиц в плоскости эмульсии описываются распределением Гаусса с константой а = (0,260 ± 0,012) мрад, тогда как оценка этой' величины из импульса Ферми а (Рр) = (0,245 ± 0,012) мрад. В этих же работах наблюдались азимутальные корреляции а-частиц, что интерпретировалось как наличие переданного импульса со стороны ядра-мишени. В эксперименте по фрагментации ядра ,39Ьа [50] с энергией 1,2 ГэВ/нуклон распределения проекций поперечных импульсов тяжелых фрагментов с зарядами Ъ = 26-56 оказалось значительно более широкими, чем это ожидалось из статистической модели фрагментации Г-Ф-Х. В эксперименте по изучению фрагментации ядра 24Г^ с импульсом 4,5 А ГэВ/с авторы делают вывод о наличии остаточного фрагментирующего ядра, которому передается дополнительный поперечный импульс со стороны ядра-мишени [51]. Полученные противоречивые экспериментальные результаты затрудняли однозначность выводов о механизме фрагментации.
Как будет показано ниже на примере 160 + Еш, 22Ые + Ет, 32Б + Ет взаимодействий, а также глубоко неупругих РЬ + Ет взаимодействий, эти противоречия обусловлены не разнообразием механизмов фрагментации для разных комбинаций сталкивающихся ядер при разных энергиях, а рядом причин, связанных с методикой эксперимента.
Вместе с тем при изучении фрагментации легких нейтроноизбыточных ядер 6Не, 8Не, М1Л, 11 Ве, 19С при энергиях менее 1 ГэВ/нуклон было показано, что как распределения продольных импульсов, так и распределения проекций поперечных импульсов определенных фрагментов легких нейтроноизбыточных ядер и нейтронов представляют собой сумму двух нормальных распределений [9-14]. Стандартное отклонение широкого распределения Гаусса соответствует обычному статистическому механизму фрагментации стабильных ядер. В то время как узкая компонента обусловлена
9
- Київ+380960830922