ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2020, том 83, № 2, с. 140-148
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ИЗМЕРЕНИЕ СЕЧЕНИЙ ИНКЛЮЗИВНОГО ОБРАЗОВАНИЯ
ЗАРЯЖЕННЫХ АДРОНОВ В ПЕРЕДНЕМ НАПРАВЛЕНИИ В
УГЛЕРОД-УГЛЕРОДНЫХ СТОЛКНОВЕНИЯХ ПРИ ЭНЕРГИИ ПУЧКА
19.6 ГэВ НА НУКЛОН
©2020 г. А. Г. Афонин1), М. Ю. Боголюбский1), А. А. Волков1), Д. К. Елумахов1)*,
В. Н. Запольский1), А. А. Иванилов1), А. Ю. Калинин1), А. Н. Криницын1),
Н. В. Кулагин1), В. И. Крышкин1), Д. И. Паталаха1), К. А. Романишин1),
В. В. Скворцов1), В. В. Талов1), Л. К. Турчанович1), Ю. А. Чесноков1)
Поступила в редакцию 28.10.2019 г.; после доработки 04.11.2019 г.; принята к публикации 04.11.2019 г.
Измерены инвариантные сечения образования заряженных адронов вперед под нулевым углом в
углерод-углеродных столкновениях при кинетической энергии 19.6 ГэВ на нуклон на ускорительном
комплексе У-70. Эксперимент проводился на комбинированном спектрометре, который включал в
себя канал № 22 и детекторы установки ФОДС. Магнитная жесткость канала изменялась в диапазоне
от 7 до 70 ГэВ/c. Результаты сравниваются с предсказаниями модели FTFP и автомодельного подхода.
DOI: 10.31857/S0044002720020014
1. ВВЕДЕНИЕ
данные сравниваются с существующими дан-
ными из других экспериментов, предсказаниями
Появление углеродного пучка на ускорительном
модели FTFP (Fritiof) [13, 14] и с расчетами
комплексе У-70 открывает новые возможности
по феноменологической параметризации сечений
для изучения релятивистской ядерной физики, в
А.А. Балдина [15], основанной на автомодель-
частности, в экспериментах по рождению частиц и
ном подходе к процессам ядерных столкновений
ядерных фрагментов.
[16, 17], с использованием в качестве аргумента
Существующие данные по выходам адронов
введенной В.С. Ставинским минимальной энергии
и ядерных фрагментов в АА-взаимодействиях в
сталкивающихся конституентов
[18] (далее по
тексту эти расчеты именуются как автомодельный
экспериментах с фиксированными мишенями бы-
подход).
ли получены при более низких энергиях (0.3-
14 ГэВ/нуклон) [1-8]. В данной работе рассмат-
риваются образования адронов вперед под малыми
2. ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТА
углами (менее 3 мрад) к оси пучка в углерод-
углеродных столкновениях при энергии 19.6 ГэВ на
Схема экспериментальной установки показана
нуклон. Проведенное исследование является логи-
на рис. 1. Выведенный из ускорителя углеродный
ческим продолжением эксперимента по образова-
пучок попадает на ядерную мишень, установлен-
нию частиц в переднем направлении для pA и AA-
ную после магнита M1. Использовалась углерод-
взаимодействий [9]. Для измерений использовался
ная мишень длиной 2 см и диаметром 3 см. Для изу-
комбинированный спектрометр, состоящий из ка-
чения фона проводились дополнительные измере-
нала № 22 ускорительного комплекса У-70 [10]
ния без мишени. Интенсивность пучка составляла
и одного из плеч экспериментальной установки
около 109 ядер углерода за цикл при длительности
ФОДС [11].
вывода 1.2 с и измерялась при помощи ионизаци-
онной камеры [19]. Углеродный пучок на мишени
Монте-Карло-моделирование эксперимента
в плоскости, перпендикулярной к его оси, имел
проводилось с использованием Geant4 (версия
размеры пятна приблизительно 4 мм по вертикали
10.02.p02) [12]. Полученные экспериментальные
и 12 мм по горизонтали. Профили пучка близки
1)Национальный исследовательский центр “Курчатовский
к распределению Гаусса. В начале эксперимента
институт”— ИФВЭ, Протвино, Россия.
параметры пучка измерялись посредством радио-
*E-mail: Dmitriy.Elumahov@ihep.ru
хромной дозиметрической пленки и в дальнейшем
140
ИЗМЕРЕНИЕ СЕЧЕНИЙ ИНКЛЮЗИВНОГО
141
мишень
M1
Q1
K1
M2
Q3
Q9
Q7
M4
M3
Q6
K4
Q5
Q4
Q2
K2
Q10
Q8
K5 K3
z
100 м
0 м
S7
HCAL
RICH
DT
S6
SA
S5
S4
S3
C3
C2
S2
C1
S1
DC
z
30 м
0 м
Рис. 1. Схематичное изображение 22 канала (сверху) и регистрирующей установки (снизу). Направление пучка —
справа налево. M — магниты, Q — квадрупольные линзы, K — коллиматоры, сплошными черными прямоугольниками
показана защита. S — сцинтилляционные счетчики, C — пороговые черенковские счетчики, DC — дрейфовые камеры,
DT — дрейфовые трубки, RICH — спектрометр колец черенковского излучения, HCAL — адронный калориметр.
периодически контролировались с помощью по-
единственного трека в событии. Полученные зна-
движного сцинтилляционного счетчика.
чения углов, заряда и заданная магнитная жест-
кость канала позволяли отобрать срабатывания в
Вторичные частицы захватывались каналом и
СКОЧ и восстановить массу частицы. Необходимо
транспортировались до детекторов установки. Ре-
гистрация отрицательно заряженных частиц про-
отметить, что СКОЧ регистрирует фотоны черен-
водилась с раскрытыми коллиматорами канала.
ковского света с углами от 40 до 120 мрад отно-
При этом телесный угол захвата частиц в канал со-
сительно оси детектора, а максимальный угол че-
ставлял 35 мкср, а их импульсный разброс σp/p0 ≃
ренковского излучения для релятивистских частиц
составляет 93 мрад. Поэтому для идентификации
≃ 2.4%.
частиц, не дающих кольца черенковского света в
При работе с вторичным пучком положительно
детекторе, например, антипротонов с импульсами
заряженных частиц интенсивность ограничивалась
меньше 10 ГэВ/c, требовалось наличие единствен-
изменением раскрытия коллиматоров. В этом слу-
ного трека при отсутствии сигнала в СКОЧ. По-
чае телесный угол захвата частиц в канал состав-
роговые черенковские счетчики были необходимы
лял 3.4 мкср, а импульсный разброс σp/p0 ≃ 1.2%.
для дополнительного выделения частиц, сечения
Анализирующая часть установки, показанной
образования которых сравнимы с остаточным фо-
на нижней части рис. 1, состоит из набора поро-
ном в распределении реконструированных масс.
говых черенковских счетчиков, сцинтилляционных
Адронный калориметр использовался в первую
счетчиков, трековой системы [20], спектрометра
очередь для подавления мюонов, неотличимых из-
колец черенковского излучения [21] (СКОЧ) и ад-
за разрешения СКОЧ от π+,π--мезонов, и для
ронного калориметра [22].
подавления событий, в которых энергия частиц, с
учетом всех восстановленных параметров, не со-
гласуется с магнитной жесткостью канала.
3. ОБРАБОТКА ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ
ДАННЫХ
Критически важным для эксперимента являлся
расчет аксептанса канала и экспериментальной
Отбор одиночных частиц и определение их за-
установки, а также учет выбывания вторичных
ряда проводились по амплитуде сигналов со сцин-
частиц за счет распадов и взаимодействий в ве-
тилляционных счетчиков методом выбора лучшей
ществе. Для этого были проведены Монте-Карло-
гипотезы относительно количества прошедших ча-
расчеты в Geant4, и соответствующие поправки
стиц, их зарядов и возможного изменения за-
были вычислены с учетом экспериментальных кри-
ряда в процессе пролета через вещество уста-
териев отбора событий [23].
новки (например, из-за распада или взаимодей-
ствия), с учетом амплитудного разрешения счетчи-
Инвариантные сечения образования частиц вы-
ков. При помощи трековой системы определялись
числялись из измеренных нормированных выходов
углы вхождения частиц в СКОЧ относительно оси
частиц из мишени, аксептанса установки и попра-
канала. Дополнительно проводился отбор собы-
вок, связанных с распадами частиц и их взаимо-
тий по количеству треков для подавления фона от
действием в веществе. В табл. 1 и 2 представле-
взаимодействий в веществе установки и распадов
ны полученные инвариантные сечения образования
ядерных фрагментов. Критерием являлось наличие
адронов.
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83
№2
2020
142
АФОНИН и др.
Таблица 1. Сечения отрицательно заряженных частиц, приведены только статистические ошибки
σ, (мбн ГэВ)/(ср(ГэВ/c)3)
p, ГэВ/c
π-
k-
p
8.0
3.51e+02 ± 8.56e-01
9.12e+00 ± 4.07e-01
1.70e+00 ± 6.33e-02
11.0
1.21e+02 ± 3.07e-01
2.23e+00 ± 8.19e-02
5.80e-01 ± 2.27e-02
16.0
1.70e+01 ± 5.57e-02
3.40e-01 ± 1.23e-02
5.51e-02 ± 5.11e-03
21.0
2.55e+00 ± 9.71e-03
4.61e-02 ± 1.80e-03
8.20e-03 ± 1.17e-03
26.0
3.53e-01 ± 5.04e-03
6.65e-03 ± 9.90e-04
2.27e-03 ± 1.15e-03
31.0
3.43e-02 ± 7.41e-04
1.14e-03 ± 2.08e-04
1.00e-04 ± 4.80e-05
36.0
2.04e-03 ± 1.16e-04
4.19e-05 ± 7.13e-05
39.0
6.45e-04 ± 7.76e-05
42.0
2.67e-04 ± 4.25e-05
46.0
1.99e-04 ± 1.23e-04
4. СИСТЕМАТИЧЕСКИЕ ОШИБКИ
жения пучка и его размера, что также приводит к
ИЗМЕРЕНИЙ
неопределенности в вычитании фона, составляю-
щего примерно половину от всех регистрируемых
Основную неопределенность в результаты дан-
событий. Так как в эксперименте отсутствовали
ных измерений вносят систематические ошибки
точные средства контроля профиля и положения
нормировки сечений. Ошибка калибровки иониза-
пучка, можно только сделать оценку систематики
ционного монитора составляет около 30%. Монте-
и сравнить ее с реальным разбросом в данных. При
Карло-моделирование показало сильную зависи-
измерениях отрицательно заряженных частиц с от-
мость геометрического аксептанса канала от раз-
крытыми коллиматорами ожидается неопределен-
мера пучка и его смещения от оси канала. Из-за
ность в нормировке в 2-3%, для положительно за-
этого нормировка зависит от стабильности поло-
ряженных частиц — 15-20%. Для проверки оце-
нок систематических ошибок выборочно было про-
Таблица 2. Сечения положительно заряженных частиц,
ведено несколько повторных измерений. Для по-
приведены только статистические ошибки
лученных выходов положительных частиц разница
составила 15%, для отрицательных — 4%, что со-
гласуется с оценками из Монте-Карло-расчетов.
σ, (мбн ГэВ)/(ср(ГэВ/c)3)
p, ГэВ/c
Еще один вклад в ошибку измерений вносит
p
π+
неопределенность в значении магнитной жесткости
20.0
2.88e+04 ± 1.47e+02 4.62e+00 ± 1.81e+00
канала. Она оценивается в 1-2% от выставленного
20.5
3.32e+04 ± 1.17e+02
значения и предполагается, что этот относитель-
ный сдвиг будет общим для всех измеренных точек.
24.0
4.55e+03 ± 2.80e+01
Также на качество результата влияют примеси
25.0
2.23e+03 ± 1.59e+01
8.52e-01 ± 3.14e-01
посторонних частиц и ядер в пучке. Для измерения
26.8
9.44e+02 ± 1.24e+01
состава пучка проводился его анализ без мише-
ни, с минимально возможной интенсивностью и
30.0
2.51e+02 ± 8.65e+00
магнитной жесткостью канала, соответствующей
33.5
7.22e+01 ± 2.97e+00
импульсу углеродного пучка. При этом стабильно
наблюдался состав: 90%12C, 1%6Li, 6%4He,
34.2
4.03e+01 ± 2.51e+00
3% d. Расчеты методом Монте-Карло показали,
35.0
2.13e+01 ± 2.08e+00
что изменение содержания углерода в пучке до 80%
46.8
1.13e-01 ± 1.28e-01
не должно давать ошибку в сечениях более 5%.
48.0
1.05e-01 ± 8.12e-02
И последним фактором, который может иска-
зить результаты эксперимента, является примесь
50.5
2.42e-02 ± 2.10e-02
вторичных частиц, образовавшихся не в мишени,
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83
№2
2020
ИЗМЕРЕНИЕ СЕЧЕНИЙ ИНКЛЮЗИВНОГО
143
Ed2σ
мбн ГэВ
,
p2dpdΩ сp(ГэВ/с)3
106
π-
105
π+
104
p
k-
103
p
102
p
k-
FTFP
101
π+, π-
Bald.
100
10-1
p
10-2
10-3
10-4
10-5
5
10
15
20
25
30
35
40
45
50
55
Plab, ГэВ/c
Рис. 2. Сечения образования частиц в углерод-углеродных столкновениях при энергии 19.6 ГэВ/нуклон. Символы —
экспериментальные данные, сплошные кривые — расчеты по модели FTFP [13], штриховые — автомодельного подхода
(Bald.) [15]. Приведены только статистические ошибки.
а в результате взаимодействий в веществе канала
5.1. Отрицательно заряженные частицы
или детекторов установки. Моделирование пока-
Автомодельный подход описывает сечение об-
зало, что вклад от таких частиц не превышает
разования частиц как
1%. Это связано с тем, что они хорошо отбра-
ковываются по энерговыделению в калориметре и
d3σ
√Smin/(mpC2),
E
=C1Aα(X1)bAα(X2)te-0.5
(1)
реконструированной в СКОЧ массе.
d3P
где C1, C2 — константы, α(X) = (1 + X)/3 — па-
раметризация А-зависимости, mp — масса прото-
5. АНАЛИЗ РЕЗУЛЬТАТОВ
на, Smin = (X1P1 + X2P2)2 — минимальная энер-
ЭКСПЕРИМЕНТА
гия, необходимая для рождения инклюзивной ча-
— четы-
стицы данного импульса (см. [18]), P1, P2
На рис. 2 представлены полученные инвари-
рехимпульсы сталкивающихся ядер, X1, X2 — ми-
антные сечения образования адронов в сравне-
нимально необходимая доля четырехимпульса для
нии с оценками, сделанными для различных мо-
реакции. При этом было показано [15], что наклоны
делей. Сравнение с предсказаниями модели FTFP
сечений в зависимости от Smin приблизительно
c учетом систематических ошибок показывает ка-
совпадают для разных сортов частиц и различных
чественное согласие данных при импульсах, мень-
энергий пучков.
ших, чем средний импульс на нуклон в пучке уг-
Поэтому интересно сравнить полученные наши
лерода, и значительное расхождение в наклонах
результаты с уже существующими данными по об-
сечений при больших импульсах. Автомодельный
разованию частиц вперед в АА-взаимодействиях.
подход хорошо описывает наклоны сечений для ан-
На рис. 3 приведено такое сравнение с данными
типротонов, π+-, π-- и k--мезонов. Тем не менее
из [3, 7, 8]. Как видно из рисунка, зависимости
наблюдается значительная разница в абсолютных
сечения от переменной Smin имеют близкие на-
значениях, что может быть связано со значениями
клоны и несколько отличаются по нормировке.
нормировочных констант в модели, полученных при
Полученные значения параметра C2 совпадают в
сравнительно малых энергиях. С другой стороны,
пределах погрешностей и в среднем равны 0.138 ±
наблюдается явное несоответствие предсказаний
± 0.002. Из-за больших ошибок нормировки в
автомодельного подхода для сечений образования
подобных экспериментах сравнение абсолютных
протонов. Это можно объяснить тем, что модель
значений C1 довольно затруднительно, но их можно
не учитывает вклад от фрагментации углеродного
использовать для изучения поведения отношений
пучка.
разных сортов частиц от энергии пучка. На рис. 4
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83
№2
2020
144
АФОНИН и др.
−(1+X1)/3 -(1+X2)/3
Ab
At
σinv
104
C + C, 1.05 ГэВ/н
103
Si + Si, 1.65 ГэВ/н
102
Si + Si, 2.0 ГэВ/н
101
Si + Al, 14.6 ГэВ/н
100
1
C + C, 19.6 ГэВ/н
10-1
10-2
10-3
p
10-4
π-
k-
10-5
10-6
10-7
10-8
10-9
10
-100
0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0
0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5
Smin/2mp
Рис. 3. Сечения образования частиц в AA-столкновениях при различных энергиях в зависимости от минимальной
энергии сталкивающихся конституентов, необходимой для рождения инклюзивной частицы, нормированной на две массы
протона. Прямые линии — аппроксимация данных экспоненциальной функцией с фиксированным наклоном.
π- k- π-
101
k-/π-
p/π-
100
-1
10
0
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
4.0
4.5
5.0
snn, ГэВ/н
Рис. 4. Отношение параметров C1 из (1) для различных сортов частиц в зависимости от полной энергии нуклон-
нуклонного взаимодействия.
приведено отношение параметров C1 для разных
изменение соотношений частиц с ростом полной
энергии.
сортов частиц в зависимости от полной энергии
нуклон-нуклонного взаимодействия, полученное из
В рамках автомодельного подхода это можно
данных [7, 8] и настоящей работы. Наблюдается объяснить тем, что с ростом энергии вклад нена-
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83
№2
2020
ИЗМЕРЕНИЕ СЕЧЕНИЙ ИНКЛЮЗИВНОГО
145
Ed2σ
мбн ГэВ
,
p2dpdΩ сp(ГэВ/с)3
106
C + C, 1.05 ГэВ/н
105
C + C, 1.05 ГэВ/н
104
C + C, 19.6 ГэВ/н
3He + C, 2.78ГэВ/н
103
102
101
100
10-1
10-2
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
Tkin, ГэВ
Рис. 5. Сечение образования протонов в AA-взаимодействияхв зависимости от кинетической энергии протона в системе
покоя фрагментирующего ядра.
блюдаемых частиц уже не является пренебрежи-
полученное значение температуры кумулятивных
мым и, как показано в [15], может значительно вли-
процессов T2, которое, возможно, определяется
ять на сечение образования инклюзивной частицы.
вкладом многонуклонных состояний и ненуклон-
ных степеней свободы ядра [28].
На рис. 6 показано полученное значение T2
5.2. Протоны
в сравнении с результатами других эксперимен-
При изучении кумулятивного рождения ча-
тов [2, 26, 27, 29-31]. Наблюдается существенное
различие параметров T2 в разных экспериментах,
стиц [24, 25] (т.е. выше границы нуклон-нуклонного
что может быть связано с зависимостью сечений
взаимодействия) было отмечено, что сечения об-
от поперечного импульса регистрируемых частиц
разования протонов хорошо описываются суммой
или неучтенными систематическими ошибками и
двух экспонент:
требует дальнейшего изучения. Тем не менее дан-
ный результат полезен для настройки генераторов
σinv(Tkin) = c1e-Tkin/T1 + c2e-Tkin/T2 .
(2)
физических процессов, так как это первый экс-
периментальный результат, полученный при такой
Как правило, коэффициенты c1 и c2 называ-
энергии пучка.
ют мощностями испарительных и кумулятивных
Помимо этого, интересно интерпретировать ре-
процессов, а T1 и T2 — их температурой, Tkin —
зультаты в рамках кварк-кластерной модели [6]. В
кинетическая энергия частицы в системе покоя
ней ядра рассматриваются как набор нуклонных
фрагментирующего ядра. На рис. 5 представлены
кластеров. Теоретическое выражение для функции
сечения образования протонов в зависимости от
сечения имеет вид
их кинетической энергии в сравнении с результа-
тами других экспериментов [2, 26, 27], а также их
∑
σinv(x) = c0(c1g(x)w1 +
cibi(x)wi),
(3)
аппроксимация функцией (2). Как видно, сечения
образования протонов близки в широком диапа-
2
зоне энергий. Различия можно объяснить система-
где c0 — общий множитель, ci — известные из мо-
тическими ошибками в экспериментах. При этом
дели нормировочные константы, wi — вклады от
наблюдается сильная зависимость от фрагменти-
нуклонных кластеров, такие, что
∑wi = 1, g(x) —
рующего ядра. Параметр T1 соответствует импуль-
функция Гаусса, bi — функции вкладов нуклонных
сам ферми-движения нуклонов в ядре и практиче-
кластеров, предсказанные в модели, x — отноше-
ски не зависит от энергии. Интерес представляет
ние импульса вторичного протона в лабораторной
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83
№2
2020
146
АФОНИН и др.
T2, МэВ
50
45
40
35
30
25
20
15
10
5
0
10-1
100
101
102
Tkin, ГэВ/н
Рис. 6. Оценка параметра T2 из формулы (2) в зависимости от кинетической энергии пучка. Точки: ■ — настоящая
работа, □ —12C(3He, p)x (0◦) [27], • —9Be(12C, p)x (3.5◦) [31], ◦ —197Au(197Au, p)x (160◦) [30], ▾ —12C(12C, p)x
(180◦) [26], ▴ —12C(12C, p)x (0◦) [2], ♦ —12C(12C, p)x (160◦) [29].
Ed2σ
мбн ГэВ
,
p2dpdΩ сp(ГэВ/с)3
106
105
104
103
102
101
100
10-1
10-2
10-3
1.0
1.2
1.4
1.6
1.8
2.0
2.2
2.4
2.6
P/P0
Рис. 7. Инвариантное сечение образования протонов в углерод-углеродныхстолкновениях при энергии 19.6 ГэВ/нуклон
в зависимости от отношения импульса протона в лабораторной системе к среднему импульсу нуклона в ядре пучка.
Штриховые кривые — вклады от одно-, двух- и трехнуклонных вкладов в кварк-кластерной модели, сплошная —
суммарное распределение.
системе к среднему импульсу нуклона в ядрах
± 0.001. Необходимо заметить, что теоретическое
пучка. На рис. 7 показана аппроксимация диффе-
предсказание имеет “ступенчатую” форму, пло-
ренциальных сечений протонов функцией (3). Как
хо описывающую экспериментальные данные, что
видно, имеющиеся данные из-за быстрого паде-
было учтено при вычислении ошибок w2 и w3.
ния сечения позволяют сделать оценку только для
Скорее всего различие связано с неучтенными в
вкладов одно-, двух- и трехнуклонных кластеров.
модели факторами, например, внутренним движе-
Величина w2 равна 0.18 ± 0.03, а w3 равна 0.004 ± нием кластеров в ядре.
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83
№2
2020
ИЗМЕРЕНИЕ СЕЧЕНИЙ ИНКЛЮЗИВНОГО
147
Этот результат выше, чем полученный в [4]:
7.
M. Aoki, J. Beatty, D. Beavis, J. B. Carroll,
w2 = 0.098 ± 0.018,w3 = 0.006 ± 0.001, и довольно
J. Chiba, H. J. Crawford, R. Debbe, T. Doke,
близок к [32]: w2 = 0.193 ± 0.041, w3 = 0.0055 ±
J. Engelage, L. Greiner, R. S. Hayano, T. J. Hallman,
± 0.0017.
H. H. Heckman, T. Kashiwagi, J. Kikuchi,
P. N. Kirk, et al., Phys. Rev. Lett. 69, 2345 (1992),
6. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
8.
A. Shor, E. F. Barasch, J. B. Carroll, T. Hallman,
В работе представлены результаты экспери-
G. Igo, G. Kalnins, P. Kirk, G. F. Krebs,
мента на ускорительном комплексе ИФВЭ по
P. Lindstrom, M. A. McMahan, V. Perez-
Mendez, S. Trentalange, F. J. Urban, and
образованию заряженных адронов под нулевым
Z. F. Wang, Phys. Rev. Lett. 63, 2192 (1989),
углом вперед в углерод-углеродных взаимодей-
ствиях с кинетической энергией частиц пучка
9.
М. Ю. Боголюбский, А. Ю. Бордановский,
19.6 ГэВ/нуклон.
А. А. Волков, Д. К. Елумахов, В. П. Ефремов,
Получены сечения образования π+, π-, k-, p и
А. А. Иванилов, А. Ю. Калинин, А. Н. Криницын,
pв диапазоне импульсов от 8 до 48 ГэВ/c, которые
В. И. Крышкин, Н. В. Кулагин, Д. И. Паталаха,
существенно дополняют результаты эксперимен-
В. В. Скворцов, В. В. Талов, Л. К. Турчанович,
тов при более низких энергиях ядерных пучков.
ЯФ 80, 239 (2017) [Phys. At. Nucl. 80, 455 (2017)],
Совместный анализ с существующими экспери-
ментальными данными показывает, что поведение
10.
А. Г. Афонин, Н. А. Галяев, В. Н. Гресь, Ю. П. Дави-
сечений в зависимости от минимальной энергии
денко, В. И. Дианов, А. Ц. Дышкант, В. Н. Заполь-
сталкивающихся конституентов, необходимой для
ский, В. И. Котов, В. П. Крючков, С. Н. Лапицкий,
рождения инклюзивной частицы, совпадает при
В. Н. Лебедев, А. В. Максимов, А. В. Минченко,
малых и больших энергиях сталкивающихся ядер.
А. Н. Мойбенко, В. С. Селезнев, Р. М. Суляев и др.,
Сравнение измеренных сечений с теоретически-
Препринт ИФВЭ 90-38 (Протвино, 1990).
ми предсказаниями некоторых моделей показыва-
11.
В. В. Абрамов, Б. Ю. Балдин, А. Ф. Бузулуцков,
ет существенные расхождения в области больших
А. А. Волков, В. Ю. Глебов, П. И. Гончаров,
импульсов адронов.
А. Н. Гуржиев, А. С. Дышкант, В. Н. Евдокимов,
Данная работа поддержана грантом РФФИ
А. О. Ефимов, Ю. П. Корнеев, А. Н. Криницын,
В. И. Крышкин, М. И. Мутафян, В. М. Подставков,
№ 19-02-00278.
А. И. Ронжин и др., ПТЭ, № 6, 75 (1992).
12.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
tes4.10.2.html
1. D. E. Greiner, P. J. Lindstrom, H. H. Heckman,
13.
B. Cork, and F. S. Bieser, Preprint LBL-3651
dels/hadronic/FTFP.html
(Lawrence Berkeley National Laboratory, 1955).
14.
V. Uzhinsky, in Proceedings of the Joint
2. L. Anderson, W. Br ¨uckner, E. Moeller, S. Nagamiya,
International Conference on Supercomputing
S. Nissen-Meyer, L. Schroeder, G. Shapiro,
in Nuclear Applications + Monte Carlo, Tokyo,
and H. Steiner, Phys. Rev. C 28, 1224 (1983),
Japan, 2010, p. 1630.
15.
А. А. Балдин, ЯФ 56(3), 174 (1993) [Sov. J. Nucl.
3. E. Moeller, L. Anderson, W. Br ¨uckner, S. Nagamiya,
Phys 56(3), 385 (1993)].
S. Nissen-Meyer, L. Schroeder, G. Shapiro,
16.
A. M. Балдин, Краткие сообшения по физике, № 1,
and H. Steiner, Phys. Rev. C 28, 1246 (1983),
35 (1971).
17.
Ю. Д. Баюков, Л. С. Воробьев, Г. А. Лексин,
4. Б. М. Абрамов, П. Н. Алексеев, Ю. А. Бородин,
В. Л. Столин, В. Б. Федоров, В. Д. Хованский,
С. А. Булычев, И. А. Духовской, А. П. Крутенкова,
ЯФ 18, 1246 (1973).
В. В. Куликов, М. А. Мартемьянов, М. А. Ма-
цюк, Е. Н. Турдакина, А. И. Ханов, Письма в
18.
В. С. Ставинский, Краткие сообщения ОИЯИ
ЖЭТФ 97, 509 (2013) [JETP Lett. 97, 439 (2013)],
№ 18-86, 5 (1986).
19.
A. G. Afonin, V. N. Gres, and V. I. Terekhov,
5. Б. М. Абрамов, П. Н. Алексеев, Ю. А. Бородин,
in Proceedings of the 6th European Сonference
С. А. Булычев, И. А. Духовской, А. П. Крутенкова,
EPAC’98, Stockholm, Sweden, June 22-26, 1998,
В. В. Куликов, М. А. Мартемьянов, М. А. Мацюк,
p. 1613.
С. Г. Машник, Е. Н. Турдакина, А. И. Ханов, ЯФ
20.
М. Ю. Боголюбский, А. А. Волков, Д. К. Елумахов,
78, 403 (2015) [Phys. At. Nucl. 78, 373 (2015)],
А. А. Иванилов, А. Ю. Калинин, А. Н. Криницын,
В. И. Крышкин, Н. В. Кулагин, Д. И. Патала-
6. А. В. Ефремов, А. Б. Кайдалов, Г. И. Лыкасов,
ха, К. А. Романишин, В. В. Скворцов, В. В. Та-
Н. В. Славин, ЯФ 57, 932 (1994). [Phys. At. Nucl.
лов, Л. К. Турчанович, Препринт ИФВЭ 2018-12
57, 874 (1994)].
(Протвино, 2018) (принято в ПТЭ).
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83
№2
2020
148
АФОНИН и др.
21. V. V. Abramov, A. V. Alekseev, B. Yu. Baldin,
А. А. Номофилов, Н. М. Пискунов, И. М. Ситник,
V. G. Vasil’chenko, A. A. Volkov, Yu. N. Vrazhnov,
Е. А. Строковский, Л. Н. Струнов, В. И. Шаров,
A. O. Efimov, Yu. P. Korneev, V. I. Kryshkin,
Письма в ЖЭТФ 43, 467 (1987).
V. E. Rakhmatov, A. I. Ronzhin, V. I. Rykalin,
28. S.
V. Bekh, A. P. Kobushkin, and
and R. M. Sulyaev, Nucl. Instrum. Methods A
E. A. Strokovsky, Ukr. J. Phys. 62, 927 (2017),
235,
497
9002(85)90099-3
29. М. Х. Аникина, Г. Л. Варденга, А. И. Голохвастов,
22. A. A. Volkov, A. Y. Kalinin, A. V. Korablev,
В. П. Кондратьев, Л. В. Краснов, Ю. А. Лакомкин,
A. N. Krinitsyn, V. I. Kryshkin, V. V. Skvortsov,
В. Ф. Литвин, Ю. Р. Лукстиньш, Э. О. Оконов,
V. V. Talov, and L. K. Turchanovich, Instrum.
И. В. Степанов, С. А. Хорозов, И. Е. Шевченко,
Exp. Tech.
53,
500
И. Г. Яцышин, ЯФ 43, 1217 (1986)
[Sov. J. Nucl.
org/10.1134/S0020441210040056
Phys. 43, 780 (1986)].
23. М. Ю. Боголюбский, Д. К. Елумахов, А. А. Ива-
30. T. Odeh et al. [ALADIN Collab.], Phys. Rev. Lett. 84,
нилов, А. Н. Криницын, Препринт ИФВЭ 2018-13
4557 (2000), doi:10.1103/PhysRevLett.84.4557
(направлено в ПТЭ).
31. Б. М. Абрамов, П. Н. Алексеев, Ю. А. Бородин,
24. В. К. Лукьянов, А. И. Титов, ЭЧАЯ 10, 815 (1979).
С. А. Булычев, К. К. Гудима, И. А. Духовской,
25. В. К. Бондарев, ЭЧАЯ 28, 13 (1997).
А. П. Крутенкова, В. В. Куликов, М. А. Мартемья-
26. J. V. Geaga, S. A. Chessin, J. Y. Grossiord,
нов, М. А. Мацюк, Е. Н. Турдакина, А. И. Ханов,
J. W. Harris, D. L. Hendrie, L. S. Schroeder,
ЯФ 81, 314 (2018) [Phys. At. Nucl. 81, 330 (2018)],
R. N. Treuhaft, and K. Van Bibber, Phys. Rev.
Lett. 45,
1993
32. K. S. Egiyan et al. [CLAS Collab.], Phys. Rev.
PhysRevLett.45.1993
27. В. Г. Аблеев, Д. В. Анчишкин, X. Димитров,
С. А. Запорожец, А. П. Кобушкин, Л. В. Малинина,
PhysRevLett.84.4557
CROSS SECTION OF SECONDARY PARTICLE PRODUCTION
IN FORWARD DIRECTION IN 19.6 GeV/NUCLEON
CARBON-CARBON INTERACTIONS
A. G. Afonin1), M. Yu. Bogolyubsky1), A. A. Volkov1), D. K. Elumakhov1), V. N. Zapolsky1),
A. A. Ivanilov1), A. Yu. Kalinin1), A. N. Krinitsyn1), V. I. Kryshkin1), N. V. Kulagin1),
D. I. Patalakha1), K. A. Romanishin1), V. V. Skvortsov1), V. V. Talov1), L. K. Turchanovich1),
Yu. A. Chesnokov1)
1) National Research Center “Kurchatov Institute” — IHEP, Protvino, Russia
Measurements of the invariant cross sections for charged hadrons produced forward at zero angle in CC
collisions at beam kinetic energy 19.6 GeV/n have been performed at the accelerator U-70. For particle
detection we use combined spectrometer built from the beam line 22 and detectors of the modified FODS
setup. Beam line rigidity was varied from 7 to 70 GeV/c. The results are compared with FTFP and
self-similar solution for nucleus-nucleus collisions.
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 83
№2
2020
