Анализ процессов множественного рождения частиц в ядро-ядерных взаимодействиях в рамках модели FRITIOF тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

На правах рукописи УДК 539.17; 539.17.01

ГАНХУЯГ

Батмунхийн

АНАЛИЗ ПРОЦЕССОВ МНОЖЕСТВЕННОГО РОЖДЕНИЯ ЧАСТИЦ В ЯДРО-ЯДЕРНЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ В РАМКАХ МОДЕЛИ ЕШТЮЕ

Специальность: 01.04.16 - физика ядра и элементарных частиц

Научный руководитель : Доктор физ-мат. наук В.В. Ужинский

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Дубна 1999

Содержание

Введение , 5

1 Экспериментальные методы и измерение 9

1.1 Пропановая пузырьковая камера ДППК-500 ................9

1.1.1 Общая характеристика................................9

1.1.2 Освещение..............................................9

1.1.3 Фотографирование......................................11

1.2 Обработка данных...............................12

1.2.1 Просмотр и измерения................................12

1.2.2 Геометрическая реконструкция треков ..............14

1.2.3 Идентификация первичных частиц..................16

1.2.4 Идентификация вторичных частиц ..................18

1.3 Корректировка данных........................................19

1.3.1 Поправки, связанные с корректировкой направления первичного трека..................................19

1.3.2 Поправки на частицы с неизмеренными импульсами

и на пропущенные частицы............................20

1.4 Классификация взаимодействий..............................23

1.4.1 Выделение упругих взаимодействий..................24

1.4.2 Выделение событий дифракционной диссоциации ядра-снаряда ..............................................25

1.4.3 Разделение ансамблей на ядро-водород и ядро-углерод взаимодействия....................................26

1.4.4 Поправки, связанные с ошибками в идентификации частиц....................................................27

1.4.5 Суммарная поправка..................................27

1.5 Статистика экспериментального материала..................28

2 Используемые теоретические модели 30

2.1 Каскадно-испарительная модель..............................30

2.2 Модель ПИПОЕ.......................................35

2.2.1 Основные положения модели..........................35

2.2.2 Учет "ферми-движения" нуклонов....................38

2.2.3 Моделирование разрушений ядер на быстрой стадии взаимодействий. Определение числа выбитых нуклонов ядер..........................................40

3 Описание пр-взаимодействий 43

3.1 Рождение тт~ мезонов в гср-взаимодействиях при рп=1-5 ГэВ/с....................................44

3.1.1 Топологические сечения реакций ....................48

3.1.2 Множественность ж" мезонов при высоких энергиях 51

3.2 Рождение протонов в ^-взаимодействиях....................55

4 Ядро-ядерные взаимодействия 62

4.1 Рождение отрицательно заряженных частиц в адрон-ядер-

ных взаимодействиях............................................63

4.2 Распределения по множественности 7г~-мезонов в ядро-ядерных взаимодействиях.............................65

4.3 Импульсные характеристики 7г~-мезонов ....................67

4.4 Распределения 7г~-мозонов по быстротам....................70

4.5 Анализ взаимодействий ядер с ядрами углерода при р—4,2

ГэВ/с/нуклон ......................... 75

Заключение 86

Приложение

А Структура записи экспериментальных данных 89

Литература 97

Введение

Несмотря на успехи квантовой хромодинамики познание механизма "мягких" адрон-адронных, адрон-ядерных и ядро-ядерных взаимодействий все еще остается нерешенной проблемой. На ее решение направлены многочисленные эксперименты реализуемые и планируемые в ряде крупнейших физических центров мира таких, как Брукхейвн, Дармштадт, Дубна и ЦЕРН. Уже получены ультра-релятивистские пучки ядер золота (,£7лаб=10.6 А ГэВ) и ядер свинца (Вла5= 160 А ГэВ) на ускорителях АСЭ-ВМЬ (США) и ЭРБ-СЕГШ (Швейцария). Ведется интенсивная работа по созданию ядерных коллайдеров 1Ш1С-В1ЧЬ (США) и ЪНС-СЕ1Ш (Швейцария).

Впервые пучки релятивистских ядер были получены в 1970 г. на синхрофазотроне ОИЯИ, что дало начало развитию новой области физики -релятивистской ядерной физики [1]. Впоследствии релятивистские ядра были получены и на других ускорителях. С тех пор был накоплен колоссальный объем экспериментальной информации о различных характеристиках ядро-ядерных взаимодействий. Для интерпретации полученных данных и выбора наиболее перспективных направлений исследований необходимо развивать существующие теоретические подходы и развивать новые, применимые во всем диапазоне энергий.

В первое время в релятивистской ядерной физике широко использовалась каскадно-испарительная модель (КИМ) [2] - [7]. Однако скоро выяснилось, что ее предсказания все более и более расходятся с экспери-

ментальными данными при увеличении масс сталкивающихся ядер. Многочисленные попытки усовершенствовать каскадно-испарительную модель не привели к существенному прогрессу. Потенциал ее развития был исчерпан. Требовался принципиально новый подход. К счастью в то время А. Капеллой и А.Б. Кайдаловым была предложена дуальная партонная модель или модель кварк-глюонных струн (см. обзор в [8]), в которой использовались современные кварковые представления. Дуальная пар-тонная модель предполагает вычисление амплитуды упругого рассеяния ядер, применение правил разрезания Абрамовского - Грибова - Канчели, определение числа кварковых систем и их характеристик. При умеренных энергиях амплитуду упругого рассеяния ядер обычно вычисляют в приближении Глаубера - Ситенко. Применить к ней ассимптотические правила разрезания Абрамовского - Грибова - Канчели не представляется возможным. Тем не менее это делают и сталкиваются с различными трудностями, которые до сих пор не преодолены.

Другой кварковый подход был предложен группой Лундского университета и нашел воплощение в всемирно известной программе ПИТЮГ [9]. В настоящее время она пользуется наибольшей популярностью. Ее основные положения легли в основу современных моделей таких, как модель релятивистской квантовой молекулярной динамики (ЫС^МВ) [10]- [12] и модель НиШС [13]. К сожалению, ряд недостатков модели ПИТЮГ не позволял использовать ее при энергиях дубненского синхрофазотрона. Часть из них была устранена в работах [14], [15], что сделало возможным впервые применить модель ПИТЮГ при энергиях порядка 3,2 - 3,5 ГэВ/нуклон. Результаты этой работы представлены в настоящей диссертации.

Широкую базу для анализа дают данные 2-х метровой пропановой пузырьковой камеры ЛВЭ ОИЯИ, облучаемой пучками ядер с импульсом 4,2 ГэВ/с, и данные однометровой водородной камеры ЛВЭ ОИЯИ,

облученной пучками нейтронов.

Надо отметить, что анализ адрон-ядерных и ядро-ядерных взаимодействий в рамках тех, или иных теоретических подходов существенно осложняется влиянием ядерной среды на процессы множественного рождения частиц. Думается, что характеристики отрицательно-заряженных частиц в наименьшей степени подвержены этом}' влиянию. В то же время характеристики протонов в значительной мере отражают сугубо ядерные эффекты. Поэтому раздельное изучение 7г~-мезонов и протонов позволяет анализировать различные аспекты "мягких" взаимодействий и проверить различные аспекты модели FRITIOF.

Исходя из вышесказанного, цели: и задачи исследования формулируются следующим образом:

1. Анализ данных о нейтрон-протонных взаимодействиях при рп = 1,25-1-5,1 ГэВ/с с целью уточнения параметров модели FRITIOF. Эта задача имеет самостоятельный интерес поскольку позволяет проверить основные положения модели на границе области применимости модели;

2. Анализ существующих данных о процессах множественного рождения 7г~-мезонов в ядро-ядерных взаимодействиях в рамках каска дно-испарительной модели и модели FRITIOF;

3. Получение и анализ в рамках модели FRITIOF экспериментальных данных о 7г~-мезонах и протонах, полученных с помощью 2-х метровой пропановой камеры ЛВЭ ОИЯИ с учетом последних методических, экспериментальных достижений.

В первой главе диссертации дано описание двухметровой пропановой пузырьковой камеры ДППК-500 ЛВЭ ОИЯИ. Приведены: система

фотографирования, характеристики магнитного поля камеры, процедуры обработки и корректировки экспериментальных данных.

Во второй главе диссертации рассматриваются используемые теоретические модели: каскадно-испарительная модель и модель ИИТЮР. Основные положения КИМ, изложенные в §2.1, хорошо известны. В §2.2 представлены основные положения модели ИИТЮР [9].

В третьей главе диссертации анализируются данные однометровой водородной камеры - исследуется возможность описания в рамках модели ПИТЮР характеристик 7г~-мезонов и протонов, рождающихся в нейтрон-протонных взаимодействиях при />п=1,25-5,1 ГэВ/с.

В четвертой главе диссертации анализируются процессы множественного рождения частиц в адрон-ядерных и ядро-ядерных взаимодействиях. Представлены расчеты средней множественности 7г~-мезонов в рА-взаимодействиях при высоких энергиях. Показано, что модель ПИТЮР воспроизводит множественности рожденных частиц в пределах 7%.

В §4.2 рассматриваются распределения по множественности 7г~-мезо-нов в ядро-ядерных взаимодействиях, а в §4.-3 анализируются распределения 7г~-мезонов по кинематическим переменным (по данным стриметной камеры ЛВЭ ОИЯИ).

В §4.5 анализируются данные пропановой пузырьковой камеры ЛВЭ ОИЯИ, полученные при участии автора диссертации. Рассмотрение начинается с изучения характеристик тт~ мезонов. Далее рассматриваются экспериментальных данных о выходе протонов. По результатам анализа делаеться вывод о качественном согласии предсказаний модели с экспериментальными данными.

В заключении диссертации кратко сформулированы основные результаты, опубликованные в работах [16]-[24].

Список цитируемой литературы находится в конце диссертации.

Глава 1

Экспериментальные методы и измерение

1.1 Пропановая пузырьковая камера ДППК-500

1.1.1 Общая характеристика

Двухметровая пропановая пузырьковая камера (ДППК-500) имела рабочий объем 500 л и работала в постоянном магнитном поле [25]. Общие параметры камеры представлены в таблице 1.1.1. Камера конструировалась для работы в готовом магните СП41-Г, у которого был переделан только верхний полюс. Ее рабочий объем равен (210 х 65 х 43)см3. Схематическое расположение камеры в межполюсном зазоре представлено на рис. 1.1.1. Верхний полюс магнита являлся составной частью камеры. В нем уплотнялись стекла и к нему крепился корпус самой камеры. На верхнем полюсе была смонтирована оптическая система для фотографирования и наблюдения.

1.1.2 Освещение

Освещение камеры производилось через 26 круглых иллюминаторов, которые были расположены по 13 с каждой стороны. Иллюминаторы находились ниже средней плоскости камеры. Оси иллюминаторов были наклонены под углом 15° к средней плоскости камеры. Каждый иллюми-

Рис. 1.1.1: Схема двухметровой пропановой пузырьковой камеры

Параметры Символ Значения

Рабочий объем У(л) 500

Напряженность магнитного поля [В] (кГс) 15

Плотность при рабочей температуры И (г/см3) 0.43

Жидкость -

Давление Р (атм.) 12-15

Таблица 1.1.1: Параметры двухметровой пропановой пузырьковой камеры ДППК-500

натор имел свой отдельный осветитель. В каждом из осветителей было смонтировано по 2 лампы ИФК-120, одна из которых являлась рабочей, другая запасной.

1.1.3 Фотографирование

Фотографирование рабочего объема производилось двумя фотографическими системами, состоящими из трех объективов. Объективы располагались треугольником на одной металлической плите. Наибольшее расстояние между объективами, наибольшая база - 380 мм. Расстояние от оптических центров крайних объективов до оптического центра среднего объектива 255 мм. Использовались объективы "Руссар-плазмат Т-2" с фокусным расстоянием 150 мм и углом 2/3 = 60°. Оптические оси объективов были параллельный дрз^г другу.

В расчет объективов входила толщина стекол перед рабочим объемом и толщина прижимного стекла, к которому прижималась фотографическая пленка. На прижимных стеклах были выгравированы реперы. Кроме этого, имелись реперы в рабочем объеме камеры на больших стеклах. На каждом стекле было нанесено по 25 крестов.

Фотографирование производилось на 80 мм перфорированную пленку с уменьшением для средней плоскости в 8.3 раза. Каждый объектив имел свой фильмопротяжный механизм.

1.2 Обработка данных

1.2.1 Просмотр и измерения

Просмотр стереофотографий проводился на просмотровых столах типа БПС-1, БПС-2. Отобранные при просмотре события измерялись на полуавтоматах типа ПУОС и САМЕТ, работающих на линии связи с ЭВМ ЕС-1061 и IBM. При просмотре регистрировались все заряженные треки в событии и также 7-кванты и V0 (ii'g-мезоны и А°-гипероны) частицы, смотрящие в точку взаимодействия. 7-кванты регистрировались по е+е~ парам от конверсии, а У°-частицы по заряженным продуктам распада: Kg —► 7г+7г~ и А0 —> р7г~. Считались, что 7 - квант или Vчастица смотрят в звезду, если линия, проведенная через точку взаимодействия и вершину 7- кванта и V'0- частицы, проходила между вторичными частицами на всех проекциях.

Измерения велись на парах фотоснимков (рис. 1.2.1) с объективов (1, 2), (1, 3), и (2, 3) для первой половины камеры и (5, 6), (4, 5), (4, 6) для второй половины камеры. Эти пары выбирались таким образом, чтобы направление касательной к треку в точке звезды было близко к 90° с базой соответствующей пары объективов. На каждом треке измерялось от 8 до 20 точек в зависимости от его длины. Короткие следы о станов ливающихся частиц измерялись по двум точкам: начало и остановка. Одновременно производились измерения реперных крестов. Точность измерения координат на пленке составляет « 10 мкм.

пучок

•267

Н +5! 2-»

/.+ I Э-*

V 6 I

/-»-- ----

+ 1 5+*2 б + '-З

+ 5|

4+

+ 6

2*

3 +

О

-13

23

5 ♦

»1 2*

|6 +

К

<6 3*

+1

5 +

6 V

2 ♦

3*

Рис. 1.2.1: Система координат и схема расположения объективов

Для обеспечения наилучших условий регистрации треков и измерения их характеристик были введены ограничения на координаты точек регистрируемых взаимодействий с тем, чтобы все взаимодействия находились внутри эффективной области камеры. Координаты эффективной области были выбраны предварительно при проведении методических работ. Границы эффективной области для АС-взаимодействий по X: (-8-1-3) см, по Y: (-78 -f -30) см, по Z: (21 -г 29) см.

Для исключения примеси взаимодействий от непучковых частиц, после введения поправок были введены ограничения на углы (плоский и глубинный) первичных треков. Граничные углы также были определены заранее при из}гчении углового разброса пучков: tan а: (—0.015-Г+0.015), /3: (1.63 4-1.69) [26].

Затем были построены угловые и импульсные распределения вторичных частиц. Анализ этих распределений показал наличие систематических погрешностей, связанных как с программой геометрической реконструкции событий так и с недостаточной эффективностью методик измерения, регистрации и идентификации частиц.

Для определения поправок, учитывающих влияние систематических погрешностей измерений на различные характеристики вторичных частиц была проведена методическая работа.

1.2.2 Геометрическая реконструкция треков

Для восстановления геометрической картины событий использовалась программа GEOFIT [27]. Она определяет основные параметры всех следов и их ошибки, проверяет результаты расчетов. Ход работы программы происходит двумя этапами. На первом этапе определяются приближенные оценки искомых параметров частиц (р-импульс, а-угол наклона к плоскости XOY (рис. 1.2.1 ), /^-азимутальный угол в плоскости XOY,

Б-длина ) путем аппроксимации следа параболой с учетом ионизационных потерь. Затем для вычисления оптимальных значений параметров

частицы минимизируется функционал вида:

\2 = " ~

где ZJ, ^-теоретические значения параметров (р, а\ /3, 5), , измеренные значения этих параметров, —полная матрица ошибок измерения и многократного рассеяния [-28]. Каждый трек характеризуется двумя значениями функционала \1Ч и X ~ • Здесь х1ч служит для нахождения па-

раметров р и /3, xz для tana.

Результаты обработки событий показали:

• среднеквадратичные ошибки измерений пространственных координат точек взаимодействий соответственно равны: 0.0078 см, 0.028 см и 0.043 см;

• точность определения параметров вторичных заряженных частиц зависит как от длины трека, так и от его импульса.

Для случаев протонного и ядерного облучения средние ошибки измерений параметров вторичных частиц, импульсы которых измерялись по кривизне и удовлетворяли при этом критерию (х1у>х1 < 2), оказались, равными [26] :

< Ар/р>= (11.5 ±0.3)%;

< Ataña >= (0.0103 ±0.0002);

< А(3>= (0.0063 ± 0.0002) рад.

Кинематическая идентификация 7 - квантов и Vo- частиц также осуществляется путем минимизации функционала [29] :

X?,vo = £(«? - «г)С]Н«] - Л,\) + £ Ajfc/fc(a, Ь),

к-1

где af, «^-измеренные, a a¡, арискомые значения параметров, р, tan а и ¡3 соответственно ; /¿(а, Ь)-уравнения связи, учитывающие законы сохранения энергии-импз'льса в процессах распада частиц; матрица весов измеренных параметров, 6-неизмеренные параметры, n-число частиц; неопределенные множители Лагранжа; L-число уравнений связи. При минимализации используется метод исключения неизвестных параметров b из уравнений связи. Если для у и У°-частицы Xjv° ^ И [29], то они считались относящимися к звезде, что соответствует 1% уровню достоверности для трех степеней свободы.

1.2.3 Идентификация первичных частиц

Идентификация первичных частиц производилась по визуальным критериям: направлению полета, ионизации (табл. 1.2.1) и числу ¿-эл