Статистическое описание реакций множественного мезонообразования на ядрах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

На правах рукописи

ПШЕНИЧНОЕ Игорь Анатольевич

Статистическое описание реакций множественного мезонообразования на ядрах

01.04.16 — физика ядра и элементарных частиц

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва-1998

Работа выполнена в Институте ядерных исследований Российской академии наук

Научный руководитель:

доктор физико-математических наук А.С.Ильинов

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук Л.А.Кондратюк доктор физико-математических наук Р.А.Эрамжян

Ведущая организация:

Научно-исследовательский институт ядерной физики им.Д.В.Скобельцина при МГУ

Защита диссертации состоится & ¿Рт. в ^асов

на заседании диссертационного совета Д.003.21.01 Института ядерных исследований РАН (117312, Москва, Проспект 60-летшг Октября, 7а). С диссертацией можно ознакомится в библиотеке ИЯИ РАН. Автореферат разослан ^сР* г"

Ученый секретарь диссертационного совета

кандидат физико-математических наук Б.А.Тулупов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ.

Актуальность проблемы.

Минувшее десятилетие наполнено яркими событиями в ядерной физике промежуточных эпергий, которые связаны с вводом в действие новых экспериментальных установок для исследования взаимодействия элементарных частиц с ядрами. Значительный прогресс в экспериментальных исследованиях явлений ядерной физики стал возможен благодаря созданию нового поколения 4г-детекторов частиц, позволяющих регистрировать продукты реакций - частицы разного сорта (ядерные фрагменты, нуклоны, пионы, 7-кванты) - во всем интервале углов их вылета. Как правило, такие детекторы служат средством анализа реакций множественного рождения частиц или эмиссии нуклонов, ядерных фрагментов в ядерных реакциях, когда регистрация характеристик нескольких вторичных частиц позволяет восстановить картйпу события. Например, ускоритель CEBA.F в Национальном центре им.Томаса Джефферсона в США, который вступает в действие в настоящее время, позволит работать с монохроматическими 7-квантами с энергиями 0.5 < Б.у < 6 ГэВ. Значительная часть обширной экспериментальной программы па CEBAF по изучению процессов взаимодействия реальных или виртуальных 7-квантов с ядрами будет реализована с помощью 4тг-детектора CLAS. А функционирование с 1983 г. накопительного кольца LEAR в ЦЕРН'е, позволяющего изучать взаимодействие антипротонов с кинетической энергией 0 < Тр < 1.22 ГэВ с протонами и ядрами, обеспечило получение детальной экспериментальной информации об антипротон-пуклонном (pN) и антипротон-ядерном (рА) взаимодействиях. В ходе экспериментов тоже использовались современные 4тг-детекторы Crystal Barell, OBELIX, Beilin neutron ball, Berlin silicon ball.

Несмотря па разнообразие задач, решаемых с применением упомянутых выше ускорителей и детекторов, можно отметить общие тенденции и закономерности прогресса экспериментальных исследований, приводящих к необходимости построения теоретических моделей глубоконеупругого фотон-и адрон-ядерного взаимодействия при промежуточных энергиях, в результате которого происходит множественное образование адронов. Для обсуждаемых процессов N А и 7 А взаимодействия полная энергия, привносимая налетающей частицей в ядро, достигает нескольких ГэВ, поэтому решающую роль во взаимодействии налетающей частицы с ядром играют процессы, в которых число вторичных адронов велико (до 100), при этом заметная их часть образуется в результате распадов короткоживущих мезопных или барионных резонансов. Изучение процессов взаимодействия большого числа вторичных частиц с ядром позволяет ответить на следующие вопросы:

1) Какова связь между пионной и нуклонной компонентами каскада частиц, возникающего внутри ядра в ходе глубоконеупругой ядерной реакции, и насколько отношение числа быстрых нейтронов к быстрым протонам отличается от Лг/Я-отношения ядра-мишени в глубоконе-упругих взаимодействиях на пучках различных элементарных частиц ?

2) Какая часть высвободившейся энергии в аннигиляции антинуклонов или поглощении фотонов (в том числе виртуальных в процессах куло-новского взаимодействия) передается ядерной системен как протекает процесс распада высоковозбужденного остаточного ядра ?

3) В какой степени ядерная среда влияет на свойства образовавшихся адронов, мезонкых и баркоппых резонансов и каковы вероятности их взаимодействия с внутриядерными нуклонами ?

4) Если механизм аннигиляции антинуклона в ядерном веществе может отличаться от аннигиляции в вакууме на отдельном нуклоне, то в какой степени вторичное взаимодействие аннигиляционных мезонов с ядром мешает выявить такие отличия в экспериментах по аннигиляции на ядрах ?

Общей особенностью аннигиляции антипротонов на ядрах и ядерного фотопоглощения является "исчезновение" налетающей частицы с полной передачей ее энергии многомезонной системе, что отличает эти процессы от рА и 1гА взаимодействия, где среди продуктов реакции обычно присутствует лидирующая частица. Таким образом, аннигиляция аптлнукловов на ядрах и фотопоглощение 7-квантов промежуточных энергий являются эффективными методами приготовления высоковозбужденных горячих ядер. При этом сводится к минимуму проявление коллективных эффектов (сжатие ядерного вещества, высокий угловой момент), что позволяет более надёжно изучать тепловые эффекты, имеющие одночастичную природу.

Сказанное выше объясняет необходимость построения единого теоретического подхода к явлениям глубоконеупругого фотон- и адрон-ядерного взаимодействия, который должен реализовывать следующие возможности:

1) Эксклюзивное описание полного набора открытых каналов (их число может достигать 100) множественного рождения адронов на внутриядерных нуклонах (включая мезонные и барионные резонансьт).

2) Корректное описание вторичных процессов, связанных с транспортом образовавшихся адронов через ядро.

3) Предсказание эксклюзивных характеристик взаимодействия, в том числе всевозможных корреляций между вылетающими частицами, а также характеристик остаточных ядер, в частности, распределений по энергии возбуждения, числу нуклонов, заряду, угловому моменту.

Вышеперечисленные требования определили выбор модели внутриядерного каскада в качестве ипструмснта исследований. В отличие от ядерных реакций, инициированных протонами и пионами средних энергий, множественное мезонообраэование в процессах поглощения фотонов средних энергий, а также в аннигиляции аптинротонов на ядрах (с учетом возможной примеси многонуклонпой аннигиляции) было изучено слабо, поэтому особое внимание в диссертации уделяется именно этим процессам.

Целью диссертации является развитие модели внутриядерного каскада для эксклюзивного описания процессов множественного образования мезонов и мезонных резонансов на ядрах при промежуточных энергиях (до 10 ГэВ) и применение этой модели для систематического анализа существующих экспериментальных данных, а также для предсказания новых физических эффектов, проявляющих себя в рА—, 7 А—, кА—,рА— взаимодействиях.

Научная новизна данной работы состоит в том, что впервые в рамках модели внутриядерного каскада с использованием статистического подхода с изоспиновой и унитарной 8и(3)-симметрией для элементарных взаимодействий, приводящих к множественному рождению адронов, дано теоретическое описание широкого круга экспериментальных данных по поглощению реальных и виртуальных 7-квантов промежуточных энергий ядрами и по аннигиляции антипротонов на ядрах. Впервые изучена роль множественного пионообразования под действием виртуальных фотонов в процессах ку-лоновского расщепления ультрарелятивистских тяжелых ионов. С помощью анализа совокупности экспериментальных данных по рождению г] мезонов на ядрах антипротонами, протонами, пионами и '/-квантами, впервые в рамках одного подхода получены оценки сечений tjN-взаимодействия. Определены и исследованы физические эффекты, влияющие на корреляцию между множе-ственностями пиопов и протонов, рожденных в глубоконеупругих рА-, тгА-и NA- взаимодействиях.

Научная и практическая ценность работы состоит в том, что развитые теоретические методы использованы при анализе данных по антипротон- ядерному взаимодействию, полученных в ЦЕРН'е на установке LEAR в ходе экспериментов PS203, PS208 и других. Модель фотоядерных реакций для фотонов промежуточных энергий используется при подготовке эксперимента 93-019 на установке CEBAF и предложения эксперимента на установке GRAAL в Гренобле. Предсказания модели кулоновского расщепления ультрарелятивистских тяжелых ионов следует учитывать при проектировании детекторов, настроенных на регистрацию частиц под малыми углами к пучкам ускоренных на коллайдерах RHIC и LHC ионов.

На защиту выносятся следующие основные результаты:

1) Разработан статистический метод эксклюзивного описания множественного мезонообразования на нуклонах. Метод применен к:

а) фоторождешхю пионов в у М- взаимодействии при Еу < 10 Го В;

б) процессам рождения 7г,?;,цг,р-мезонов в одно- и двухнуклонной аннигиляции антипротонов при Рр < 10 ГэВ/с.

2) На, основе данного метода разработана каскадная модель поглощения фотонов средних энергий ядрами, с помощью которой:

а) впервые получено описание совокупности имеющихся экспериментальных данных по фотопоглощению монохроматических 7-кван-тов;

б) предсказаны сечения рождения пионов и образования фрагментов промежуточной массы в процессах кулоновского расщепления ультрарелятивистских тяжелых ионов при энергиях строящихся коллайдеров КН1С и ЬНС.

3) С помощью модели внутриядерного каскада, обобщенной на случай одно- и двухнуклонной аннигиляции антипротонов на ядрах:

а) предсказаны характеристики, чувствительные к присутствию двух-нуклонного механизма аннигиляции;

б) показано влияние изотопических эффектов в двухнуклоином поглощении антипротонов на величину отношения выходов быстрых нейтронов к быстрым протонам.

4) Впервые в рамках одной модели проанализированы данные по рожде-. нию т] вы мезонов антипротонами, протонами, пионами ж 7 квантами.

Из такого анализа получены оценки сечений 7//V-взаимодействия.

5) Показано, что вид корреляции пр(п„) множественностей протонов и пионов, рождённых в неупругих взаимодействиях частиц средних энергий с ядрами, определяется эффектами локального уменьшения ядерной плотности в процессе развития каскада, перерассеянием и двухну-клонным поглощением тг-мезонов.

Апробация работы и публикации. Основные результаты, представленные в диссертации, докладывались на научных семинарах ИЯИ РАН, ИТЭФ, Национальной лаборатории Фраскати, Института Нильса Бора, на международных конференциях: Пион-нуклонная и куклон-нуклонная физика (Гатчина, 1989), Нуклон-антинуклонная физика, НА№91 и ^N'93 (Москва, 1991, 1993), Физика антипротонов низких энергий, ЬЕАР'94 (Блед, 1994),

Физика на пучках частиц средних энергий (Юлих, 1994). Исследования, по материалам которых паписана диссертация, были выполнены в ИЯИ РАН с 1987 по 1997 год. Результаты диссертации опубликованы в 10 работах.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, трех глав и заключения. Работа изложена на 154 страницах, включая 63 рисунка, 15 таблиц и список литературы, содержащий 157 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ.

Во введении обосновывается актуальность темы диссертации, формулируется её цель, научная и практическая ценность проделанной работы и описана последовательность изложения материала.

В первой главе описывается модель внутриядерного каскада, которая обобщена на случай взаимодействия фотонов средних энергий (Еу < 10 ГэВ) с ядрами. Предыдущие версии модели учитывали только рождение одного или двух пионов в 7/^-взаимодействии, что ограничивало их область применимости областью Е-у < 1 ГэВ.

Черты фотоядерной реакции определяются де-бройлевской длиной волны фотона А-. В области энергий -10 < Е^ < 140 МэВ, ниже порога рождения пиона, длина волны Л- сравнима с межнуклоппым расстоянием в ядре, и основным механизмом является поглощение фотона гар-парой в ядре. В области больших энергий длина волны А- сравнима с размерами нуклона и падающий фотон взаимодействует, в основном, с отдельным внутриядерным нуклоном, что приводит к рождению одного или нескольких мезонов. Если энергия фотона достаточно велика, Е^ > 1 ГэВ, то следует рассматривать процессы множественного меэонообразования.

В параграфе 1.1.1 сформулированы основные положения феноменологического метода эксклюзивного описания взаимодействия фотона с внутриядерным нуклоном, который учитывает как резонансный вклад от двухчастичных конечных состояний уИ -э- к В* и у N —M*N (В* и М* -барионные и меэонные резонансы), так и нерезонансный статистический вклад от многочастичных каналов уЫ —» гп№ (2 < г < 8). Список каналов 7/V-взаимодействия, которые учитываются настоящей моделью, приведён в табл. 1. В частности, при эксклюзивном рассмотрении 7-М-взаимодействия для Еу > 5 ГэВ необходимо иметь информацию об интегральных сечениях и 80 каналов множественного пионообразовалия. Многие из таких каналов недоступны д51_я регистрации в экспериментах на искровых, пузырьковых или стриммерных камерах из-за присутствия более чем одной нейтральной частицы в конечном состоянии. Единственную возможность восстановить интегральные сечения "неизмеряемых" канатов предоставляют нам изотопические соотношения, которые связывают их с сечениями каналов с заря-

Таблица 1. Каналы 7Лг-взаимодействия, которые учитываются моделью внутриядерного каскада. _

7р-взаимодействие 7п-взаимодеиствие

7р —► 7Г+П 7р —У тг°р уп —> 7Г~р 7П —7Г°П

ур -Ч тг~А++ 7Р тг°Д+ 7Р -» 7г+Д° 7ге —» 7г""Д+ 7п тг°Д° 7?г —» 7г+Д~

7Р т/р 7Р —¥ изр 1Р 7Р —р+тг 7П —¥ 7?П 7« —> din уп р°п 7П —> р_р

7Р —> 7Г+7Г~р 7Р —* 7Г°7г+га 7« —¥ п+тг~п уп 7Г°7Г_р

7Р —> 7Г°7Г07Г°р 7Р —> 7Г+7Г-7Г°р 7Р -¥ 7Г47Г07Г°П 7Р —> 7Г+7Г+7Г-П уп ТГ0П°1Г°П уп —У 7Г+7Г_7Г°П 7П 7Г~7Г°7Г°р уп —> 7Г+7Г~7Г~р

7Р г7гЛ/(4 < 1 < 8) (35 каналов) 7« ->■ iirN(4 < i < 8) (35 каналов)

женяыми частицами. Для получение таких соотношений необходимо знать механизм реакции и изоспины обменных шш промежуточных частиц в I— или ¿-каналах. Когда число рождённых пионов велико и процесс фоторождения описывается суммой нескольких диаграмм, можно использовать статистические соотношения в пространстве изоспина.

Сформулированный в диссертации феноменологический подход к процессам множественного пионообразовалкя в фотопоглощении на нуклоне реализуется в два этана:

1) Подбираются эмпирические аппроксимации для вычисления интегральных сечений тех каналов, для которых существуют экспериментальные данные, в виде:

а)

где е = 1п(Еу/Ejf), F/h - порог реакции, ап - коэффициенты разложения

по базису ортонормированных функций ££(е), (а = 2), выраженных через обобщённые полипомы Jlareppa С°(е):

L°n(e) = е~"\°1*С°п(е). (2)

ii) В пространстве изоспина расчитываются веса каждого из каналов, которые содержат к частиц в конечном состоянии (к > 3) с изоспинами ji,...,jk и 3-ми проекциями изоснинов ти ...,тк:

W(jlmi,j2m2,... ,jkmk\JM) = (3)

= X) (hrndimilhM^yi^Mijsm^Mi)2 ■■■(Jk~iMk-2jkmk\JMy JyJk-2

Здесь Ji,..., Л_2 и Mi,..., М*_2 - промежуточные изоспины и их третьи проекции, в которые последовательно складываются изоспины ji,..., jk и их третьи проекции та,..., m/t частиц. Веса W(jiml, j2m2, ■ ■ ■ ,jkm-k\JM) задают относительные вероятности каналов, имеющих одинаковое число частиц, но разные комбинации их зарядов. Если в эксперименте измерено сечение одного из таких каналов, то с помощью весов можно восстановить интегральные сечения для остальных каналов.

В параграфе 1.1.2 показано, что выбранный феномепологический подход хорошо описывает широкий набор данных по взаимодействию фотонов с нуклонами при энергиях до 10 ГэВ. В процессе моделирования уN-взаимодействия методом Монте-Карло для заданной энергии Е-у каждый канал выбирался в соответствии с величиной его интегрального сечения, полученной посредством описанной в параграфе 1.1.1 процедуры. В параграфе 1.1.2 сравнивается с экспериментом полное сечение фоторождения адронов на протоне, которое получено посредством суммирования сечений всех использовавшихся в моделировании эксклюзивных каналов. Как видно из рис.1, статистический подход достаточно хорошо описывает топологические сечения. На нижней части рисунка результаты расчетов сравниваются с результатами программы Корвизьеро и др., и показаны вклады в полное сечение каналов с рождением определённого числа пионов. Видно, что вклад процессов рождения двух пионов и суммарный вклад всех других процессов множественного пионообразования (от 3 до 8гг), становятся сравнимы при Е~, > 1.5 — 2 ГэВ. Это ещё раз подчеркивает необходимость учета много-пионных каналов для описания процессов фоторождения при Е-у от 2 до 10 ГэВ.

В параграфе 1.1.3 описывается метод расчета 7 А-взаимо действия, в котором быстрые адроны, рождённые в 7 TV-процессе, взаимодействуют с ядром. Модель внутриядерного каскада учитывает рассеяние и поглощение в ядре пионов, нуклонов, 17-, />-, w-мезонов, образовавшихся в первичном 7 М-взаимо действии. При этом учитываются процессы испарения, деления и мультифрагментации высоковозбужденных ядер-остатков.

ЕДСеУ)

Рис. 1. Энергетические зависимости сечений рождения заряженных частиц (вверху) и множественного пионообразования (внизу) в 7£-взаимо действии. Экспериментальные данные и результаты расчетов представлены, соответственно, открытыми квадратами и штрихованной гистограммой - для одной заряженной частицы; тёмными треугольниками и точечной гистограммой -для трёх; открытыми треугольниками и штрих-пунктирной гистограммой -для пяти; сплошными квадратами и толстой сплошной гистограммой - для семи частиц. Предсказания для вклада 2тг - штриховая линия, для (3 — 8)я- -сплошная толстая линия. Вклады Зтг,47Г и 5т - точечная, штрнх-пунктирная и сплошная лилии, соответственно. Полное сечение фоторождения адронов: точки - эксперимент, сплошная линия - наша модель. Линия с мелкими точками - сумма сечений каналов фоторождения адронов в программе Корви-зьеро.

В завершение раздела 1.2, в параграфе 1.1.4, результаты расчетов сравниваются с разнообразными фотоядерными данными по рождению тг+, гг~, тг° и г) мезонов и эмиссии нуклонов, которые получены в последние годы на пучках монохроматических фотопов. В частности, с помощью модели изучена эволюция формы пионного спектра с ростом энергии фотона и угла регистрации пиона, выделены вклады различных процессов пионообразова-ния: 7N 7тN,'^yN -4 7гД и 7^ —»• 2пN. Модель успешно описывает А-зависимость полных сечений фоторождения пиона сг„(Л) ~ А", где а = 0.65, которая является следствием объёмного характера фоторождения пионов и большой вероятности поглощения рождённых пионов вследствие двухну-клонного поглощения Л^Л^-парами и процессов перезарядки.

В параграфе 1.1.4 также изучена картина формирования нуклонных спектров за счет процессов —> 7rN или уЫ —> гтг/У(г > 2) и квазидейтонно-го поглощения, рассмотрены корреляции между испущенными протонами и нейтронами.

Таким образом, в параграфе 1.1.4 показано, что каскадная модель фотоядерного взаимодействия удовлетворительно описывает имеющиеся экспериментальные данные по рождению мезонов и эмиссии нуклонов, полученные в экспериментах с квазимонохроматическими фотонами.

В разделе 1.2 созданная модель фотоядерных реакций использована для изучения процессов кулоновского расщепления ультрарелятивистских тяжёлых ионов в рамках метода Вайцзеккера-Вильямса. Согласно этому методу, влияние лоренц-сокращённого кулоновского поля мишени с зарядом 2г на быстро движущуюся со скоростью /3 = «/с заряженную частицу можно представить в виде воздействия импульса излучения виртуальных фотонов с соответствующим распределением по энергии:

*(&,) = - £*'(*?(*) - ад), (4)

где х = Е1Ьт1П/(урйс) является аргументом модифицированных функций Бесселя нулевого и первого порядка, а - постоянная тонкой структуры, Ьт,„, является значением прицельного параметра столкновения, когда начинают действовать ядерные силы.

Особый интерес вызывает изучение электромагнитного взаимодействия ультрарелятивистских тяжёлых ионов с большими ¿ис Лоренц-фактором 7 > 1. В этом случае сечение кулоновского расщепления ар,о стадовится сравнимым юш даже превосходит сечение ядерного взаимодействия ионов.

В параграфе 1.2.1 сформулированы основные положения используемого подхода, который включает в рассмотрение несколько стадий процесса: 1) поглощения виртуального фотона внутриядерными нуклонами, которое приводит к выбивапяю нуклонов и рождению пионов, 2) внутриядерного каскада, приводящего к возбуждению ядра и 3) статистического распада

возбужденного остаточного ядра. Последний этап описывается статистической моделью испарения, деления и мультифрагментации. Построенная модель хорошо описывает существующие данные но фрагментации налетающего ядра при энергиях 14.5 и 200 ГэВ на нуклон: зарядовые распределения фрагментов и вероятности эксклюзивных каналов фрагментации (см. табл. 2).

Таблица 2. Доля групп различных мод распада для кулоновского расщеплё-ния ионов 16О при энергии 200А ГэВ в фотоэмульсии.___

Мода распада Доля в общем числе событий (% )

Стандарт. МВК и СММ МВК с тралением и СММ Эксперименты

С.Вагош

15 N + р 50.4 46.7 56.08±3.93 49.45±6.62

+ а 12с + и 36.0 43.2 25.58±2.61 23.01±4.80

пВ + а + р ' *Ве + а + 2<1 *Ве +гЫ+р 8.6 6.26 4.42±1.10 10.62dh3.06

7£г +2а + р тИ + а + 2й-\-р 7Ы + 4с1 + р 1.85 0.95 2.49±0.83 4.42±1.98

4а За+ 2 <1 2а+ 4 <! а+ 6(1 2.9 3.0 8.01±1.49 12.39±3.31

В параграфе 1.2.2 показано, что вклад канала мультифрагментации быстро растет с увеличением энергии и зарядов взаимодействующих ядер. Предсказывается, что кулоновское расщепление ядер будет являться одним из важнейших механизмов взаимодействия ультрарелятивистских тяжелых ионов на строящихся ускорителях ЛНЮ и ЬНС, расчитаны инклюзивные сечения вылета протонов и рождения тг-мезонов в таких процессах. Найдено, что в процессе множественного пионообразования, инициированном виртуальными фотонами, ядро-остаток может приобрести большую энергию возбуждения, что с большой вероятностью приводит к мультифрагментно-му распаду, как это иллюстрирует рис. 2, где отдельно приведены сечения образования ядерных фрагментов с данным зарядом 2 в тех случаях, когда виртуальные фотоны имеют энергии из области возбуждения Д-изобары (т.е. фоторождения одного пиона) и множественного пионообразования. В первом случае наиболее вероятны эмиссия нескольких нуклонов (тогда заполняются левая и правая части распределения на рис.2), развал системы на два осколка сравнимой массы или деление, которое даёт фрагменты из цен-

тральной части. Во втором случае множественного фоторождения пионов возникает широкое распределение фрагментов по заряду, Z, и массе, А. В случае столкновения ионов при энергиях LHC, в распределении o(Z) вклад фрагментов промежуточной массы, Z — 3 — 30, хорошо заметен (рис. 2).

Вторая глава посвящена модели множественного мезонообразования в процессах одно- и двухнуклоккой аннигиляции антипротонов на ядрах. Первая стадия реакции - аннигиляция антипротона на одном или паре внутриядерных нуклонов - описывается с помощью статистической модели аннигиляции. В начале главы даны общие постулаты статистического подхода к процессам множественного мезонообразования частиц в столкновениях адрон-адроп. Следующая стадия реакции - взаимодействие продуктов аннигиляции с ядром - описывается с помощью модели внутриядерного каскада.

В разделе 2.1 рассматривается однокуклонная аннигиляция антипротонов "в покое" и "па лету". В параграфе 2.1.1 представлены основные соотношения статистической модели с £77(3) симметрией для аннигиляции антинуклодов средних энергий на пуклонах. Помимо пионов модель учитывает образовапие тяжелых мезонов (г/,ы,р). Кроме объёма взаимодействия, спинового фактора и лоренц-инвариантного фазового объёма, выражение для вероятности канала с рождением п частиц с изоклинами /ь ...,/„ и гиперзарядами V"i,..., Yn содержит множитель

га

£ к\та){1, h, Y)Un(p, q,Ii,...,In;Yi,...,Yn), (5)

(м)

где ЩрЛЦ Iз, Y)- коэффициенты разложения начального состояния AW-системы (/ = 0,1;7з = 0, rfc 1; Y — 0) по неприводимым представлениям (p,q) группы SU(3),Un(p,q; Ii,...,In;Yi,... ,K) - изоскалярный фактор,который не зависит от третьих проекций изоспина частиц (/31,..., 1зп) и включает в себя фактор'идентичности частиц. Наконец, вероятности каналов с определёнными зарядами, т.е. значениями (/31,..-,1зп) третьих проекций изо-сшанов рожденных частиц, вычислялись посредством соотношений статистической модели группы изоспина (см. параграф 1.1.1).

В параграфе 2.1.2 описывается процедура моделирования iVyV-анниги-ляции в покое и даны таблицы вероятностей каналов. В таблицах сведены предсказания статистической модели и экспериментальные значения для тех каналов, где они имеются. Унитарно-симметричная статистическая модель в случае указанного выше набора стабильпых частиц и резонансов предсказывает для рр-аннигиляции в покое существование 91 канала, а для рп-анни-гиляции - 74 каналов. В эксперименте измерены вероятности лишь примерно 40 каналов рр- и около 10 каналов рп-аннигиляции.

В параграфе 2.1.3 проводится сравнение результатов статистической модели аннигиляции с экспериментом при 0 < Put < 10 ГэВ/с. По мере роста энергии антипротона в процессе р/У-аннигшмции увеличивается

104 2 ю3

ь

10 1 10 10 5

ю4

10 3

10 2

10

Рис. 2. Сечения образования изотопов с данным 2 в процессах кулоновского расщепления. Вклады процессов с участием виртуальных фотонов в области возбуждения Д-изобары и множественного пионообразования представлены пунктирной и точечной гистограммами, соответственно.

г

множественность вторичных частиц, эволюционируют и другие характеристики. Поэтому целесообразно провести сравнение предсказаний статмоде-ли с экспериментальными данными в широком диапазоне начальных энергий. Модель успешно описывает как среднюю множественность заряженных пионов, так и вероятность образования определённого числа заряженных зг-мезонов в виде функций начального импульса антипротона. Также рассмотрены распределения по множественности всех анпигиляциошзых пионов (включая нейтральные) при Р{аь = 1.6,4.6 и 9.1 ГэВ/с. К сожалению, существует мало данных об образовании тяжёлых мезонов в аннигиляции "на лету" ("Модель предсказывает заметное увеличение множественности и> и р° мезонов с ростом начального импульса антипротона. В то же время множественность пг, меняется заметно слабее. Несмотря на некоторые количественные расхождения, статмодеяь правильно передаёт рост множественности р° с увеличением импульса антипротона.

В параграфе 2.1.4 кратко обсуждаются альтернативные подходы к описанию аннигиляции, которые учитывают внутреннюю структуру адро-яов и рассматривают процесс NЛ'-адшигиляции на уровне динамики составляющих адроны (конституэнтных) кварков. Приведены результаты расчетов инклюзивного спектра 7Г-мезонов в ргьмках статистического подхода и модели конституэнтных кварков. Из сравнения результатов моделей с экспериментальными данными видно, что кварковая модель не передаёт одну из основных характеристик аннигиляция - форму инклюзивного спектра аы-нигиляционных 7г-меэонов, которая естественным образом возникает в простых статистических моделях (например, учитывающих только образование тг-мезонов). Успешное описание статмоделью всех основных известных из эксперимента характеристик процесса рр-аннигиляции в области Рш до 10 ГэВ/с обосновывает выбор статистического подхода для моделирования элементарных ]УЛг-юаимодействий в процессе расчета аннигиляции антинуклонов средних энергий на ядраэс в рамках модели внутриядерного каскада.

Успех статистического подхода для описания рЛ^аннигиляции позволяет обобщить его на случай аннигиляции антипротона на паре внутриядерных нуклонов. Поэтому раздел 2.2 целиком посвящен рассмотрению двух-нуклонного механизма аннигиляции, который может присутствовать в аннигиляции антипротонов на ядрах. В параграфе 2.2.1 рассмотрены общие свойства двухнуклонного поглощения частиц ядрами, которое является универсальным процессом и проявляет себя в разнообразных ядерных реакциях. При поглощении антипротона величины высвобождающейся энергии и импульсов, ра, продуктов реакции оказываются заметно большими, соответственно характерный радиус области гд?дг — р~1, в которой происходит поглощение, будет заметно метшим (г^лг ~ 0.2 Фм), чем в поглощении 7, яг, К. Следовательно, двухнуклоняое поглощение антипротонов даёт возможность исследовать короткодействующие корреляции в ядрах, где становятся важными кварковые степени свободы. Однако, поскольку однонуклонная анни-

гиляция является основным механизмом поглощения р ядром, то возникает вопрос о том, как различить редкие события; двухнуклонной (В=1) аннигиляции на" фоне множества событий однонуклонной (В=0) аннигиляции.

Сформулированная в параграфе 2.2.2 модель двухнуклонной аннигиляции антипротонов на ядрах позволяет ответить на этот вопрос. Основные отличия настоящей версии статистической модели процесса Л'(А'Л') от моделей других авторов состоят в следующем:

1) В рассмотрение включено образование нестранных тяжелых мезонов I],ш,р.

2) Модель построена с учетом спинов и кзоспинов участвующих в реакции частиц, что позволяет, в частности, дать предсказания для каждой из реакций р{рр), р(ргг), р(пп) по отдельности. Ранее такие предсказания были невозможны, поскольку рассматривались только усреднённые по спинам и изоспинам вероятности каналов.

На основе данной модели была создана процедура моделирования методом Монте-Карло эксклюзивных событий ЛГ(Л'Лг)-аннигиляции:

N + ^Я) пжтг + ППГ1 4- пии> 4- п„р + N. (6)

Большое количество открытых эксклюзивных каналов является специфической особенностью процесса (б). Предсказывается существование 138 каналов дм р(рр), 138 - для р(рп) и 95 для р(гт)-аннигиляции.

В параграфе 2.2.3 даны результаты расчетов процессов р А-аннигиляции на ядрах. Для выдедеЬия основных различий в наблюдаемых характеристиках однонуклонного и двухнуклонного механизмов сравниваются результаты расчетов двух версий МВК, которые различаются только элементарным процессом аннигиляции (рМ, В — й- для первой версии и В — 1 - для

второй). В частности, в табл. 3 даны предсказания модели для вероятности процессов, когда в результате рЛ-аннигиляции из ядра вылетает всего один мезон.

Вычисления, проведенные в рамках разработанного в настоящей диссертации подхода к процессам двухнуклонной аннигиляции антипротонов на сложных ядрах, показали, что наиболее чувствительны к присутствию двухнуклонного механизма следующие характеристики:

• высокоэнергетическая часть инклюзивных спектров нуклонов и тяжелых мезонов;

• отношение инклюзивных спектров нейтронов и протонов;

• выходы событий с определёнными значениями полной энергии Еы ~ Зтлг и импульса Р1о( ~ 0 для систем ртг+27г~ и р2ж+2п~\

Таблица 3. Выход событий с одним мезоном (на 104 анигиляций рА в покое). Результаты расчетов при наличии 100% В = 0 и 100% В — 1 аннигиляции обозначены (Л') л [ЯЩ, соответственно.

Мезон Углерод Уран

(мо (Ю

7Г 8 98 152 446

V 1 14 8 22

Р 3 47 15 42

О! 6 47 27 61

• полная вероятность одиомезонной аннигиляции;

• угловая корреляция между 7Т~ и р с большими импульсами Р > 1 ГэВ/с.

Из перечисленного выше к настоящему времени проведены только измерения высокоэнергетическоа части инклюзивного спектра протонов. Анализ этих данных в рамках представленной в диссертации модели даёт грубую , оценку для полной вероятности двухнуклонной аннигиляции км ~ 5%. Для получения более надёжной оценки желательно провести измерейия высокоэнергетической части спектра нейтронов, а также корреляций в системах

2к~, р2л+2тг~ и рт-. Кинематический фильтр, используемый при анализе таких корреляций, позволит подавить эффекты, связанные со взаимодействием аннигиляционных частиц с внутриядерными нуклонами и выделить вклад В = 1 аннигиляции.

В третьей главе исследуются различные характеристики мезонов и нуклонов, рождённых частицами средних энергий на ядрах. Множественное мезонообразование на ядрах - сложный и разветвлённый процесс, в котором участвует большое число мезонов и нуклонов. Практически единственной моделью, способной предсказать все свойства таких реакций, является модель внутриядерного каскада.

С её помощью в разделе 3..1 рассмотрена корреляция между средней множественностью протонов и множественностью пионов, образованных в неупругих взаимодействиях пионов, протонов и антинуклонов с ядрами. Раз-

дел 3.1 начинается с параграфа 3,1.1, в котором'представлены два способа описания транспорта частиц в модели внутриядерного каскада. Стандартная версия модели внутриядерных каскадов (МБКС) рассматривает ядро-мишень как обьект с непрерывным распределением ядерного вещества, свойства которого (число нуклонов, ядерный потенциал) не изменяются в процессе развития внутрркядерного каскада. Более реалистической представляется другая версия модели внутриядерных каскадов (МВКЦ), которая рассматривает ядро состоящим из конечного числа А отдельных нуклонов, расположение центров которых соответствует известному распределению ядерной плотности р(г). В МВКЦ при расчете внутриядерного каскада в явном виде вводится временная координата, а внутриядерный нуклон, на котором произошло взаимодействие, покидает свое место и рассматривается далее как каскадная частица. Все это позволяет учесть в МВКЦ эффект траления ядра быстрыми каскадпыми частицами, т.е. нелинейный эффект локального уменьшения плотности ядра в процессе развития внутриядерного каскада.

В параграфе 3.1.2 результаты МВКС и МВКЦ сравниваются с экспериментальными данными по множествеяностям и корреляциям вторичных частиц. Показано, что ход зависимости пя(п*) определяют следующие физические эффекты:

1. В случае, когда пионы рождаются преимущественно в столкновениях налетающей частицы с внутриядерными нуклонами, вторичными процессами рождения пионов каскадными частицами можно пренебречь. Тогда относительно поглощения пионов ядром могут существовать две предельные ситуации:

а) слабое поглощение пионов ядром. В этом случае пионы вылетают из ядра, испытывая одно-два перерассеяния на нуклонах тгЫ —> 7гЛ/ (упругое или с перезарядкой), а двухнуклонное поглощение пиона ж + NN —> NN не играет существенной роли. Тогда чем больше пионов вылетело из ядра, тем больше было перерассеяний и тем больше было выбито в них из ядра нуклонов. В результате среднее число выбитых нуклонов пр растет с числом испущенных

ПИОНОВ Пя-.

б) сильное поглощение пионов ядром. В этом случае пионы испытывают достаточно большое число столкновений в ядре с нуклонами, причем двухнуклонное поглощение играет важную роль. (Такая ситуация может иметь место у пионов с энергией вблизи (3,3)-резопанса вследствие как большого сечения их взаимодействия с нуклонами, так и существования максимума при этой энергии в сечении реакции л + NN —/УД7). Тогда чем меньшая доля рожденных начальной частицей пионов вылетела из ядра (т.е. чем большая доля их поглотилась в ядре), тем больше нуклонов испу-

стилось в ядерной реакции. В результате среднее число выбитых протонов (пр) уменьшается с ростом числа вылетевших нионов пп.

2. Пусть теперь пионы рождаются с большой вероятностью не только в столкновениях с нуклонами ядра начальной частицы, но и каскадных частиц, и затем вылетают из ядра после нескольких перерассеяний. Тогда чем больше родилось пионов, тем больше было таких столкновений, тем больше было выбито в них нуклонов. И в этом случае среднее число нуклонов (пр) растет с увеличением числа пионов (п„).

Модель впутриядерных каскадов, опирающаяся на представление о ядре как совокупности рассеивающих нуклонных центров и учитывающая эффект траления ядра, хорошо описывает все экспериментальные данные для корреляции пр(пт) за исключением единственного измерения для пТа-взаимо-действия в области высоких энергий Еп = 5 ГэВ.

В разделе 3.2 рассматривается другая характеристика - отношение инклюзивных спектров нейтронов и протонов. В параграфе 3.2.1 показано, что предсказываемое стандартной моделью внутриядерного каскада отношение в целом согласуется с экспериментальными данвьтми для пион- и протон-ядерных реакций, но противоречит величине отношения, полученного в эксперименте для аннигиляция антипротонов в покое. Показано, что п/р-отношение в пион-ядерном взаимодействии в значительной степени определяется изотопическими эффектами в поглощении пионов и прежде всего зависит от заряда пиона. Тем не менее, благодаря присутствию тг+, 7г° мезонов в рА-аннигиляции, расчитанное п/р-отношение оказывается близким к N/2-отношению ядра-мишени. В параграфах 3.2.2-3.2.3 рассмотрены основные физические эффекты, которые могут оказывать влияние на величину тг/р-отношения: коалесценция нуклонов с образованием легчайших ядер, предравновесная эмиссия частиц, эффекты, связанные с существованием нейтронного гало и многонуклонной аннигиляции антипротонов в ядре. На основе простых комбинаторных оценок предсказана величина п/р-отношепия в аннигиляции антипротонов на трех и четырех нуклонах.

В разделе 3.3 представлена модель, внутриядерного каскада, которая учитывает образование г) и и мезонов в тгуУ-, 7Лг-взаимодействии, их

рассеяние на внутриядерных нуклонах и: поглощение в ядерной материи. Задача изучения взаимодействия г) и ш с нуклонами и ядрами представляет самостоятельный интерес и дополняет наши представления о процессах множественного мезонообразования на ядрах в реакциях с частицами средних энергий. Взаимодействие мезонов тяжелее пиона с нуклонами и ядрами раннее исследовалось только в реакциях мезонообразования на ядрах частицами высоких энергий. Изучение реакций рождения г} и и вблизи порога позволяет исследовать взаимодействия мезонов в области малых энергий 10 — 100 МэВ).

В параграфе 3.3.1 рассматриваются элементарные процессы рождения г; и о; на внутриядерных нуклонах, а также процессы их последующих взаимодействий в ядре. Приведены аппроксимации сечений соответствующих процессов и перечислены основные отличия модели от подходов других авторов. Основой используемых аппроксимаций полного и' упругого сечений т/Л^-взаимодействия послужила модель связанных каналов (Ь.С.Ьш е1 а.1.), которая учитывает образование промежуточных состояний Л1'* в тгЛг, 7)М и 7Г7Г А? системах. В Р-, и 5-волнах учитывалось присутствие Аг*(1440)Рц, ]У*(1520)£)13 и Л^(1535)»5и резонансов, причем вклад Аг*(1535)5,ц был основным. Параметры модели определялись из фазового анализа тгЛ'-ргссеяния.

В параграфах 3.3.2-3.3.4 реакции по рождению 7-мезонов на ядрах протонами, 7г-мезонами, антипротонами и 7-квантами рассматриваются с точки зрения возможности извлечения информации о сечениях г/А'-взаимо-действия в ядерной среде. Показывается, что ценность имеющихся данных по перечисленным реакциям неодинакова, поскольку чувствительность выходов г] мезонов к велзгчинам полного сечения их взаимодействия с внутриядерными нуклонами зависит от ряда факторов. Например, в случае рА~ аннигиляции, где т)-мезоны обрадуются на периферии ядра и их пробег в ядерном веществе мал, выходы г?-мезонов увеличиваются всего на 20 25% при уменьшении <т£<)«(г?Лг) вдвое. В реакциях с протонами недостаток теоретической и экспериментальной информации об интегральных сечениях рп -» <1т) и угловых распределениях реакций рр —> ррт;, рп —> рщ и рп —> ¿г/ не позволяет делать однозначные выводы о сечениях т/АА-взаимодействия. Новые экспериментальные данные ! (о фоторождению г/ дают следующие преимущества при решении задачи оценки величин сечений

• Поскольку т^-мезоны1 рождаются равномерно по объёму ядра, то можно ожидать, что реакции с фотонами будут более чувствительны к величине сечений т)Л'-взаимо действия, чем это имеет место в реакциях, где 77-мезоиы рождаются на периферии.

• Имеются подробные экспериментальные данные об интегральных и дифференциальных сечениях элементарных процессов 7р Г]р и -уи —> ■ЦП, которые позволяют моделировать фоторождение т) на внутриядерных нуклонах.

• Измерения проведены как в подпороговой области, так и выше порога рождения г) на внутриядерном нуклоне. В последнем случае влияние ферми-движепия минимально, что позволяет устранить неопределённости расчета, связанные с выбором импульсного распределения внутриядерных нуклонов, в частности, и теоретической интерпретацией природы подпорогового рождения в целом.

На рис. 3 представлены энергетические зависимости инклюзивного интегрального сечения фоторождения г) на ядрах С, Са, N5 и РЬ. Пороговая

энергия в реакции на нуклоне составляет Еу = 700 МэВ, однако »¡-мезоны начинают образовываться начинал с энергии Е1 — 550 МэВ вследствии ферми-Движения внутриядерных нуклонов. Представленная в диссертации модель успешно описывает энергетические зависимости с сечениями rjZV-взаимодействия, которые предсказывает модель связанных каналов. В частности, как видно из рис. 3, пренебрежение каналом r)N -+ ttttN заметно ухудшает согласие с экспериментом.

Рис. 3. Интегральное сечение фоторождения г/ на ядрах как функция энергии 7-кванта. Точки - эксперимент. Сплошные кривые - расчет с т]М сечениями, предсказываемыми моделью связанных каналов. Штриховые кривые - расчет при нулевом упругом сечении, точечные - при нулевом сечении —► ■к■п^N.

Проведённый в параграфе 3.3.4 анализ экспериментальных данных по фоторождепию т?-мезонов на ядрах позволяет сделать следующие выводы:

• Полные неупругие сечения г/Лг-взаимо действия, полученные разными авторами, в целом согласуются между собой. Используя эти сечения в

модели внутриядерного каскада, удается правильно описать эффекты взаимодействия »/ с внутриядерными нуклонами, воспроизвести экспериментальные зависимости инклюзивного сечения рождения т] от начальной энергии, массы ядра, а также энергетические спектры и угловые распределения т). Поскольку сечение канала неуйругого взаимодействия г]И —>■ 71N фиксировано соотношением детального баланса, это означает справедливость предсказаний величины сечения г)Ы —> тгттМ моделью связанных каналов (Ь.С.Ьш Ы а1.).

• Энергетические и А-зависимости слабо чувствительны к величине упругого сечения т/Лг-взаимодействш1.

• Поскольку расчеты выполнены с той энергетической зависимостью элементарных сечений 7Я Лг*(1535)5ц r|N, которая существует в вакууме, и эти сечения получены в модели (Ь.С.Ьш еЪ а1.), где вклад ^*(1535)5ц был основньш, то согласие с экспериментом на ядрах говорит о слабом изменении свойств ]У*(1535)5п резонанса в ядерной материи.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. A.S.Iljinov, I.A.Psheaichuov et al., Extension of the intranuclear cascaje model for photonucleas reactions at energies up to 10 GeV, Nucl.Phys. A616 (1997) 575-605.

2. I.A.Psheaichnov, I.N.Mishustin, J.P.Bondorf, A.S.Botvina, A.S.Ilinov, Nuclear multifra.gmenta.tion induced by electromagnetic fields of ultrarela-tivistic heavy-ions, E-priat NBI nucl-th/9711030, 1997, направлено в Phys.Rev.C.

3. Ye.S.Golubeva, Yu.L.Dorodnykh, A.S.Iljinov, I.A.Pshenichnov, Study of heavy mesons interaction with nucJeons and nuclei in nuclear annihilation of slow anfciprotons, Proc. of Third lilt. Symp. Pion-Nucleon and Nucleón-Nucleón Pbys., Gatchina, April 17-22, 1989, v.l, p.343-348.

4. E.S. Golubeva, A.S. Iljicov, B.V. Krippa, I.A. Pshenichnov, Effects ofmeson-ic resonance production in annihilation of stopped antiprotons on nuclei, Nucí. Phys. A537 (1992) 393-417.

5. Ye.S.Golubeva, A.S.Iljinov, I.A.Pshenichnov, Two-nucleon antiproton annihilation on nuclei, ЯФ 57 (1994) 1743-1750.

6. Е.С.Голубева, А. С. Ильм нов, И. А.Пшеничное, Корреляция между мно-же отвеляостамя пионов я протонов, рожденных в неупругих взаимодействиях частиц средних энергий с ядрами, ЯФ 57 (1994) 2084-2092.

7. D.Polstei, ...., I.A.Psheniclmov, A.S.llj'mov et al., Light particle emission induced by stopped antiprotons in nuclei: energy dissipation and neutron-to-proton ratio, Phys.Rev. C51 (1995) 1167-1180

8. I.A.Pshenichnov, A.S.Iljinov, Ye.S.Golubeva, D.Polster, Neutron-to-proton ratio in intermediate energy nuclear reactions, Phys.Rev. C52 (1995) 947955

9. Ye.S.Golubeva, A.S.Iljinov, E.Ya.Paryev, I.A.Pshenichiiov, Subthreshold tj production on nucJei by protons, Z.Phys. A345 (1993) 223-226.

10. Ye.S.Golubeva, A.S.llj'mov, I.A.Pshenichnov, Near threshold T] and и production on nuclei by protons and pions, Nucl. Phys. A562 (1993) 389-406.