ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2022, том 85, № 3, с. 209-215
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
РОЖДЕНИЕ ДЕЙТРОНОВ И ТРИТОНОВ С БОЛЬШИМИ
ПОПЕРЕЧНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ ПОД УГЛОМ 40◦
В pA-ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ ПРИ ЭНЕРГИИ ПУЧКА 50 ГэВ
©2022 г. Н. Н. Антонов1), В. А. Викторов1), В. А. Гапиенко1)*, Г. С. Гапиенко1),
В. Н. Гресь1), А. Ф. Прудкогляд1), В. А. Романовский1), А. А. Семак1),
И. П. Солодовников1), В. И. Терехов1), М. Н. Уханов1), С. С. Шиманский2)
Поступила в редакцию 27.12.2021 г.; после доработки 27.12.2021 г.; принята к публикации 05.01.2022 г.
В работе представлены данные по рождению положительно заряженных частиц, вылетающих под
углом 40◦ (лаб. система) с поперечными импульсами до 2.7 ГэВ/c во взаимодействиях протонов
с импульсом 50 ГэВ/c с ядерными мишенями C, Al, Cu и W. Особое внимание уделено изучению
образования легчайших ядерных фрагментов, дейтронов (d) и тритонов (t). Анализ данных по d- и
t-частицам позволяет говорить о локальном механизме рождения этих фрагментов путем их прямого
выбивания из ядер. Результаты получены в эксперименте СПИН (ИФВЭ, Протвино).
DOI: 10.31857/S0044002722030035
Эксперимент СПИН изучает взаимодействия
в протон-ядерных взаимодействиях при энергии
выведенных из ускорителя У-70 пучков прото-
пучка протонов 50 ГэВ. Выбранный для настоя-
нов и ядер углерода с ядерными мишенями (см.,
щих измерений угол вылета частиц соответствует
например, [1-3]). Цель исследований состоит в
углу ∼150◦ по отношению к направлению пучка
том, чтобы, получив инклюзивные спектры вто-
в системе центра масс налетающего протона и
ричных частиц, рожденных с большими попереч-
покоящегося нуклона ядра.
ными импульсами (pT > 1 ГэВ/c) в кумулятивной
Установка СПИН представляет собой узко-
области, попытаться понять природу образования
апертурный магнитный одноплечевой спектрометр,
таких частиц. Кумулятивной кинематической обла-
состоящий из семи магнитных элементов, прово-
стью называется область импульсов, запрещенных
лочных камер, времяпролетной системы, порого-
по кинематике для взаимодействий на свободных
вого черенковского детектора. Описание установки
нуклонах. При большом объеме накопленных за
можно найти в [1]. Изменение положения маг-
десятилетия данных по кумулятивным процессам
нитных элементов плеча спектрометра позволяет
вопрос о механизмах этих процессов остается до
отбирать заряженные частицы, вылетающие из ми-
сих пор предметом спора, а так как кумулятивные
шени с углами в диапазоне 22-55◦ (лаб. система).
эффекты проявляются только при взаимодействи-
Во время измерений магнитная оптика спектромет-
ях с ядром, то, значит, и структура ядерной материи
ра каждый раз настраивается на требуемый им-
является до конца непонятой. Для области пред-
пульс заряженной частицы, выбиваемой из мише-
кумулятивных и кумулятивных процессов, проис-
ни. В качестве мишеней в настоящей и предыдущих
ходящих с большими поперечными импульсами,
наших работах использовались тонкие пластины из
практически нет данных, а согласно теоретическим
углерода, алюминия, меди и вольфрама.
оценкам [4], основной вклад в эти процессы дают
Измерения проводились с использованием вы-
жесткие взаимодействия с многонуклонными (мно-
сокоинтенсивного (∼2 × 1012 протонов/с) протон-
гокварковыми) конфигурациями внутри ядра.
ного пучка, выведенного из ускорителя У-70. Ра-
В настоящей статье представлены результаты
бочий диапазон импульсов вторичных частиц, до-
по образованию дейтронов (d) и тритонов (t), вы-
ступный при выбранном угле плеча спектрометра,
летающих из мишени под углом 40◦ (лаб. система)
составляет 1-4.2 ГэВ/c. Захват по импульсу в этом
диапазоне составляет Δp/p ≈ 2%, сам импульс из-
1)НИЦ
“Курчатовский институт” — ИФВЭ, Протвино,
меряется с точностью σp ∼ 0.0025p.
Россия.
2)Объединенный институт ядерных исследований, Дубна,
Идентификация частиц осуществлялась по из-
Россия.
мерению времени пролета на базовом расстоянии
*E-mail: Vladimir.Gapienko@ihep.ru
∼12 м. Пример распределения по времени пролета
209
210
АНТОНОВ и др.
для положительно заряженных частиц (π, K, p, d
p
и t) с импульсом p = 2.5 ГэВ/c приведен на рис. 1.
104
Распределение на рисунке является “видимым”,
π
не поправленным на эффективности прохожде-
ния разных частиц по плечу спектрометра. Также
d
103
для построения этого рисунка не использовалась
K
информация с порогового черенковского детекто-
ра, позволяющая проводить надежное разделение
π/K-частиц.
102
t
Для каждого значения импульса и угла, на ко-
торые настраивается плечо магнитного спектро-
метра, с помощью программы Geant4 [5] вычис-
101
ляется таблица, которая содержит информацию о
вероятности прохождения частицы определенного
типа через спектрометр. Эти таблицы использу-
ются для восстановления инклюзивных сечений
100
из первичных данных. Инвариантные сечения для
40
50
60
t, нс
положительно заряженных частиц, рожденных во
взаимодействии протонов с C- и W-мишенями
Рис. 1. Пример распределения по времени пролета для
приведены на рис. 2 как функции импульса частиц.
частиц с импульсом p = 2.5 ГэВ/c.
Значения поперечного импульса даны на верхних
горизонтальных шкалах. Кинематический предел
для нуклон-нуклонного рассеяния под углом 40◦
70 ГэВ/c измерялось [7] для угла вылета, равного 9◦
показан на обеих половинах рисунка в виде вер-
(лаб. система). Величина отношения d/p, получен-
тикальных штриховых прямых. Глядя на спектры,
ная в этом эксперименте для интервала поперечных
полученные с двумя разными мишенями, можно
импульсов pT = 1-4 ГэВ/c, также, как и в [6], не
выделить общие закономерности: с ростом импуль-
зависит от импульса и не превышает значения 0.03
са быстро падает относительный вклад мезонов и
для всех ядер, включая свинец.
растет вклад d- и t-частиц относительно выхода
В отличие от кинематической области, где ра-
протонов. Поведение спектров, измеренных с дву-
ботает установка СПИН, рождение частиц в [6,
мя другими мишенями, Al и Cu, имеет те же самые
7] изучалось для углов вылета, близких к 90◦ в
особенности, что и данные на рис. 2 для C- и
системе центра масс налетающего протона и поко-
W-ядер. Для мишеней C и W на рис. 3 показа-
ящегося нуклона ядра, и без выхода за кинемати-
ны отношения выходов дейтронов (a) и тритонов
ку нуклон-нуклонных взаимодействий. Различие в
(б) к выходу протонов в зависимости от попереч-
величинах и в поведении отношения d/p в экспери-
ного импульса. Результаты настоящих измерений
менте СПИН и в исследованиях [6, 7], возможно,
представлены на рисунке совместно с данными по
говорит о разных механизмах рождения дейтронов,
d/p- и t/p-отношениям, полученными ранее [3] с
регистрируемых в этих экспериментах.
этими же ядрами для угла спектрометра 35◦ (лаб.
Для объяснения появления ядерных фрагмен-
система), при котором интервал доступных для
тов во взаимодействиях с множественным рожде-
измерений импульсов был шире, чем при угле 40◦.
нием частиц была предложена [8] модель коалес-
Сравнение данных, набранных при разных углах,
ценции (слияния) нуклонов, когда несколько нук-
показывает, что для б ´oльшего угла относительный
лонов, рожденных с близкими импульсами, могут
выход d- и t-частиц растет с ростом pT быстрее.
образовывать ядерные фрагменты. Связь инклю-
зивных спектров нуклонов и фрагмента с атомным
В эксперименте [6] на ускорителе CERN PS
изучалось рождение частиц под углом 15.9◦ (лаб.
номером A в простом виде задается коэффициен-
том коалесценции BA:
система) при взаимодействии протонов с энергией
(
)A
25 ГэВ с ядрами Al и Pt. Область измеряемых
EA d3σA
Ep
d3σp
импульсов частиц в этом эксперименте состав-
=BA
(1)
σinel dp3A
σinel dp3p
ляла p ≈ 2-5 ГэВ/c, а величина отношения d/p
оказалась постоянной, независящей от импульса.
Здесь сечения образования протона и A-фрагмента,
Для алюминиевой мишени величина d/p составила
σp и σA, берутся для одинаковых импульсов,
∼0.02, для мишени из платины это отношение было
приходящихся на один нуклон, т.е. полный импульс
в ∼1.5 раза выше.
A-фрагмента, pA, в A раз больше импульса
На ускорителе У-70 (Протвино) в эксперименте
протона pp. Под σinel подразумевается сечение
ФОДС отношение d/p в pA-взаимодействиях при
неупругого pA-взаимодействия. Модель слияния
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85
№3
2022
РОЖДЕНИЕ ДЕЙТРОНОВ И ТРИТОНОВ
211
PT, ГэВ/с
d/p отношение
1.28
1.61
1.93
2.25
2.57
2.90
0.8
a
101
0.7
p
C
d
t
0.6
W
100
π+
K+
0.5
10-1
0.4
10-2
0.3
10-3
0.2
10-4
0.1
10-5
а
0
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
4.0
10-6
PT, ГэВ/с
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
4.0
4.5
t/p отношение
P, ГэВ/с
0.20
PT, ГэВ/с
0.18
б
1.28
1.61
1.93
2.25
2.57
2.90
C
0.16
W
102
p
0.14
d
t
0.12
101
π+
K+
0.10
100
0.08
0.06
10-1
0.04
10-2
0.02
0
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
4.0
10-3
б
PT, ГэВ/с
10-4
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
4.0
4.5
Рис. 3. Отношение выхода дейтрона (a)
и тритона
P, ГэВ/с
(б) по отношению к выходу протонов при разных
поперечных импульсах частиц при использовании C-
и W-мишеней. Темные точки представляют результат
Рис. 2. Инвариантные сечения рождения π+, K+, p, d
настоящей работы. Светлые точки измерены ранее [3]
и t под углом 40◦ во взаимодействиях с углеродом (a)
для угла 35◦.
и вольфрамом (б). Вертикальные линии соответству-
ют упругому нуклон-нуклонному рассеянию под углом
40◦. Величины поперечного импульса даны на верхней
инклюзивные сечения протонов и нейтронов оди-
горизонтальной шкале. Кривые на рисунке проведены
наковы. Однако с ростом атомного номера доля
для лучшего восприятия данных.
нейтронов по отношению к протонам растет. И то-
гда для рождения, скажем, дейтронов соотношение
позволяет оценить объем (V ) области образования
между спектрами должно выглядеть как
(
)2
ядерного фрагмента. Если образуется фрагмент с
Ed d3σA
Ep
d3σp
атомным номером A, то коэффициент слияния BA
=B2Knp
,
(2)
σinel dp3d
σinel dp3p
связан с размером области образования фрагмента
соотношением BA ∼ V(A-1).
где Knp — отношение числа нейтронов к числу
Выражение (1) написано в предположении, что
протонов в ядре. Значения B2, извлекаемые из со-
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85
№3
2022
212
АНТОНОВ и др.
отношения (2), приведены в табл. 1. Эти величины
〈Nbar〉
получены усреднением для интервала импульсов
1.5
дейтронов 2-4 ГэВ/c.
W
1.4
Вычисленные величины B2 являются типичны-
Cu
ми значениями, получаемыми для рождения дей-
Al
1.3
C
тронов в pA- и pp-взаимодействиях. В пределах
указанных ошибок отсутствует зависимость изме-
1.2
ренного коэффициента коалесценции от радиуса
ядра, т.е. размер области, из которой испускается
1.1
пара нуклонов, формирующих дейтрон, один и тот
же для всех мишеней.
1.0
Одной из популярных моделей, призванной
0.9
объяснить природу кумулятивных процессов,
является в настоящее время модель, предпола-
0.8
гающая существование внутри ядерной материи
конфигурации коррелированных на малых рассто-
0.7
яниях точечных нуклонов (модель SRC — Short
0.6
Range Correlations) [9, 10], имеющих большой
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
4.0
4.5
относительный импульс, но не образующих свя-
P, ГэВ/с
занных состояний. В соответствии с этой моделью
налетающая частица взаимодействует с одним
Рис. 4. Среднее барионное число при разных импуль-
из нуклонов из скоррелированной пары, второй
сах.
нуклон покидает ядро как нуклон-спектатор.
Если работает механизм SRC, то с ростом им-
Импульсные спектры дейтронов и тритонов,
пульса среднее барионное число должно оставать-
измеренные в эксперименте СПИН для четырех
ся близким к единице. На рис. 4 показаны значения
мишеней, приведены на рис. 5. Значения “пере-
среднего барионного числа 〈Nbar〉 в зависимости
менной Ставинского” X2, вычисленные согласно
от импульса. Величина 〈Nbar〉 взята как отношение
[13, 14] для дейтронов и тритонов, приведены на
(σp + 2σd + 3σt)/
∑σi, где σp, σd, σt — сечения
верхних горизонтальных осях рисунка. В нашем
протонов, дейтронов и тритонов, а
∑σi есть сум-
случае величина X2 является минимальной массой
ма сечений всех измеренных положительно заря-
мишени (измеренной в единицах массы нуклона),
женных частиц. Наблюдаемое с ростом импульса
необходимой для рождения дейтрона или трито-
превышение 〈Nbar〉 над единицей не может быть
на под углом 40◦. Как следует из значений на
описано в рамках механизма SRC модели.
верхней шкале рис. 5, минимальная масса мишени
для образования дейтрона (тритона) должна быть
То, что в реакции с большими поперечными
больше/равной двум (трем) массам нуклона. Таким
импульсами основной вклад дают жесткие столк-
образом, согласно расчетам, наблюдаемое рож-
новения конституентов налетающего адрона и ми-
дение d- и t-фрагментов происходит через взаи-
шени, было предположено в ряде работ [4, 11,
модействие с многонуклонным (многокварковым)
12]. Для описания инклюзивных спектров частиц
образованием внутри ядра.
в кумулятивной области и в области с большими
поперечными импульсами В.С. Ставинский [13]
Анализ [14, 15] имеющихся экспериментальных
предложил алгоритм, позволяющий рассчитывать
данных по образованию частиц с большими pT в
квазибинарные реакции, в которых могут участво-
пред- и кумулятивной области показал, что ин-
вать части сталкивающихся объектов. Для этого
вариантные сечения рождения частиц во взаимо-
он ввел переменные X1 и X2 (“переменные Ста-
действиях с участием ядер могут быть описаны
зависимостью
винского”), описывающие участвующие в столк-
новениях доли от первоначальных 4-импульсов
d3σ
E
= C1Aα(X1)1Aα(X2)2 exp(-Π/C2),
(3)
налетающей частицы и мишени соответственно.
dp3
Для pA-взаимодействия значения X1 могут быть в
где A1 и A2 —атомные массы сталкивающих-
диапазоне от 0 до 1, значения X2 могут меняться от
ся ядер, C1 и C2 — константы, Π — безразмер-
0 до A. Для однозначного определения величин X1
и X2 в инклюзивных процессах В.С. Ставинский,
ная скейлинговая переменная, Π =
√Smin/2mN ,
кроме требования сохранения барионного числа,
mN — масса нуклона, α(X) — функция от X1 или
ввел еще дополнительное условие, чтобы инвари-
X2.
антная энергия квазибинарной реакции была бы
Ранее [1] нами было получено, что лучшее опи-
минимальной (Smin).
сание спектров рождения π-мезонов под углом 35◦
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85
№3
2022
РОЖДЕНИЕ ДЕЙТРОНОВ И ТРИТОНОВ
213
Таблица 1. Средние значения B2 для pd = 2-4 ГэВ/c
Мишень
C
Al
Cu
W
B2, ГэВ2/c3
0.021 ± 0.004
0.025 ± 0.004
0.029 ± 0.005
0.022 ± 0.003
(лаб. система) в pA-взаимодействиях при импуль-
симость была использована и в настоящей работе.
се 50 ГэВ/c с использованием этих же мишеней
Результат одновременной аппроксимации спектров
достигается, если в параметризации (3) степень
дейтронов и тритонов с помощью выражения (3)
зависимости от
массы ядра
брать как α(X) =
представлен на рис. 5 в виде кривых. Наилучшее
описание спектров получается при значении пара-
= (2.45 + X)/3. В таком виде эта степенная зави-
метра наклона C2 = 0.172 ± 0.003 и при констан-
те, задающей размерность сечений для дейтронов
X2
C1 = 185 ± 15 мбн с3/ГэВ2, а для тритонов C1 =
2.10
2.15
2.20
2.30
2.50
2.60
2.70
= 56 ± 13 мбн с3/ГэВ2.
103
Заметим, что переменные X1 и X2, определя-
емые через минимизацию Smin, не могут дать аб-
102
C
солютно точное описание кинематики квазибинар-
Al
101
Cu
ного рассеяния, поскольку в процедуре минимиза-
W
ции никак не учитываются структурные функции
100
налетающей частицы и частицы мишени. Тем не
менее, хорошее согласие параметризации (3) и на-
10-1
ших экспериментальных данных говорит в пользу
рождения d- и t-частиц через жесткие столкно-
10-2
вения с участием дейтроно- и тритоноподобных
образований внутри ядра.
10-3
Идея о наличии в ядерной материи атомных
10-4
a
ядер меньшей массы в сжатом состоянии была
высказана Д.И. Блохинцевым [16] для объясне-
10-5
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
4.0
4.5
ния экспериментальных данных [17] по выбиванию
P, ГэВ/с
X2
X1
3.00
3.15
3.19
3.25
3.30
3.40
0.14
103
102
0.12
pA → t + X
C
1
pA → d + X
10
Al
Cu
0.10
100
W
10-1
0.08
10-2
10-3
0.06
10-4
0.04
10-5
б
10-6
0.02
10-7
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
4.0
4.5
P, ГэВ/с
0
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
4.0
4.5
5.0
Рис. 5.
Инвариантные сечения рождения дейтронов
P, ГэВ/с
(a) и тритонов (б) как функции импульса. На верхних
горизонтальных осях приведены расчетные значения
Рис. 6. Значения переменной Ставинского, X1, рас-
переменной X2. Кривые представляют результат ап-
считанные согласно алгоритму [14] для рождения d и
проксимации данных параметризацией (3).
t при разных импульсах фрагмента.
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85
№3
2022
214
АНТОНОВ и др.
из ядер легких ядерных фрагментов. В отличие
регистрирует d- и t-фрагменты, образованные в
от [17], где рождение дейтронов рассматривалось
результате их прямого выбивания из ядер.
как результат упругого рассеяния первоначального
Авторы признательны руководству НИЦ “Кур-
протона с энергией 675 МэВ на квазидейтрон-
чатовский институт” — ИФВЭ за поддержку дан-
ном образовании внутри ядра, в нашем случае в
ного исследования, персоналу отделения ускори-
жестком рассеянии, приводящем к появлению d-
теля и отделения пучков за эффективную работу
и t-частиц с большими pT , участвуют лишь ча-
У-70 и 8-го канала.
сти (конституенты) протона. На рис. 6 приведены
Авторы благодарны проф. А.М. Зайцеву за вни-
расчетные значения для доли 4-импульса налета-
мательное прочтение рукописи и за ряд критиче-
ющего протона, которой достаточно для рождения
ских замечаний, позволивших улучшить качество
ядерного фрагмента под углом 40◦.
представления наших данных.
Авторы благодарят также А.Т. Головина за
неоценимую техническую поддержку при подготов-
ВЫВОДЫ
ке установки СПИН к проведению измерений.
Измерены инклюзивные спектры положительно
заряженных частиц, рождающихся с поперечными
импульсами до 2.7 ГэВ/c под углом 40◦ в pA-
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
взаимодействиях при энергии пучка 50 ГэВ. Эти
1.
В. В. Аммосов, Н. Н. Антонов, В. А. Викто-
спектры, полученные с использованием четырех
ров, В. А. Гапиенко, Г. С. Гапиенко, В. Н. Гресь,
разных мишеней, C, Al, Cu и W, имеют одни и те
В. А. Коротков, А. И. Мысник, А. Ф. Прудко-
закономерности: с ростом импульса быстро падает
гляд, Ю. М. Свиридов, А. А. Семак, В. И. Тере-
относительный вклад мезонов и растет вклад d- и
хов, В. Я. Углеков, М. Н. Уханов, Б. В. Чуйко,
t-частиц относительно выхода протонов.
А. А. Балдин, С. С. Шиманский, Ядерная физика
и инжиниринг 4, 773 (2013).
Обнаружено сильное различие в величинах и в
2.
Н. Н. Антонов, В. А. Викторов, В. А. Гапиен-
поведении отношения d/p в эксперименте СПИН
ко, Г. С. Гапиенко, В. Н. Гресь, М. А. Илюшин,
и в исследованиях [6, 7], в которых угол рождения
В. А. Коротков, А. И. Мысник, А. Ф. Прудко-
частиц в pA-взаимодействиях соответствовал углу
гляд, А. А. Семак, В. И. Терехов, В. Я. Углеков,
90◦ в системе центра масс налетающего протона и
М. Н. Уханов, Б. В. Чуйко, С. С. Шиманский,
нуклона ядра.
Письма в ЖЭТФ 101, 746 (2015).
Модель коалесценции нуклонов, примененная к
3.
Н. Н. Антонов, А. А. Балдин, В. А. Викторов,
рождению дейтронов, показала, что размер обла-
В. А. Гапиенко, Г. С. Гапиенко, В. Н. Гресь,
сти испускания составляющих дейтрона одинаков
М. А. Илюшин, В. А. Коротков, А. И. Мысик,
в пределах ошибок измерений для всех использо-
А. Ф. Прудкогляд, Ф. Ф. Семак, В. И. Тере-
ванных мишеней.
хов, В. Я. Углеков, М. Н. Уханов, Б. В. Чуйко,
Наши данные по d- и t-частицам не могут быть
С. С. Шиманский, Письма в ЖЭТФ 104, 678
(2016).
объяснены в рамках SRC модели [9, 10], соглас-
но которой из-за короткодействующих корреляций
4.
А. В. Ефремов, В. Т. Ким, Г. И. Лыкасов, ЯФ 44,
ядерные нуклоны могут находиться внутри ядра на
241 (1986).
малых расстояниях, не образуя при этом связанных
5.
J. Allison, K. Amako, J. Apostolakis, P. Arce,
состояний. Взаимодействие налетающей частицы
M. Asai, T. Aso, E. Bagli, A. Bagulya, S. Banerjee,
с такой конфигурацией скоррелированных в ядре
G. Barrand, B. R. Beck, A. G. Bogdanov, D. Brandt,
нуклонов не может привести к появлению быстрых
J. M. C. Brown, H. Burkhardt, Ph. Canal, et al., Nucl.
ядерных фрагментов.
Instrum. Methods A 835, 186 (2016).
6.
V. T. Cocconi, T. Fazzini, G. Fidecaro, M. Legros,
Спектры d- и t-фрагментов хорошо описыва-
N. H. Lipman, and A. W. Merrison, Phys. Rev. Lett.
ются выражением (3) с одной и той же формой
5, 19 (1960).
зависимости от массы ядра и с одним и тем же
7.
В. В. Абрамов и др., ЯФ 45, 845 (1987).
параметром наклона. Выражение (3) основано [14,
8.
S. T. Butler and C. A. Pearson, Phys. Rev. Lett. 7, 69
15] на модели, рассматривающей рождение частиц
(1961); Phys. Rev. 129, 836 (1963).
с большими pT , как результат жесткого столкно-
вения конституентов налетающей частицы и кон-
9.
М. И. Стрикман, Л Л. Франкфурт, ЭЧАЯ 11, 571
ституентов мишени. Согласно расчетам [14], опти-
(1980).
мальным значением массы мишени, необходимой в
10.
J. Arrington, D. W. Higinbotham, G. Rosner, and
нашем случае для рождения дейтрона (тритона) под
M. Sargsian, Prog. Part. Nucl. Phys. 67, 898 (2012).
углом 40◦, является масса, которая больше/равна
11.
Л. П. Каптарь, Б. Л. Резник, А. И. Титов, ЯФ 42,
∼двум (∼трем) массам нуклона. Это свидетель-
777 (1985).
ствует в пользу того, что эксперимент СПИН
12.
В. К. Лукьянов, А. И. Титов, ЭЧАЯ 10, 815 (1979).
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85
№3
2022
РОЖДЕНИЕ ДЕЙТРОНОВ И ТРИТОНОВ
215
13. В. С. Ставинский, Краткие сообщения ОИЯИ 18, 5
16. Д. И. Блохинцев, ЖЭТФ 33, 1295 (1957).
(1986).
14. А. А. Балдин, Краткие сообщения ОИЯИ 3 (54), 27
17. Л. С. Ажгирей, И. К. Взоров, В. П. Зрелов,
(1992).
М. Г. Мещеряков, Б. С. Неганов, А. Ф. Шабудин,
15. А. А. Балдин, Е. Н. Кладницкая, О. В. Рогачевский,
ЖЭТФ 33, 1185 (1957).
Краткие сообщения ОИЯИ 2 (94), 20 (1999).
PRODUCTION OF DEUTERONS AND TRITONS
WITH LARGE TRANSVERSE MOMENTA AT AN ANGLE OF 40◦
IN pA INTERACTIONS BY 50-GeV BEAM
N. N. Antonov1), V. A. Viktorov1), V. A. Gapienko1), G. S. Gapienko1), V. N. Gres’1),
A. F. Prudkoglyad1), V. A. Romanovskii1), A. A. Semak1), I. P. Solodovnikov1),
V. I. Terekhov1), M. N. Ukhanov1), S. S. Shimanskii2)
1)National Research Center “Kurchatov Institute” - IHEP, Protvino, Moscow region, 142281 Russia
2)Joint Institute for Nuclear Research, Dubna, Moscow region, 141980 Russia
The paper presents data on the production of positively charged particles emitted at an angle of 40◦ (lab
syst.) with transverse momenta up to 2.7 GeV/c in interactions of 50-GeV/c protons with nuclear targets,
C, Al, Cu, and W. Particular attention is paid to the formation of the lightest nuclear fragments, deuterons
(d) and tritons (t). Analysis of the data on d and t particles allows to talk about a local mechanism
obtaining these fragments by directly knocking them out of the nuclei. The results were obtained in the
SPIN experiment (IHEP, Protvino).
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 85
№3
2022
