книги из ГПНТБ / Григоров, Н. Л

Для выяснения того, что же в действительности имеет место, был использован метод контролируемых ядерных эмульсий, суть которого была изложена в гл. I I I . Были применены установки

РЬ&у

шшшш

Мишень

Фотоэмульсия

PbJfivS

IIDh 1ГМ |_

///„, г ОО00(ХХХХХХХ)СС0СОЭ30«ХХХХСССО0О

пост

Рис. 5.1. Схематическое изображение большой установки, в которой исполь ­ зовался метод контролируемых ядерных фотоэмульсий (вариант «A»). I — V — ряды ионизационных камор.

двух вариантов, изображенные на рис. 5.1 и 2.8 (назовем их соот­ ветственно вариантами «А» и «Б»).

при помощи фотоэмульсии лежит измерение числа ливневых ча­ стиц. Известно, что полное число частиц в ливне на заданной глу­ бине t от его начала является функцией первичной энергии. Если сосчитать в фотопластинках все частицы данного ливня, то мож­ но определить его энергию. К сожалению, применить этот способ определения энергии на практике оказалось невозможно. Дело в том, что значительная часть ливневых частиц идет на больших расстояниях от оси ливня, где их плотность меньше плотности

103 мкм. В этой области заключено лишь примерно 15% всех лив­ невых частиц [86].

В связи с этим приходится ограничиваться измерениями числа частиц в области, непосредственно прилегающей к оси ливня. Обыч­ но проводится измерение числа частиц в круге некоторого радиуса •г (если плотность частиц в центре ливня очень большая, то прово-

дится подсчет числа частиц в кольце с радиусами гг и г2 ). Очевид-

ределить из сравнения измеренного числа частиц с результатами теоретических расчетов.

Расчеты трехмерного развития каскадов были начаты еще в 1952 г. [87]. К настоящему времени опубликовано значительное число расчетов для разных веществ и разных глубин t [88—92]. Имеются работы, в которых результаты расчетов сравниваются с экспериментом [90, 93]. Энергия первичных частиц при этом определяется независимым способом (многократное рассеяние, кинематика распада л.°-мезона). В результате такого сравнения было показано, что экспериментальные и теоретические зависи­ мости п (Е0, г, t) совпадают в пределах 20—30%.

Все расчеты проводятся в предположении, что каскад раз­ вивается в однородной среде. В блоках же установок «А» и «Б» кро­ ме свинца были эмульсии, слои железа и бумаги, имелись воз­ душные зазоры. Поэтому пространственное распределение лив­ невых частиц в зарегистрированных каскадах в принципе может отличаться от расчетного для однородной среды. В связи с этим были получены экспериментальные функции п (Е0, г, t) для трех глубин свинцового фильтра. Ниже мы изложим принцип построе­

энергии каскадов, учета флуктуации в развитии каскадов и ряда

мы исходили из того, что в области, непосредственно прилегающей к стволу ливня, число частиц в круге радиусом г является функ­

разом. В соответствии с решениями уравнений каскадной теории

вичной частицы. Средний квадратичный угол, на который частицы

=const. Отсюда с точностью до постоянного множителя МОЖНО

энергии каскада. В частности, если имеются два каскада, можно определить отношение их энергий: Е0'/ Е0" — r"(N0) / r'(N0). Все эти соотношения будут выполняться и для колец с радиусами }\ и г2 . Для построения экспериментальных кривых п (E0-r, t) было отобрано семь случаев распада зх° ->• 2у, происходящих в графи­ товой мпшенн установок, изображенных на рис. 2.8 и 5.1. Основой для отбора служила кинематика распада л;°-мезоиа.

При распаде я°-мезона должны выполняться следующие соот­ ношения (при условии, что 9 <С1):

делена энергия первичных у-квантов для 14 каскадов и затем по ­ строены распределения n(E0-r,t).

Практически это выглядело следующим образом. Для каждого из отобранных ливней определялось число частиц в кольцах с ра­ диусами 7- и 2г. Значения 7- были заключены в интервале от 10 до 60 мкм. Затем определялся радиус кольца г, в котором заключено

На рис. 5.2 приведена полученная зависимость числа ливневых частиц в нижнем слое эмульсий (6 каскадных единиц), построен­

к вертикали и регистрируются па глубине г » 7 к . е.). Аналогич­ но были построены пространственные распределения ливневых частиц в других слоях фотоэмульсии, на других глубинах t.

Для сравнения на том же рисунке приведены результаты те­ оретических расчетов [88] (результаты работы [88] пересчитаны для колец с радиусами 7- и 27-). Различие между экспериментальным и теоретически рассчитанным значениями Е0-г составляет та 20% . Детальный анализ, проведенный в [32], показал, что это различиеобъясняется флуктуациями в развитии зарегистрированных кас­ кадов. После учета флуктуации различие меяеду эксперименталь­ ным и теоретическим распределениями не превышает 10% . В связи с этим в дальнейшем в качестве калибровочных кривых использо­ вались кривые из работы [88]. Для некоторых значений t они при­ ведены на рис. 5.3. £

После того как построены калибровочные кривые зависимо­ сти Еп-г от 7V0, определение энергии каскада не представляет труд­ ности. Например, если на глубине 6 каскадных единиц 7V0 = 100 частиц содержится в кольце с радиусами 40 и 80 мкм, то, в соот­ ветствии с рис. 5.2 и 5.3, £ V 4 0 = 4-101 3 эв-мкм, откуда Е0 = = 101 2 эв.

На практике процесс определения энергии проходил несколь­ ко сложнее. Измерение пространственного распределения и срав­ нение с калибровочными кривыми проводилось для всех трех сло­ ев эмульсии (под 1, 2 и 3 см свинца). Это позволяло учесть флук­ туации в развитии каскадов п существенно повысить точность определения энергии.

Основные ошибки при определении энергии каскадов в фото­ эмульсиях вызываются флуктуациями в развитии каскадов, ста­ тистическими ошибками при подсчете числа частиц, взаимным влиянием соседних каскадов.

Для того чтобы оценить точность определения энергии отдель­

по которым были построены калибровочные кривые. Принципи­ альное различие заключалось в том, что теперь энергия каскадов определялась по фотоэмульсиям, как это описано выше, и резуль­ таты этпх измерений сравнивались с теми значениями, которые бы­ ли получены из кинематики распада зг"-мезонов. При этом срав­

в каскадах. Таким образом, для каждого л°-мезона определялись величины

&У {Ef,)i-№t,)i

где (Е^)і и (Eyi)i — энергии каскадов от распада одного it "-ме­ зона, измеренные независимым образом в і рядах эмульсий, а

т^с" J

— = У Еч,ЕУ2 , где ЕУ1 и Еуг — пстиппые значения энергий

тех же каскадов, соответствующие наблюдаемой кинематике разлета у-квантов.

Относительная ошибка измерения величины а связана с отно­ сительной ошибкой измерения 6 и £ соотношением [119]:

от числа слоев эмульсий, по которым производится определение- Е. При определении энергии индивидуального каскада по трем рядам (і — 3) ошибка ЬЕ 20%, а по одному ряду (под 3 см свин­

В ряде экспериментов, обсуяедаемых в настоящей книге, фото­ эмульсии не использовались. Измерение энергии электроннофотонной компоненты, генерированной в результате ядерных вза­ имодействий в фильтрах установки или падающей на установку из воздуха, производилось только по показаниям ионизационных, камер.

На первых этапах работы мы, как и многие другие авторы, ис­ ходили из теоретически рассчитанной зависимости величины иони­ зационного толчка от энергии каскада. Как будет показано ниже,

камеры, от среднего пути ливневых частиц в камерах, от величины электронной составляющей импульса и т. д. Следующий шаг — переход к истинному числу частиц в ливне N = Ьп, где b — коэф­ фициент, учитывающий переходный эффект в стенках камер. На­ конец, определяется энергия каскада Ек — vN = vebl, где v — коэффициент, определяемый из каскадной теории и зависящий от

В наших прежних работах мы, как и многие авторы, пользова­ лись каскадными кривыми из работы [98] и считали, что при прохояедении через стенки камер (3—2 мм латуни) число частиц в лив­ не уменьшается на 30% [99]. Поскольку на уровне ионизационных камер ливни регистрируются в максимуме своего развития, ра­ бочая формула для определения энергии каскадов при этом имела

вид Ек = 1,4-108 / эе. Ионизация / выражалась в числе реляти­ вистских частиц, проходящих через камеру.

При таком подходе к определению энергии каскадов необхо­ димо учитывать большое число различных факторов. Коэффици­ ент є определяется расчетным путем. Уже на этом этапе возникает

мость между энергией каскада и числом частиц в максимуме дают каскадные кривые, рассчитанные Иваненко и Самосудовым. Тем не менее остается еще ряд трудно учитываемых эффектов. В связи с этим при переходе к энергии каскадов возможна значительная неопределенность вплоть до коэффициента ^ 2.

Для того чтобы избавиться от этой неоднозначности, можно определить коэффициент пересчета от величины толчка к энергии каскада экспериментально. Применение метода контролируемых ядерных фотоэмульсий позволяет в ряде случаев определять энер­ гию ливней ~ZEV и ионизацию / независимыми методами — по фотоэмульсиям и по ионизационным камерам [34] и определять

бы в одном из двух рядов, находящихся под эмульсиями, превышала 104 частиц. Ионизация / выражалась в числе реля-

тивистских частиц, одновременно проходящих по средней хорде ионизационной камеры. Для каждого события по фотоэмульсиям была определена суммарная энергия всех ^-квантов, родившихся во взаимодействии (2Еу), и их число пч. Средняя энергия у-кван- тов в отобранных событиях оказалась равной примерно 6 • 1 0 п эв. Величина толчка в каждом случае определялась по тому ряду ка­ мер, где ионизация была наибольшей.

Полученные данные приведены в табл. 5.2. Для каждого слу­

Из самого метода определения этой величины следует, что в ней автоматически учтены переходный эффект, ядерные расщепления, вторичные взаимодействия в свинцовом фильтре и т. д.

Дисперсия коэффициента ц. равна 0,29, т. е. дисперсия отноше­ ния ЪЕу1Ек равна 0,29. Разброс величин И,ЕУ/ЕК определяет­ ся ошибками измерения энергии ливня как по эмульсиям, так и ионизационными камерами. Если через б обозначить относительные ошибки измерений, то

б2 ( 2 E J E K ) = б2 ( 2 Еу) + б2 (Ея).

Поскольку при помощи фотоэмульсий суммарная энергия у - квантов измеряется с точностью х 20% (см. § 1), то

8ЕК = / 0 , 2 9 а - 0 , 2 0 2 = 0,20.

Таким образом, из распределения экспериментально измерен­ ных значений Т,Еу / Ек следует, что точность при измерении сум­ марной энергии я°-мезонов ионизационными камерами составляет около 20% .

трп партии фотопластинок. Каждая партия экспонировалась в установке, как правило, 1,5—2 месяца. В установке «Б» (с иони­ зационным калориметром, рис. 2.8) ядерные фотоэмульсии эк­ спонировались в 1965 и 1966 гг.

Полученный экспериментальный материал является уникаль­ ным, поскольку нет других данных, кроме обсуждаемых ниже, в

для различных видов анализа, может быть и далеких от того, ко­ торый проводили авторы. Поэтому мы считаем полезным публи­ кацию всех первичных данных, относящихся к каждому взаимо­

частиц в воздушном ливне, сопровождающем первичную частицу, провзаимодействовавшую в графите.

*— годоокоп не работал.

**— не работала временная селекция рентгеновских пленок.

Впоследней графе знаком ( + ) указаны случаи, в которых по рулонной рентгеновской пленке была установлена дата взаимо­ действия, т. е. была проведена проверка соответствия ливня в фо­ тоэмульсии ливню в калориметре по времени. Знаком (—) отмече­ ны случаи, когда это проделать не удалось, так как не было най­ дено соответствующее пятно на рулонной рентгеновской пленке.

Во всех приведенных в табл. 5.3 случаях требовалось, чтобы ливни были созданы одиночными адронами, проходящими в пре­ делах телесного угла установки. Для анализа, проведенного в предыдущем параграфе (определение коэффициента р,), это тре­ бование не являлось обязательным. Поэтому ливни, приведенные в табл. 5.2 н 5.3 под одинаковыми номерами, в большинстве слу­ чаев относятся к разным событиям.

Итак, средние характеристики пятнадцати изучаемых событий следующие:

( 7 ^ = 4 , 8 ± 1 , 3 ( £ Y m i n ^ 5 - 1 0 ' ° 3 5 ) ;

<Zn ,> = 0,63 ± 0,05.

Отметим, что среднее значение </<Г„°> для ливней, зарегистри­ рованных установкой «А», в пределах экспериментальных оши-