Содержание к диссертации
Введение
I. Множественность фрагментов 8
1. Постановка эксперимента 8
2. Анализ измеряемой множественности ФПМ. 29
3. Модельный расчёт. 3 6
4. Множественность ФПМ и энергия возбуждения источника . 40
5. Выводы. 52
II. Время эмиссии фрагментов . 53
1. Описание модели. 55
2. Сравнение модели и экспериментальных данных . 57
3. Выводы. 62
III. Скорость источника. Угловые и зарядовые распределения . 63
1. Скорость источника. 63
2. Плотность системы в момент развала. 66
3. Угловые и зарядовые распределения . 68
4. Выводы. 71
IV. Коллективный поток . 72
1. Энергетические спектры фрагментов . 72
2. Определение потока. 75
3. Выводы. 80
Заключение. 81
Приложение. 84
Литература. 95
- Множественность ФПМ и энергия возбуждения источника
- Сравнение модели и экспериментальных данных
- Угловые и зарядовые распределения
- Энергетические спектры фрагментов
Введение к работе
Ядерная фрагментация была открыта 60 лет назад [1,2] при изучении космических лучей, когда было обнаружено появление ядерных фрагментов при взаимодействии релятивистских протонов с различными мишенями. Были обнаружены фрагменты тяжелее а частиц и легче, чем осколки деления. В настоящее время они стали называться Фрагментами Промежуточной Массы (ФПМ, 3 < Z < 20). В 50х годах этот эффект был обнаружен в экспериментах на ускорителях [3], после чего он неспеша изучался в течение трёх десятилетий. Ситуация изменилась кардинальным образом в 1982г., когда было открыто множественное образование ФПМ
(ядерная мультифрагментация) при взаимодействии С(1030 МэВ) с эмульсией на синхроциклотроне в ЦЕРН [4]. Это наблюдение стимулировало многие теоретические модели развивать привлекательную идею о том, что множественное образование ФПМ может иметь отношение к фазовому переходу жидкость-газ [5-8] в ядерной материи. Текущее состояние дел в изучении мультифрагментации может быть найденов [9].
На рис. 1 взятом из работы [6] приведены зависимости давления от объёма (или обратной плотности) при постоянной температуре для газа Ван-дер-Ваальса и ядерного вещества связанного так называемыми силами Скирма. Столь различные системы представлены на одном рисунке благодаря тому, что давление, объем и температура выражены в безразмерных величинах - в виде отношений к критическим значениям: Рс > Vc-1/pc (Рс - критическая плотность), Тс. На рисунке показаны изотермы для температур от 0.5 Тс до 1.5 Тс. Жидкой фазе соответствуют резко идущие вниз участки изотерм в левой части рисунка, причем минимум по давлению при данной температуре глубже для классической жидкости, сжимаемость которой меньше. Газовой фазе отвечает правая часть рисунка, где давление плавно падает с увеличением объема. Средняя изотерма соответствует критической температуре Тс для перехода жидкость-газ. При ее достижении поверхностное натяжение исчезает, система становится однофазной - газовой. Для ядерного вещества
Тс=\5-20 МэВ, или -2*1011 К. В спинодальной области, где давление растет с увеличением объема (отрицательная сжимаемость), плотность вещества значительно ниже, чем у жидкости. Случайные флуктуации плотности приводят к тому, что однородная система практически мгновенно распадается на смесь двух фаз - капельки жидкости, окруженные газом.
Характеристики процесса сильно зависят от входного канала, т.е. по существу, от соотношения между тепловой и коллективной компонентами энергии возбуждения, связанными с сжатием, вращением и деформацией промежуточной системы. Коллективная компонента может быть очень значительной для соударений тяжелых ионов, приводя к появлению, так называемых, динамических эффектов, и они могут быть определяющими для результата соударения. Так при достаточно сильном сжатии даже холодное ядро разваливается на куски на стадии декомпрессии. Ситуация близка к этому в центральных соударениях при энергиях (200-400) МэВ на нуклон. В этом случае следует говорить о "динамической" мультифрагментации, когда взаимодействие между сталкивающимися ядрами сопровождается сжатием, быстрым вращением и изменением формы возбуждённого ядра. Термодинамические модели здесь не работают.
Рис.1. Изотермы, рассчитанные для ядерного вещества (сплошные линии) и системы классическая жидкость-газ (штриховые линии). Давление, объем и температура даны в единицах критических значений.
(силы Скирмл) н-дор-Ваольса
Другой предельный случай (при использовании лёгких ионов) -"тепловая мультифрагментация", когда энергия возбуждения ядра почти целиком тепловая, и реализуется благоприятная ситуация для применения термодинамических подходов в описании ядерного фазового перехода "жидкость-газ". В этом случае динамические эффекты становятся пренебрежимо малыми. Другим положительным моментом в использовании лёгких ионов является то, что в этом случае все фрагменты образуются одним источником - медленно движущимся спектатором мишени, энергия возбуждения которого практически полностью тепловая. Нами [10] и другими авторами [11-13] было показано, что тепловая мультифрагментация происходит при взаимодействии лёгких релятивистских частиц (р, р, Не, Не, С, тг-) с тяжёлыми мишенями, и фрагменты испускаются из возбуждённого ядра-остатка после его расширения, происходящего под действием теплового давления.
Диссертация посвящена экспериментальному наблюдению и изучению тепловой мультифрагментации высоковозбужденных спектаторов мишени, образующихся в соударениях релятивистских лёгких ядер с золотой мишенью. В представленной работе использовались релятивистские лёгкие ионы ускоренные на синхрофазотроне ЛВЭ ОИЯИ, которые дают уникальную возможность для изучения "тепловой мультифрагментации".
Накоплен огромный экспериментальный материал в исследовании ядро-ядерных взаимодействий при релятивистских энергиях с использованием трековых (пузырьковых и искровых камер), ядерных фотоэмульсий и активационного анализа. Однако, детальная информация о механизме и временной шкале процесса может быть получена только с использованием многодетекторных 4л систем. В настоящее время существует несколько 4л; установок [14] для регистрации фрагментов.
Применение многодетекторных 4к систем позволяет изучать важные особенности реакций ядер с релятивистскими частицами и ядрами при проведении следующих экспериментов:
измерение множественности событий, сопровождающихся испусканием ФПМ;
изучение зарядовых и массовых распределений фрагментов и их теоретическую интерпретацию в рамках модельных представлений о релятивистских взаимодействиях;
изучение угловых распределений фрагментов и их теоретическую интерпретацию;
определение среднего времени эмиссии для ФПМ, возникающих в соударениях релятивистских лёгких ядер с мишенью из золота. Это можно делать путем сравнения измеренного распределения по относительному углу (или по относительным скоростям) для генетически связанных фрагментов с расчетом кулоновских траекторий продуктов многотельного развала возбужденного спектатора мишени;
получение новых данных о влиянии коллективного потока на энергетические спектры фрагментов, возникающих в соударениях релятивистских легких ионов с золотом.
Основное содержание диссертационной работы изложено в четырёх главах.
В первой главе дано физическое обоснование постановки эксперимента для изучения ядерной мультифрагментации. Показано, что выбранная методика регистрации ФПМ в 4л геометрии вполне адекватна решаемым задачам. Описана установка ФАЗА, работающая в 4л геометрии на пучках релятивистских частиц на синхрофазотроне-нуклотроне ОИЯИ. Проведён анализ измеряемой множественности ФПМ, модельный расчёт. Обсуждены вопросы определения энергии возбуждения спектатора мишени.
Во второй главе диссертации проведён анализ экспериментальных данных позволивший построить корреляционную функцию для генетически связанных фрагментов. Определено среднее время эмиссии для ФПМ, возникающих в соударениях релятивистских лёгких ядер с
мишенью из золота. Это сделано путем сравнения измеренного распределения по относительному углу для совпадающих фрагментов с расчетом кулоновских траекторий продуктов многотельного развала возбужденного спектатора мишени.
В третьей главе диссертации обсуждаются результаты экспериментов по определению скорости источника спектатора мишени. Сделано сравнение с модельным расчётом.
Четвёртая глава посвящена изучению спектров кинетических энергий ФПМ полученных в реакциях 12С(22.4 ГэВ)+Аи и 4Не(14.6 ГэВ)+Аи. Показано, что в этом случае средние кинетические энергии образованных фрагментов больше, чем энергии получаемые в чистом тепловом распаде. Эффект связан с наличием коллективного потока в расширяющемся перед распадом спектаторе мишени.
Результаты, вошедшие в диссертацию, неоднократно докладывались на
семинарах ЛЯП, специализированном научном семинаре по
релятивистской ядерной физике ЛВЭ, семинаре
научно-экспериментального отдела ядерной спектроскопии и радиохимии ЛЯП, на Международной школе-семинаре по физике тяжёлых ионов (Дубна, 1993г.), на XXII международном совещании по свойствам ядер (Хиршег, Австрия, 1994г.), на втором международном симпозиуме по ядерной фрагментации (Санкт-Петербург, Россия, 1994г.), на XV конференции по физике ядерного деления (Санкт-Петербург, Россия, 1995г.), на Международной школе-семинаре по физике тяжёлых ионов (Дубна, 1997г.), на IX Международной конференции по механизмам ядерных реакций (Варена, Италия, 2000г.), на Международном рабочем совещании по релятивистской ядерной физике (Варна, Болгария, 2001г.), на VIII международной конференции по ядро-ядерным взаимодействиям (Москва, Россия, 2003г.), на 18й международной конференции по фазовым переходам в сильно взаимодействующей материи (Прага, Чехия, 2004г.), на LV национальной конференции по ядерной физике (Санкт-Петербург, Россия, 2005г.). Основные результаты диссертации опубликованы в работах [10,15-44].
Множественность ФПМ и энергия возбуждения источника
В связи с тем, что основной пучок бомбардирующих мишень частиц сопровождается протяжённым гало быстрых вторичных частиц, предпринимались усилия по отделению в ДМФ фоновых импульсов. Фоновые импульсы связаны, в основном, со случайными совпадениями триггерных импульсов с черенковским излучением, возникающим при прохождении релятивистских частиц через оптически плотную среду материалов сцинтилляторов, световодов и ФЭУ. Для отделения этого фона используется метод двойного стробирования импульсов, основанный на дискриминации импульсов по их форме. Триггерный сигнал вырабатывает два строба одинаковой длительности (50 не): один (назовём его первым) предназначен для интегрирования импульса ФЭУ в области его максимума, а второй строб приходит на 800 не раньше первого и обеспечивает интегрирование в области нарастания этого же импульса.
На двухмерном графике, изображающем амплитудное распределение импульсов от сцинтилляторов, проинтегрированных этими двумя способами (рис. 1.12), отчётливо видно разделение импульсов от CsI(Tl) и фоновых, полученное для обоих типов световодов (сплошных и комбинированных). Амплитуда от первого сигнала откладывается по оси абсцисс. Истинные сигналы группируются около прямой линии, наклон которой определяется скоростью нарастания импульса CsI(Tl). Фоновые (случайные) сигналы локализуются в основном выше истинных. Это связано с тем, что спад импульсов существенно длиннее, чем их фронт, и при случайных совпадениях чаще всего оба строба оказываются именно на спаде. Этому отвечает как раз меньшее отношение первого сигнала ко второму.
Количество случайных совпадений, оставшихся в "окне" импульсов от CsI(Tl), как правило, невелико и зависит от позиции конкретного счётчика. Для оценки уровня этого фона рассмотренное выше двухмерное распределение проецировалось на ось, перпендикулярную дорожке истинных импульсов. В результате получается чётко выраженный пик, расположенный на пьедестале фоновых случайных совпадений, вклад которых теперь легко можно учесть. Фон случайных совпадений при использовании сплошных световодов был значительно выше соответствующего фона для комбинированных световодов новой конструкции. Так, например, для спектра, иллюстрирующего метод двойного стробирования (рис. 1.12), вклад фона составляет 15.2 и 1.2% для разных типов световодов.
При усреднении данных по 56-ти счётчикам ДМФ (остальные 8, расположенные в непосредственной близости от оси пучка и имеющие значительно более высокий уровень фона, из анализа исключены) получены значения уровня фона 10.4% для сплошных световодов и 1.7% -для комбинированных. Следует заметить, что прямого сравнения этих величин делать нельзя ввиду использования различных реакций: С(3.6 ГэВ/нуклон) + Аи - для сплошных световодов и /?(8.1 ГэВ) + Аи - для комбинированных световодов. Однако при учёте различных сечений образования быстрых вторичных частиц и ядерных фрагментов на пучках протонов и углерода можно оценить эффективность модифицированного световода по сравнению со старым вариантом. Если предположить, что весь наблюдаемый фон связан со случайными совпадениями, то использование световодов новой конструкции снижает этот фон в 10 раз.
Сбор и анализ информации. Электронное оборудование и программное обеспечение установки ФАЗА описаны в [18]. Блок-схема электроники представлена на рис. 1.13. Современная схема претерпела незначительные изменения, в основном, в той части, которая связана с заменой использовавшихся ранее времяпролётных телескопов на телескопы ДЕ-Е и переходом на ПЭВМ с программ, работающих под DOS [18] на программы, работающие под Windows [39]. Сбор и накопление экспериментальных данных, получаемых в системе КАМАК производился с помощью мощной ПЭВМ с двумя процессорами Pentium, работающей в on-line режиме. Данная ПЭВМ используется также для off-line обработки данных.
Признаком прохождения фрагмента через телескоп было совпадение пропорционального счётчика и полупроводникового детектора (рис. 1.13). Для получения триггерного сигнала для зарядовых и амплитудных кодировщиков использовалась логическая сумма сигналов совпадений получаемых для каждого телескопа. После этого вырабатывался строб сигнал 1.5мкс для амплитудных кодировщиков (кодирующих сигналы с ТС) и строб сигналы 50нс со сдвижкой 800нс для зарядовых кодировщиков, используемых для оцифровывания сигналов с ДМФ.
Сравнение модели и экспериментальных данных
Обычно, механизм реакции с лёгкими налетающими частицами делится на два этапа. Первый этап состоит из из быстрого привнесения энергии возбуждения в ядро-остаток и вылета из зоны взаимодействия очень быстрых лёгких частиц. Здесь, обычно, используются кинетические модели для описания неупругого взаимодействия адронов и ядер с ядрами при промежуточных и релятивистских энергиях. В них разрешено перерассеяние адронов, образованных внутри ядра и распады резонансов. Мы использовали обновлённую версию модели внутриядерного каскада (RC) [57] для нахождения зарядов, массовых чисел и энергии возбуждения ядра-остатка.
Второй этап представляет собой распад спектатора мишени, который может быть описан статистическими моделями мультифрагмеитации, такими как, модель статистической мультифрагмеитации (SMM) [58] и модель расширяющегося излучающего источника (EES) [59].
Модель внутриядерного каскада. RC - версия кварк-глюонной струнной модели [60] усовершенствованная для использования при релятивистских энергиях [61]. Это микроскопическая модель, использующая релятивистские транспортные уравнения Больцмановского типа и струнную феноменологию для адронных взаимодействий. Барионы и мезоны принадлежат двум нижним SUQ) мультиплетам в которые входят и их античастицы. Образование адронов происходит в результате формирования и распада кварк-глюонных струн. Разрешается перерассеяние адронов образованных в ядре и распад резонансов. Взаимодействия адронов должны происходить таким образом, чтобы для конечных состояний выполнялся принцип Паули. Используется время ту- = 1 Фм/с для формирования образующихся частиц.
Пренебрегалась динамика среднего поля, но был сохранён ядерный скалярный потенциал для определения начального состояния в локальном Томас-Ферми приближении, с изменением во времени только глубины потенциала в соответствии с числом выбитых нуклонов. Такое приближение "замороженного среднего поля" позволяет использовать в расчёте энергию связи ядра и принцип Паули, а также оценить энергию возбуждения ядра-остатка подсчётом частично-дырочных возбуждений. Это приближение является хорошим для адрон-ядерных или периферических ядро-ядерных взаимодействий при небольших изменениях среднего поля и является сомнительным для сильных центральных взаимодействий тяжёлых ионов. Однако, в центральных взаимодействиях, фракция спектаторного вещества мала и возможный фазовый объём для барионов увеличен, т.о. ожидается уменьшение ядерных связей и эффекта Паули.
Традиционно предполагается, что после завершения стадии каскада ядро-остаток остаётся в равновесном состоянии. В общем случае это не очевидно. RC имеет возможность описать достижение термодинамического равновесия в модели предравновесного (РЕ) возбуждения [57, 62, 63]. Часть предравновесных частиц может быть испущена во время процесса термализации, что приводит к изменению характеристик термализованного ядра-остатка.
Вероятность данного канала реакции пропорциональна в SMM [58] его статистическому весу. Кулоновскую энергию системы определяет объём из которого происходит эмиссия фрагментов. В SMM объём параметризуется следующим образом Уь = (\+к)А1р0, где А - массовое число распадающегося ядра, р0 - нормальная ядерная плотность к к -свободный параметр. В работах [10, 24, 64] нами показано, что распад происходит при пониженной плотности. Предполагается, что пониженная плотность получается в результате расширения системы за счёт теплового давления. Для получения распределения по множественности ФПМ допускается образование возбуждённых фрагментов с последующим снятием возбуждения. Рис. 1.19 показывает зависимость средней множественности ФПМ от энергии возбуждения, полученной при к = 2 и к = 5, что соответствует плотности распада системы порядка 1/Зу?0 и 1/6у?0 , соответственно. Расчёты выполнялись в рамках комбинированной модели RC+SMM для взаимодействия 3#е(4.8 ТэВ)+Аи. Сначала, множественность фрагментов возрастает с ростом энергии возбуждения. Затем, достигает максимума и спадает в силу того, что происходит испарение перегретой системы. Этот так называемый "подъём и спад" мультифрагментации хорошо виден на рисунке и был впервые продемонстрирован экспериментально группой ALADIN для взаимодействия ,97Ли(600 МэВ/нуклон) с AluCu мишенями [65].
Изменения плотности, при которой происходит распад системы, слабо меняет М . Кинетические энергии фрагментов зависят от плотности, поскольку они определяются в, основном, сильно зависящим от размеров системы Кулоновским полем. Использование больших значений объёмного параметра {к = 5) приводит к меньшим (чем в эксперименте) кинетическим энергиям фрагментов [31]. В наших дальнейших расчётах мы использовали к = 2 основываясь на корреляционном анализе данных [24]. Все расчёты выполнялись в "по-событийном" режиме.
В последующих наших работах [66-67] делается вывод о том, что существует два объёма характеризующих процесс мультифрагментации. Первый объём соответствует стадии образования фрагментов, которые взаимодействуют между собой ядерными силами. Второй объём соответствует достаточно сильно разделённым фрагментам, между которыми происходит только кулоновское взаимодействие. Первый объём может быть получен из анализа зарядовых распределений фрагментов, второй - из анализа кинетических энергий образующихся фрагментов.
Угловые и зарядовые распределения
Определение временной шкалы множественной эмиссии ФПМ является ключевым моментом в понимании процесса мультифрагментации. Имеет ли место последовательная и независимая эмиссия ФПМ, или происходит многотельный распад с почти "одновременной" эмиссией фрагментов? "Одновременным" [77] мы называем образование всех исходных фрагментов за времена короче, чем время кулоновского взаимодействия между фрагментами тс - характерного времени ускорения в кулоновском поле источника, за которое фрагмент приобретает 63% от конечной кинетической энергии. При этом возможно вторичное, более медленное испарение нуклонов и а-частиц из возбуждённых исходных фрагментов. Назовём временем эмиссии тет - среднюю сдвижку во времени между моментами вылета двух фрагментов. Когда тет тс, фрагменты ускоряются в общем кулоновском поле, взаимодействуя друг с другом электромагнитным образом. В этом случае мы имеем дело с многотельным распадом, а не последовательным и независимым испарением фрагментов. Таким образом, измерение времени эмиссии тет или среднего времени жизни т фрагментирующей системы даёт прямой ответ на вопрос о природе феномена мультифрагментации. Использование среднего времени жизни т фрагментирующей системы приводит к экспоненциальному закону распределения фрагментов во времени P(t) exp(/i) [22, 78]. Средний временной интервал между последовательно испущенными фрагментами зависит от средней множественности ФПМ: и примерно равен среднему времени жизни т. Немного другая параметризация использовалась в работах [79, 80], где экспоненциальным законом описывается временная сдвижка между последовательной эмиссией фрагментов P(At) exp(-At/Tem)- Среднее время эмиссии тет 100 fm/c было получено для центральных взаимодействий 36Ar + Аи для энергий 50-100 МэВ/нукл при использовании трёхтельной модели [78] для определения Кулоновских траекторий. Верхний предел 250 fm/c был получен для взаимодействия 56Fe + Au при энергии Е/А = 100 МэВ [79]. В работе [80] делается заключение, что для взаимодействия Кг + Nb среднее время между фрагментами уменьшается от 400 fm/c при Е/А = 35 МэВ до 125 fm/c при Е/А = 55 МэВ с возможным насыщением при больших энергиях. Очень короткие времена тет были получены в работе [81] при взаимодействиях пучка золота с энергией 600 МзВ/ігукл. с различными мишенями в обратной кинематике.
Систематика времени эмиссии фрагментов в функции энергии возбуждения показана на рис. 2.1 [82]. Видно, что время эмиссии фрагмента быстро падает при энергиях возбуждения 2-4 МэВ/нукл. достигая величины тет 70 fm/c. Использовались две процедуры для для определения временной шкалы процесса: Анализ корреляционной функции двух ФПМ из одного события в функции их относительного угла или относительной скорости. Корреляционная функция претерпевает минимум при 0rei = 0 (vie\ = 0), происходящий из за кулоновского отталкивания между совпадающими фрагментами.
Величина этого эффекта сильно зависит от среднего времени жизни т. Увеличение т приводит к более слабому кулоновскому расталкиванию при малых относительных углах.
В данной главе определяется временная шкала эмиссии ФПМ из сравнения экспериментальной корреляционной функции с расчётной для многотельных кулоновских траекторий в которых т (или тет) берётся в качестве параметра. Первые измерения временной шкалы для тепловой мультифрагментации были выполнены в наших работах [22, 24] для реакции 4#е(14.6 ТэВ)+Аи путём анализа угловых корреляций ФПМ. Позже, время распада 20-50 fm/c, было получено при анализе корреляций относительных скоростей фрагментов для реакции #е(4.8 ГэВ)+Ли [83].
Взаимодействие 4Не с мишенью из золота описывалось на начальном этапе моделью внутриядерного каскада [57], которая формирует возбуждённые ядра-остатки с зарядами ZR , массами AR и энергиями возбуждения ER распределёнными в широком диапазоне, зависящем от параметра удара. Некоторые их них, если энергия возбуждения достаточно велика, претерпевают множественную эмиссию фрагментов. Следующий этап реакции описывается статистической моделью мультифрагментации SMM [54]. В этой модели вероятности разных каналов распада пропорциональны их статистическим весам. Объём, в котором происходит распад и определяется кулоновская энергия системы, берётся равным Уь = (1 + JC)AR/P0, где равновесная ядерная плотность р0= 0.15 fm н к -модельный параметр. Таким образом, предполагается тепловое расширение системы перед развалом.
Образуются горячие фрагменты. Далее, происходит снятие возбуждения горячих фрагментов, что приводит к образованию ансамбля холодных фрагментов, которые могут быть зарегистрированы. Все стадии реакции разыгрываются по методу Монте-Карло так, что рассчитываются характеристики всех образованных частиц в каждом событии. SMM даёт координаты и импульсы всех фрагментов, которые используются в дальнейших расчётах. Классические кулоновские траектории всех заряженных частиц в событии определялись по коду разработанному в [84]. Прежде всего, исследовалась эволюция траекторий в процессе ускорения. Рис. 2.2 показывает распределение относительных углов между импульсами генетически связанных фрагментов, полученных для разных времён texu после начала ускорения. Расчёт сделан для мгновенного развала системы и к = 2 (рь = 1/3-р0). В представленных вычислениях учитывался вторичный распад горячих фрагментов после ускорения и экспериментальный фильтр. В начальный момент времени наблюдается небольшое увеличение фрагментов с малыми относительными углами, связанное с импульсом отдачи ядра-остатка, "кулоновский минимум" формируется в промежутке от 50 до 1000 fm/c после момента развала. Таким образом, 3000 fm/c является подходящим временем для остановки расчёта траекторий.
Энергетические спектры фрагментов
Эффект радиальной коллективной энергии для взаимодействия 1-А ГэВ Аи + С (в обратной кинематике) был рассмотрен в работе [96]. в анализе поперечных кинетических энергий Kt фрагментов с Z = 2-7. Анализ данных был выполнен для двух значений интервалов множественностей заряженных частиц, соответствующих периферическим и центральным взаимодействиям. Использовалась Берлинская версия статистической модели [97] с радиальными скоростями, соответствующими экспериментальным значениям Kt . В случае периферических соударений полученные скорости расширения близки к значениям на рис. 4.3, но соответствующие средние множественности ФПМ (в наших определениях) меньше, чем 1.5. Для центральных взаимодействий ( МФПМ 4) скорость расширения 1.5 раза больше. Промежуточный случай, к сожалению, недоступен. Поэтому, была сделана интерполяция, которая показала, что в нашем анализе значения vjiow слегка меньше значений в работе [96]. Это может быть следствием того, что Берлинская версия статистической модели [97] занижает кулоновскую часть кинетической энергии фрагментов [31] так как использует слишком маленькую плотность (р/= 1/6 ро) в момент развала.
В данной главе проводится анализ кинетических энергий фрагментов возникающих в результате взаимодействия золотой мишени с пучками р(2.1, 3.6 и 8.1 ГэВ), 4Не(4 и 14.6 ГэВ) и 12С(22.4 ГэВ). Спектры кинетических энергий, полученные в р(8.1 ГэВ) + Аи взаимодействии, хорошо описываются модифицированным вариантом каскадной и SMM модели. Однако, в реакциях происходящих под действием 4Не и 12С наблюдается большее, по сравнению с расчётом, количество энергичных ФПМ. Мы объясняем этот эффект наличием коллективного потока системы, возникающего под действием высокого теплового давления. Предполагая линейное распределение скорости потока, мы получили скорость потока на поверхности 0.1с как для 4Не + Аи, так и для 12С + Аи взаимодействий. Детальное изучение кинетических энергий фрагментов указывает на то, что тяжёлые фрагменты с большей вероятностью образуются во внутренней части системы.
Изучение процесса мультифрагментации на пучках протонов и лёгких ядер даёт важную информацию о таком аспекте процесса, как переход от теплового распада к распаду с наличием динамических эффектов. 1. Создана первая в мире 4я-установка ФАЗА для изучения тепловой мультифрагментации высоковозбужденных спектаторов мишени, образующихся в соударениях легких релятивистских ионов с ядрами. 2. Впервые было доказано в 1994г. путём измерения среднего времени эмиссии фрагментов, что тепловая мультифрагментация действительно новый, многотельный тип распада горячих ядер, а не последовательное и независимое испарение частиц. В наиболее "чистом" виде тепловая мультифрагментация имеет место при соударении релятивистских протонов с ядрами. 3. С увеличением энергии пучка средняя множественность ФПМ растет, но достигает насыщения при энергиях, превышающих 6 ГэВ. Это наблюдение не удается описать в традиционной двухступенчатой модели: внутриядерный каскад + статистическая модель мультифрагментации. Делается вывод, что внутриядерный каскад плохо описывает свойства остаточных ядер (A, Z, Е ) особенно в области больших энергий возбуждения, где и происходит многотельный развал ядер. 4. Для более адекватного описания свойств фрагментирующих ядер развита эмпирическая процедура учета дополнительного сброса энергии и массы на стадии расширения ядра (за счет теплового давления) перед развалом. Это делается введением одного параметра «а», который выбирается из условия согласия с экспериментом по средней множественности фрагментов. Таким образом получается модель RC + а + SMM, которая успешно описывает распределения ФПМ по множественности и заряду, спектры кинетических энергий, угловые распределения для соударений р + Аи. 5. Эта модель успешно описывает распределения по множественности и заряду фрагментов и для соударений 4Не + Аи и 12С + Аи, что указывает на то, что по этим характеристикам при переходе от протонов к более тяжелым бомбардирующим частицам в механизме реакции ничего не меняется: во всех случаях - тепловая мультифрагментация. 6. При переходе от протонного пучка к более тяжёлым бомбардирующим частицам спектры кинетических энергий становятся более жесткими. Это вызвано появлением коллективной компоненты в спектре кинетической энергии фрагментов. Она связана с радиальным коллективным потоком в фрагментирующем ядре в момент развала, вызванного более значительным разогревом спектатора мишени на пучках 4Не и 12С (а следовательно и более высоким тепловым давлением). 7. Выделение коллективной компоненты из кинетической энергии фрагментов и анализ ее корреляции с зарядом фрагмента позволили получить интересную и неожиданную информацию о пространственной конфигурации системы в момент развала: получена зависимость средних радиальных координат ФПМ от их заряда. Оказалось, что средняя радиальная координата фрагментов уменьшается с увеличением Z значительно быстрее, чем предсказывается в SMM. Отклонение данных от предсказаний Статистической Модели Мультифрагментации связано с тем, что модель предполагает одинаковую вероятность образования ФПМ в любой доступной точке системы. В действительности это не так, более тяжелые фрагменты преимущественно рождаются ближе к центру системы, что указывает на неоднородное распределение плотности в сильно возбужденном ядре. 8. Проведенные исследования приводят к заключению о том, что, несмотря на общий успех Статистической Модели Мультифрагментации, описание условий в момент развала возбужденного ядра слишком упрощено в этой модели. Исследование энергетических спектров фрагментов является эффективным способом получения информации о конфигурации и динамике ядерной системы в момент развала.
