Динамика ядро-ядерных столкновений при промежуточных энергиях и процесс мультифрагментации тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ

' РОССИЙСКИЙ НАУЧНЫЙ ЦЕНТР «КУРЧАТОВСКИЙ ИНСТИТУТ»

_ _ _ _ _ На правах рукописи

РГ6 од

- 5 ИЮН 195)5

ЛАРИОНОВ Алексей Борисович

ДИНАМИКА ЯДРО-ЯДЕРНЫХ СТОЛКНОВЕНИЙ ПРИ ПРОМЕЖУТОЧНЫХ ЭНЕРГИЯХ И ПРОЦЕСС МУЛЬТИФРАГМЕНТАЦИИ

01.04.02 — теоретическая физика

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва—1995

РаГюта выполнена в Российском научном центре "Курчатовский Институт".

Научный руководитель:

доктор физико-математических наук И.Н. Мишустин

Официальные оппоненты:

доктор фпгшко-математических наук,

профессор ' В.И. Манько доктор физико-математических наук,

профессор В.Д. Тонеев

Ведущая организация: Радиевый Институт нм. В.Г. Хлопана, 197022 Санкт-11етерГ>ург, ул. Рентгена, д. 1.

Автореферат разослан "_____"______________1995 г.

Защита состоит« « "_____"______________1995 г. в_______часов на заседании специализированного Совета нрн 1*1111, по ядерной физике н физике твердого тела (Д 031.04.02) по адресу: Москва, 123182, пл. И.В. Курчатова, Российски!! научный Ц1чггр 'Курчатовский Институт".

С диссертацией можно ознакомиться и Ополнотеке РНЦ "Курчатов! кип Нп1 пггут".

Ученый секретарь Сонета:

кандидат фнзнко-математических наук ' М.Д. Скорохватов

Общая характеристика работы.

Актуальность рлооты. Одним из наиболее интересных эффектов, наблюдаемых в столкновениях ядер промежуточных энергий (кинетическая энергия пучка в л.с. 10 МэВ<Е/А<1 ГэВ) является множественное образование фрагментов или мультифрагментаиия. В последние годы выполнено много экспериментов по исследованию этого явления. Разработано несколько теоретических подходов к описанию мультифрагмента-шш. среди которых выделяются статистический, перко.тянионный и динамический. Однако механизм мультифрагментапии пока еще не понят до конца. В связи с этим остается актуальным детальный анализ процессов, ведущих к мультифрагментапии, и экспериментальных данных в рамках каждой из разработанных моделей.

Цель работы. Теоретическое исследование процессов множественного образования фрагментов в ядерных столкновениях при промежуточных энергиях.

Научная новизна. Разработан численный метод решения одномерного уравнения Власова (УВ). На основе УВ с самосогласованным ядерным потенциалом рассмотрены столкновения двух плоских слоев ядерного вещества с энергией налетающего слоя Е/А £ 100 МэВ. В данной упрощенной модели исследованы основные механизмы реакций при низких и промежуточных энергиях: слияние, частичная прозрачность, фрагментация. Изучено влияние сжимаемости ядерного вещества на динамику столкновения.

В рамках линеаризованного по малому возмущению функции распределения (ФР) УВ проведено одно из первых исследовании роста флуктуации плотности в расширяющейся ядерной системе (спинодальный распад). Обнаружено значительное увеличение инкремента спинодальноп

неустойчивости (СН) в случае отклонения невозмущенной ФР от локального теплового равновесия.

С использованием гибридной модели "квантовая" молекулярная динамика (КМД) + статистическая модель мультифрагменташш (СММ) проведен расчет реакции 129Хе+13'Аи. Е/А=50 МэВ. Впервые исследовано влияние выбора момента перехода от КМД к СММ на наблюдаемые зы-ходы фрагментов промежуточных масс (ФПМ). Экспериментальные данные по выходам ФПМ хорошо воспроизводятся в случае раннего времени перехода (в случае центральных столкновений - до механического развала системы слившихся ядер).

Проведено молекулярно-динамическое моделирование реакции 1Э'Аи+ 19'Аи, Е/А=150 МэВ. Воспроизведено наблюдаемое в эксперименте значение средней кинетической энергии тяжелых фрагментов на нуклон в с.ц.м. (поток=14 МэВ/нуклон).

Практическая и научная значимость работы. В упрощенной модели сталкивающихся слоев ядерной материи получено прямое подтверждение предложенного ранее (С.Л. Ре1Ыск, Б.в. Г1ауепЬа11,1987) механизма муль-тифрагментацпи за счет роста флуктуации плотности в механически-неустойчивой ядерной среде с низкой плотностью (протекание фазового перехода жпдкость-гал посредством еппнодального распада). Новый результат состоит в том, что спинодальный распад из состояния с эллипсоидальной поверхностью Ферми протекает значительно быстрее, чем при с фернчески-симметричном начальпом импульсном распределении. Поло оная деформация поверхности Ферми ожидается при неизотропном ¿><1 >.)сте фапроола в центральных столкновениях тяжелых ионов н может значительно ускорить развал системы на фрагменты. Влияние коллективного расширения системы на процесс формирования фрагментов в

настоящее время интенсивно обсуждается в литературе.

Хорошее согласие результатов расчетов по моделям КМД п СММ, проведенных в данной дпссерашш. с данными экспериментов позволяет планировать использование этих моделей при дальнейшем анализе экспериментальных данных.

Основные результаты работы, выносимые на защиту:

1. Разработка численной схемы решения уравнения Власова в двумерном фазовом пространстве. Построение статических решений уравнения Власова в самосогласованном ядерном потенциале со взаимодействием Юкавы. Исследование динамики столкновений слоев ядерного вещества в интервале энергии налетающего слоя Е/А=4 4-100 МэВ.

2. Исследование процесса фрагментации слоев. Вычисление инкрементов сппнодальнои и двухпотоковоп неустойчшзостеп. Обнаружение значительного увеличение пнкремента сппнодальнои неустойчивости за счет нарушения в системе локального термодинамического равновесия в виде квадрупольной деформации импульсного распределения нуклонов до начала сппнодального распада.

•3. Расчет реакции 129Хе+197Аи, Е/А=50 МэВ с использованием наиболее реалистического в настоящее время подхода "квантовая" молекулярная динамика + статистическая модель мультпфрагмгнтацпп. Сопоставление выходов фрагментов промежуточных масс с экспериментальными данными.

4. Молекулярно-динамическое моделирование реакции 197Аи+,97Аи, Е/А=150 МэВ. Сопоставление с экспериментом энергетических характеристик фрагментов - продуктов реакции. Исследование влияние сечения NN рассеяния в среде на динамику столкновения п наблюдаемые пелц-чины.

Апробация работы. Результаты днссертацпи опубликованы в журнале 'Ядерная Физика", докладывались на се.лганарах РНЦ "Курчатовский Институт" (трижды), ОИЯИ. Национального Института Ядерной Физики (Катания), а также на международном симпозиуме "Ядерная фнэика на накопительных кольцах" (Санкт-Петербург. 1994).

Содержание работы.

Во введении обосновывается актуальность исследовании ядро-ядерных столкновений при промежуточных энергиях: перечислены некоторые наиболее интересные с точки зрения теории множественного образования фрагментов эксперименты и основные теоретические подходы к описанию мультпфрагментапгш; сформулирована цель и описана структура диссертации.

Первая глава носит вводный характер.

В §1 на основе имеющейся литературы, экспериментальных данных и оценок дается краткий обзор различных режимов протекания тяжелоионных столкновений при промежуточных энергиях. В области фермпевекпх энергии Е/А~ Ер — 38.4МэВ в случае центральных столкновений происходит (неполное) слияние ядер с образованием термалпзованной ядерной •системы (ТЯС). ТЯС распадается по механизму компаунд-ядра (испарение, деление, эмиссия 7-квантов) при Е/А < 30 МэВ и по мультифрагмент-ному механизму (быстрый развал) при энергиях 30 МэВ< Е/А<4Еер а 150 МэВ. В области высоких энергий 150 МэВ < Е/А <1 2 ГэВ в центральном столкновении происходит ударное сжатие ядерного вещества и последующее быстрое коллективное расширение с образованием в конечном состоянии нуклонов, легких фрагментов и мезонов (в основном 7г). В случае периферических столкновений при энергиях Е/А<35-г50 МэВ происходят глубоко-неупругие столкновения (в конечном состоянии - два

ч

ядра-ч татка снеряда и ?Ш1Ш'НШ. При более высоких шергиях происходит реакции фрагментации ' „К'хишгш " \-частники-зрителп !

В ПрП1)' ДеНЫ "Ш'НКН вре.МеГШЫХ ЧЛСШ~,1бпв раплнмных процессов в столкновении лв\'х тяжелых п< ' '3. Быстра: динамическая стадия ценг-р.гльяпго етолкнот штя. в коьие -;о торой формИР} ЮТ' 'I горячие фрагменты с::\':,н реакции му.-ьтпфрагментаиии мканчив.и то я ~а 3]><- .1Я по-рПДК. ур! МеНП прохождения ЯДер др\Г • КЗОЗЬ Др\Та • ~ 2' г.'„ .,, •

100 Фм/с Медленная I татистинеская стадия девоооужления ф:.-гч< кто в протекает за время порядка Г'ОИ-гЮОО Фм/с.

3 третьем параграфе провс ден расист -.'равнения состояния |УС ядерного шества в области малых плотностей склонов и гемпечатур ч м--дели ферми-газа со взаимодействием типа Скирм+Юкава. Вычислены хараклеристикп фагового перехода жидкость-газ з пределе беск'.н- !П"1; ядерной материн: критическая темпепатура Тг = '¡.7 23, МзВ л ллст-но. ть рг. ;> я = 0.30(0.43) в случае УС с модулем сжатия ядерной матерпи К = 199(3741 МзВ. Здесь /;?7 = 0.17 Фм~'! - равновесная ядерная платность Построена фазовая диаграмма ядерного вещества в облает;: /> < .> ,, Т < Г,.: выделена область сосушос'.вовакия жидкости и г -щ. jhvit-.ii которой находится область спинодальнои неустойчивости ,.» _ 0.0,».,г.е. неустойчивости ядерного вещества относительно роста малых фл\-хх-у,,-ипи плотнос ти.

Вторая глава посвящена описанию ядерных стольш-вегкш и < • уравнения Власова. Результаты, изложенные з данной глазе. ..¡г.»». т. кованы в работах [1.2].

В «I приведены основные уравнения модели. Ч'В г гим-х ' Г : .-з • >' ' ядерным потенциалом 1'{г.1)

0 1\Г.1КГ, 01'\ /!(/■'

■М •>; • 'г п' ' ~

для ФР нуклонов в фазовом пространстве /(г,;7, <) является бесстолкно-вительньш пределом уравнения Больцмана (Власова)-Узлинга-> ленбека (БУУ). Здесь т = 938 МэВ - масса нуклона. Оценивается роль поправок к УВ за счет интеграла столкновений п квантовых поправок к движению нуклонов в самосогласованном ядерном потенциале. Построены решения статического УВ в самосогласованном потенциале

Рщ \ Рея )

со взаимодействием Юкавы

1 (Я)

в случае одномерной геометрии (полубесконечцая ядернап материя, слои ядерного вещества). Здесь

р(П = I <Ppnr.fi (-1)

- плотность числа нуклонов. Дается математическая постановка задачи о столкновении двух слоев ядерного вещества. Впервые подобная задача решалась Бонче. Кунпным и Негеле (Р. ВопсЬе. Б. Коопш, ,1Л\'. .\egele. 1976), применившими метод Хартри-Фока с зависимостью от времени. Система уравнений эволюции для одномерной ФР

f(z,v.,t)-m ! (1ргс1ру Дг.рЛ) (о)

(слои бесконечны и однородны поперек г п движутся вдоль г) состоит из одномерного УВ и трех уравнений для нахождения самосогл^гоЕнцпогс; ядерного потенциала:

оп=. г... о, 01 ои (г..1) 1 д!

+ е'7Г--= 0 (6)

' Ьг д: тдк, Р'Ч

Р'1 \Рч/

p(:J)= dv:f(:,v,.t)

(9)

Граничными условиями для системы (G)-(9) являются равенство нулю ФР на границе системы в фазовой плоскости (z.t>,) (специфическое свойство бесстолкновительного УВ) и обращение потенциала Юкавы в нуль на бесконечности. В качестве начальных условии для (6)-(9) взяты решения стационарного УВ в виде слоев конечной толщины с учетом преобразования Галилея по скоростям.

Во втором параграфе описан численный алгоритм решения УВ (G), базирующийся на разностной схеме типа Лакса-Вендроффа и методе коррекции потоков. Найдено условие устойчивости алгоритма, связывающее шаг по времени At ~ 0.07 Фм/с с шагами пространственно-скоростной сетки Дz ~ 0.2 Фм, Дг; ~ 0.015с. Алгоритм обладает точностью второго порядка по At,Az и Д)»г, а также достаточно консервативен по отношению к энергии: изменение полной энергии на нуклон в процессе эволюции порядка 0.1 МэВ.

§3 посвящен исследованию динамики столкновений слоев ядерного вещества. Выявлены различные режимы реакции в зависимости от энергии налетающего слоя E/A: слияние слоев с последующими колебаниями составного слоя при низких энергиях E/A 2 10 МэВ; взаимная прозрачнос ть при E/A > 20 МэВ; деление составного слоя на несколько (> 2) фрагментов при E/A >30 МэВ. Особенно ярко фрагментация выражена при Е/А=1()() МэВ. Здесь большинство фрагментов образуются на конечной стадии реакции из вещества, остановившегося в центре системы (рис. 1, t = l() l. j0 Фм/с). Плотность при этом достаточно низкая (~ 0.5/»,7). Поэтому фрагментация связывается с развитием CIL

-■: r :¿ jl -г', -te с ч зо -■/■: -t: с -с j:

г.Фм

Pur. I. Эволюция ФР куьюнов шш столкновении двух слоев шнрннп 7.17 <î>m Г nhcpriííü нал« тьJOUI-Т«: СЛОЯ в л.с. E/A=100 МоВ в случае жеп ;,(. Г í > VC <К = :;7-1 >ЬВ.\ В плоскости с./;) построены пполшши -1-Х пи;

il- с.г; = 11.2. U.-I.и.о.O.S.

•w'.v"

ú''".i¡.ni;>i ,>.к":"j ñor: ц«ч».>хо>- "Т внешних пполишш к внутренним.

В ' 3 рассмотрены сшшодальная п двухпотоковая (ДН) неустойчивости. В1«ник,1к>шш' при столкновении двух слоев ядерного вещества. Слои, образовавшийся при слиянии двух начальных слоев ( Е/А=100 МэВ). расширяется вдоль осп столкновения. Это расширение зедет к развалу слоя на :1< сколько < лоев-фрагментов. Предполагается, что развал вызван развитием ОН. Рассмотрение СН проводится в рамках VB. линеаризованного Пс 4.I.40MV 3< >ЗМ"Ш''НПК> ФР. НеВО!МуЩеНН.Ш ФР переТСЯ в виде сплюснутого вдоль оси с го.ткповенпя распределения Ферми при Т=0:

• -,г = —i— н ( i - Рг ~ -Ш . , 10)

2-h ■ \ ,r ir J

где i ф íktop спин-ИТ"« пинового зырожденля нуклона. р^ > - попе-ре'[Ги-я л п;дольная -<>л\-осц ^ллппсоллальн!-и поверхности Ферми. Деформация поверхности Ф'-рмп .-вязана с нетотрогшеп разлита системы. Растет инкр- ментов неустойчивых мод на фоне невозмл-щеянои ФР ! 10) П".-л тал. что наиоолыл-е усиление приобретают мо;;-.; ло.тновыми в«т. рами вдоль оси столкновения. При-' i условие неустойчивости для ^тих мод iiMi'i'i зпд:

: -n-F < о . и

■Здесь F,¡ параметр Ландау. r¡ = :р_:р J - дар^метр зефоимадни-повер::ности Фермп. Стандартное условие Померанчука возникает лг>и ' П — i- Сплюснутому "».'ляпсоиду отвечает '/ > 1 Таким образом. &в<иру-П-'4i H.t:í деформация цов- рхыоетп ФгрМИ НН стадии расширения ЯДерНОИ I ЯГ7'\>:Ы «í>.7f>r*In(T ЗМ!'Д системь; 3 Я< -■■'■Т->31ТПВУ11/ .'.0Ла< ТЬ И значительно •ч Kopgvi развитие СИ . рпс. 21.

Пря М"ДеЛИр'13аНПИ На ЭВМ Тол; Яо£»-НПЯ r.W»8 Hi HA1.i..7bí';;J ЗВУХПО-г-'Е-'П« ПСТ.1ДИП р;ь 1. • — 2Т>.17> Ф'.ч ■ с даолыда.к я рост м»-лк'.м«.гщт.и>нь;х ДЛПЯа И"ЛНЫ \ — - : 'I'M ¡V >ЗМ\Щ*НШ! ФР. В -'ВЯ-П ( ЭТИМ ДЛУХЛО-

r "'.j p.s::' i.t- KU>t чег ледов.ит на уступчивость относительно р.,ста

Рис. 2. Инкремент Г для СН как функция волнового вектора к в различные моменты временя (см. рис. 1). Сплошные и штриховые кривые - для жесткого УС (К=374 МзВ). штрихлунктирная - для мягкого УС (К-19Э ХЬВ) Н^2С!".:.г.тсЬиая ФР в случае сплошных (штриховых) кривых получена аппроксимацией численной ФР иг, расчета столкновении слоев по формуле (10) с учетом (без) деформации поверхности Ферми.

возмущений плотностп. Применительно к ядро-ядерным столкновениям двухпотоковый режим впервые исследовался на устойчивость Джплаушн и Грапнером (M. GyuLassy. W. Greiner, 1977), а также Ю.Б. Ивановым (19871.

Невозмушенное импульсное распределение пмеет вид двух раздвинутых на величину относительного импульса потоков сфер Ферми:

Мр) = +

+e(pî--pï-pj-(p;+p0)i!)] - (12)

Рассмотрен случай мод с волновыми векторамп вдоль потоков. Инкремент ДН оказался монотонно возрастающей функцией волнового вектора (рпс. 3). Прп достаточно больших волновых векторах к ~ 2 Фм-1, когда длина волны возмущении становится сравнимой с межчастнчным расстоянием. среднеполевое приближение перестает работать. Кроме того, при больших волновых векторах существенны квантовые поправки к УВ. Поэтому неограниченный рост инкремента прп больших к не фнпичен. Однако в моделировании на основе УВ подобный закон дисперсии должен приводить к усилению возмущений наименьшего возможного в системе размера порядка шага пространственной сетки А:. Из-за того, что п У В отсутствует етолкновптельная релаксация ФР, возмущения, появившиеся на двухпотоковой стадии, сохраняются вплоть до входа системы в область CH. Таким образом, ДН поставляет затравки для СИ.

В главе 3 приводятся результаты расчетов ядро-ядерных столкновении с использованном "квантовой" молокулярно-динамической и статистической моделей. Эти результаты опубликованы в [3.-1].

В первом н втором параграфах дается краткое описание моделей КМ Л и СММ. Модель КМД была разработана Аихелипом п Штекером (.1. Aiclielin, H. Stocker, 198G). Позже эта модель модифицировалась

Гис. 3. Инкремент Г для ЯН как фунхппя волнового вектора а\ Сплошные крпяме - злл шестого УС. ш 1 рпховая - для мягкого УС. Л "я па:.<1М|'т;н'И новозмлтденнои ФР 1.12; взяты следующж значения з ¿¡.рндке номеров кривых) : ро = рг ~ 0.0//. р., - рт = р/. = :>>• = ;>у. = ~

р'/. 24» = рг — Ру- Здесь (// ~ 270 МлВ/»- - равновесный импульс Ф»-р.\:;:.

многими авторами, что привело к появлению большого числа версий мо-делп. В настоящей диссертации использована программа Дж. Пайлерта iG. Peilert et al.. 1992 i. Подход, положенный в основу модели КМД, состоит в следующем. Многочастпчная координатная волновая функция системы нуклонов аппроксимируется в виде произведения одночастпчных волновых функции, взятых в виде гауссовских волновых пакетов (когерентных состояний). Среднеквадратпческий радиус пакета s/< г2 >=2.55 Фм предполагается не зависящим от времени. Энергия взаимодействия системы t одержит двухчастичное зависящее от плотности взаимодействие скнрмовского типа с учетом сил симметрии, дальнодействующее притягательное взаимодействие Юкавы, кулоновское рр взаимодействие, а также отталкпвательное взаимодействие Паули. Потенциал Паули зависит от расстояния между нуклонами в фазовом пространстве и действует между нуклонами с одинаковыми проекциями спина и нзосппна. что воспроизводит обменные эффекты. Спины и пзосппны нуклонов считаются "замороженными" в течение эволюции. Кроме того, благодаря этому искусственно введенному потенциалу полная энергия ядра имеет минимум при ненулевых импульсах нуклонов. Это позволяет моделировать движение Ферми без потери устойчивости основного состояния ядра и находить энергии возбуждения ядер-остатков. Движение нуклонов (точнее. центров волновых пакетов) описывается уравнениями Гамильтона. При сближении двух нуклонов на расстояние меньше чем \/<7/„//7г. где otnl - полное сечение NN рассеяния в среде, делается монте-карловский розыгрыш новых импульсов нуклонов. При рассеянии учтена также блокировка Па\'ли для конечных состояний нуклонов. ■у

С.ММ была впервые сформулирована в работах Я. Бондорфа. II.Н. Мишустпна и К. Петпка (1983). Модель позволяет генерировать

отдельные события многочастичного развала спльновозбужденного ядра прп заданных массе А. заряде Z и энергии возбуждения Е' нескольких МэВ/нуклон). Вначале моделируется развал на горячие фрагменты. Вероятность определенного конечного состояния системы (совокупность горячих фрагментов) пропорциональна его статистическому весу exp(S), где S - энтропия системы. Расчет статистических весов делается в предположении термодинамического равновесия, установившегося в системе в момент ее развала. Затем в модели учитывается вторичное девоз-бужденпе фрагментов с помощью моделей испарения, деления и ферми-евского развала. И. наконец, рассматривается разлет образовавшихся фрагментов под действием кулоновских сил. Ранее СМ.М успешно применялась для объяснения образования фрагментов в протон-ядерных реакциях (A.C. Ботвина, A.C. Ильинов. И.Н. Мишустин, 1985-1990). Программная реализация модели принадлежит A.C. Ботвпне.

В третье м и четвертом параграфах описаны результаты исследований процессов множественного образования фрагментов в реакциях 129Хе+ |97Ач, E/A=50 МэВ и ,97Au+197Au. Е/А=150 МэВ.

В случае реакции Xe+Au процесс столкновения ядер имеет две ярко выраженные стадии: быструю неравновесную и медленную равновесную. Для описания неравновесной стадии использована модель КМД. Развалы ТЯС. выживающих после протекания неравновесной стадии, воспроизводились по СММ. В околоцентральных столкновениях Xe+Au система входит в сшшодальную область, где растут флуктуации плотности. К моменту начала роста флуктуации плотности в случае центральных столкновении и к моменту разделения ядер-остатков снаряда и мишени в случае периферических столкновений в CHCii-.ue наступает термодинамическое равновесие по одночнетичным степеням свободы. Заряды, массовые

числа и энергии возбуждения ТЯС определялись в момент термализа1 шш. Оказалось, что независимо от степени центральности столкновения неравновесная стадия заканчивается к моменту времени < ~ 120 Фм/с. Расчет на основе гибридной модели КМД+СММ хорошо воспроизводит экспериментальные данные по выходам ФПМ (рис. 4).

При расчете реакции Аи+Аи весь процесс столкновения описывался в рамках модели К.МД. Рассматривались только околоцентральные столкновения (Ь<3 Фм). Процесс кластеризации здесь происходит на фоне быстрого коллективного расширения системы. К моменту времени t ~ 100 Фм/с кластеры уже формируются. Рассчитаны энергетические характеристики фрагментов - продуктов реакции. Средние кпнетпческпе энергии легких фрагментов оказались заниженными по сравнению

с экспериментальными данными (рис. [>} на 5-1-10 МэВ/нуклон. По всей видимости, расхождение связано с избыточной эмиссией однозарядных частиц в модели КМД. Этот вывод подтверждается тем. что при увеличении длины свободного пробега нуклонов за счет уменьшения сеченп? XX рассеяния и усиления паулевского потенциала кинетические энергии легких частиц возрастают. В то же время з случае тяжелых фрагментов [2 >1) использованная в настоящей работе версия модели КМД воспроизводит энергию коллективного потока 14 МэВ/нуклон (рис. 5).

В заключении суммируются основные выводы п результаты, полученные в диссертации. На основе изложенного в диссертации можно сделать вывод, что в центральных столкновениях тяжелых ядер при энергиях пучка 50 МэЗ<Е/А<100 МэВ м;< льтпфрагментадия вызвана развитием в системе спинодальноц неустойчивости п. следовательно, является проявлением фазового перехода жидкость-газ в конечной ядерной системе.

Nc

Рис. 4. Множественность ФПМ < ^ФПМ > как функция полной множественности заряженных частиц Nc для реакции шХе(50 МэВ/нуклон) + 19,Au. • - данные эксперимента (D.R. Bowman et al.. 1992); о те же данные после коррекции, учитывающей эффективность детектора: □ расчет по гибридной модели КМД+СММ в случае горлчето ¿шенмо.тя ТЯС Iпереход от КМД к СММ в момент термалпзнцпп t~120 Фм/с) для отдельных прицельных параметров (укапаны в Фм около точек): Д - то же в случае холодного ансамбля (переход от КМД к СММ при t=200 Фм/с).

А и+ А и, Е/А = 150 МэВ

Иэ8

г

Рис. 5. Средняя кинетическая энергия фрагмента на нуклон < Е > /А (МэВ) в с.ц.м. в зависимости от заряда фрагмента 2, для реакции 197Ап(150 МэВ/нуклон) + 197Аи. ♦ -- данные эксперимента (Б.С. ^0115 е1 а1., 1994). Линия - расчет по модели КМД.

Результаты, вошедшие в диссертацию, опубликованы в работах:

¡1 ] Ларионов А.Б.. Мпшустин II.Н.. Русских В.Н. Расчет ядерных столкновении прп промежуточных энергиях на основе уравнения Власова в одномерном приближении. // ЯФ. 1992. Т. 55. С. 2429-2445.

[2 J Ларионов А.Б.. Мищустпн II.Н. Сшшодальная п двухпотоковая неустойчивости в ядерных столкновениях прп промежуточных энергиях. ,// ЯФ. 1954. Т. 57. С. 675-G83.

[3 ] A.S. Botvina. А.В. Larionov. I.N. Mishustin. Creation and decay of highly excited nuclear systems in mtemiediate energy heavy-ion collisions. The second international symposium on nuclear physics at storage rings. St.-Petersburg. 1994. Abstracts. P. 32.

[4 ] Ботвнна А.С.. Ларионов А.Б.. Мпшустин И.Н. Образование и распад высоковоэбужденных ядерных систем в столкновениях тяжелых ионов промежуточных энергий. // ЯФ. 1995. принято к печати.