Экспериментальное исследование пространственно-временных характеристик и динамических эффектов в процессе ядерной мультифрагментации на пучках релятивистских легких ионов

• Автор: Авдеев, Сергей Петрович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 98 с. : ил.

I. Множественность фрагментов
§ 1. Постановка эксперимента
§2. Анализ измеряемой множественности ФПМ
§ 3. Модельный расчёт. 3
§4. Множественность ФПМ и энергия возбуждения источника. 40 §5. Выводы
II. Время эмиссии фрагментов
§ 1. Описание модели. 5
§2. Сравнение модели и экспериментальных данных
§3. Выводы
III. Скорость источника. Угловые и зарядовые распределения
§ 1. Скорость источника
§2. Плотность системы в момент развала
§3. Угловые и зарядовые распределения
§4. Выводы
IV. Коллективный поток
§ 1. Энергетические спектры фрагментов
§2. Определение потока
§3. Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ПРИЛОЖЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

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 < 1 < 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 найдено в [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 , Ус=1/рс (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= 15-20 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.
Для фрагментации происходящей под действием протонных пучков с энергиями 2.16, 3.6 и 8.1 ГэВ, значения АМр были получены из расчёта в рамках ЯС+а+ЗММ, где распад разреженной системы происходит при плотности р/=1/3-р0 [58]. Для пучков 40Аг [74], 36Аг [75] и 129Хе [76] массовые числа Амг были оценены в предположении, что уменьшение массового числа начальной системы перед распадом должно быть, как при фрагментации под действием протонных пучков. Для Аи + С взаимодействия Амг находилось так, как и для периферических взаимодействий Аи + Аи [71]. Закрытыми точками на рис. 1.26 показаны инклюзивные данные (усреднённые по всему диапазону входных параметров). В случае центрального взаимодействия Аи + Аи с энергией 100 МэВ/нуклон [72] (открытая точка) Амр оценена в статье [32].
Отнормированная таким образом множественность фрагментов для взаимодействий с тяжёлыми ионами только слегка больше, чем для реакций происходящих под действием релятивистских лёгких ионов. Процесс образования ФПМ совершенно не чувствует динамику реакции. Это наблюдение указывает на то, что переданная ядру-остатку энергия является основной величиной контролирующей его распад. На правой шкале рис. 1.26 представлены энергии возбуждения на один нуклон (согласно БММ), соответствующие левой шкале. Это есть тепловая энергия возбуждения £Т.