книги из ГПНТБ / Григоров, Н. Л

А-л „> = 0,82+0,05; < ^ - ^ ) > - 0 , 4 4 + 0,06; <( у а * ) > = 0,20+0,03 .

в два раза меньше энергии электронно-фотонной компоненты, из­ меренной с помощью ионизационных камер. Это можно объяснить тем, что на пути от места зарождения до установки ливень разви­ вается, часть его энергии переходит в у-кванты и электроны срав­ нительно малой энергии и энергия некоторых стволов будет мень­ ше порога регистрации электронно-фотонных каскадов в ядерной фотоэмульсии ( — 5 - Ю 1 0 эв).

Из таблицы видно, что результаты, полученные при помощи фотоэмульсий, качественно согласуются с выводами, сделанными при изучении м.а.л. ионизационными методами. Действительно, наблюдаются каскады от двух-трех энергичных у-квантов, кото­ рые уносят значительную часть (в среднем — 1/3) энергии первич­ ной частицы, причем энергии этих у-квантов сравнимы между собой.

Вкаждом из ливней был выбран наиболее энергичный у-квант

ивычислено среднее отношение энергии этого у-кванта к энергии

ной компоненты, измеренной ионизационным калориметром, со­

мимо установки. Из этих результатов следует, что в адронах, про­ ходящих мимо установки, заключена малая доля энергии от той, которая регистрируется установкой. К такому же выводу приво­

Итак, в результате проведенного анализа можно сделать сле­ дующие основные выводы. Изучение молодых атмосферных лив­ ней как ионизационным методом, так и методом контролируемых ядерных фотоэмульсий показало, что:

1) Во взаимодействиях, ответственных за образование м.а.л., л°-мезоны получают в среднем 0,6—0,8 энергии первичного нук­

энергии нуклона.

4) Вероятность процессов с перечисленными выше характери­ стиками составляет 0,1 ^ W ^ 0,3.

Все эти характеристики практически совпадают с темп, кото­ рые наблюдались при регистрации ионизационных толчков мето­ дом контролируемых фотоэмульсий. Отсюда можно заключить, что в основе образования больших ионизационных толчков и мо­ лодых атмосферных ливней лежит один и тот же физический про­ цесс. Следовательно, обнаруженные при помощи метода контро­ лируемых фотоэмульсий взаимодействия нуклонов с легкими яд­ рами, характеризующиеся большой передачей энергии малому числу л°-мезонов, существуют во всем диапазоне энергий от 101 2 до — 3 - Ю 1 3 эв. При этом не исключено, что они реализуются ипрп более высоких энергиях.

сферы взаимодействия с Кло^0,5 вызываются в основном нукло­ нами. Этот вывод, как уже отмечалось в гл. V , следует и из изуче­ ния взаимодействий адронов меньших энергий (100—500 Гэв) с легкими ядрами [108, 29, 154, 132]. В большинстве указанных ра­ бот взаимодействия с Кл« > 0,5 вызываются с примерно равной вероятностью как заряженными, так и нейтральными частицами.

Для того чтобы определить истинную вероятность взаимодей­ ствий с Кпо > 0,5, в первичные данные работ [108, 29, 154, 132] нужно ввести поправки, учитывающие переходный эффект, ядер­ ные расщепления и «подпитку» электронно-фотонного каскада, развивающегося в свинцовом фильтре, каскадами от вторичных взаимодействий. Корректно учесть все эти эффекты в каждом инди­ видуальном событии невозможно. Поэтому авторы некоторых ра­ бот (например, [132, 155]) проводят статистическую обработку экспериментального материала, сравнивая измеренное распреде­ ление величин Кл° с результатами расчетов методом Монте-Карло большого числа электронно-ядерных каскадов в калориметре.

Для проведения конкретного расчета необходимо задать конк­ ретные параметры элементарного акта взаимодействия и законы их флуктуации, являющиеся, кстати сказать, предметом исследо­ вания.

То обстоятельство, что при некоторых заданных параметрах

кой статистический подход может дать сведения о непригодности заложенной в расчет модели взаимодействия, но он не может до­ казать единственность модели, использованной в расчете.

Некоторые авторы, учитывая пределы возможностей статисти­ ческого подхода, хотя и получают расчетное распределение Кп°, согласующееся с экспериментальным (в предположении отсутствия в элементарных взаимодействиях случаев с Кл° > 0,5), тем не менее формулируют результаты такого анализа в виде, не исклю­

Существование взаимодействий с Кл° ]> 0,5 в сочетании со сте­ пенным характером энергетического спектра высокоэнергичных нуклонов в принципе может привести к тому, что в ряде явлений взаимодействия с большими значениями К„« могут играть значи­ тельную, если не определяющую роль. В то же время известно, что при взаимодействии нуклонов с легкими ядрами основная часть частиц рождается с «мягким» спектром: энергия каждой ча­ стицы не превышает нескольких процентов от энергии первичной частицы, а все они суммарно получают 20—30% от Е0 [4]. Такой

Усредняя эти данные, получим спектр в области энергий Е^ІО3 Гэв:

определяется малой статистической точностью измерения потока мюонов такой энергии магнитным спектрометром. Ранее уже отме­ чалось, что эффективная множественность я-мезонов высокой энергии слабо зависит от энергии первичных частиц. Поэтому есть все основания считать, что при энергиях Е0 ^ 101 2 эв интенсив­ ность генерации заряженных пионов в атмосфере

a j = 0,095±0,010.

Значения величин а0 и аи приводимые в литературе, отличают­ ся довольно большим разбросом, который в основном обусловлен широким произволом в определении потоков адронов высокой энер­

два с лишним раза больший, чем получено в прямых эксперимен-

при вычислении ах сравниваются потоки мюонов и первичных нук­ лонов при 101 2 эв; при этом поток мюонов берется не из прямых экспериментальных данных, а как результат экстраполяции в

вышение примерно в 1,3 раза произошло за счет того, что был взят несколько заниженный поток первичных нуклонов. Прямых изме­ рений интенсивности первичных частиц с энергией 101 1 —101 2 эв тогда не было и в работе [72] эта интенсивность была восстановле­ на из интенсивности адронов на высотах гор и пробега поглоще­ ния L n = 120 г/см2 (вместо L n = ИЗ г/см2). Различие в значениях L n и дает разницу в интенсивности первичных частиц (в 1,6 раза). Кроме того, с тех пор были сделаны некоторые уточнения потоков мюонов высокой энергии.

Таким образом, основными параметрами, характеризующими интенсивность генерации пионов нуклонами со степенным спект­ ром, являются величины а0 (для я°-мезонов) и аг (для заряженных я-мезонов). Они определяются в основном энергетическим спект­ ром вторичных частиц, рождающихся в нуклонных взаимодейст­ виях. Из сравнения потоков различных компонент космических лучей в атмосфере следует, что при энергиях 1 0 й — 1 0 1 2 эв

а0 = 0,042 ± 0,003, аг = 0,095'±'0,010.

Отметим, что aJaQ = 2,3+0,3, т. е. интенсивность генерации заряженных пионов в два раза больше, чем нейтральных.

1.2. Генерация пионов в различных процессах

Рассмотрим, какие значения для величин а0 и ах дают пионизация и процесс с Кп° > 0,5, сопровождающийся концентрацией энергии на малом числе я°-мезонов.

П.роцесс пионизации. Чтобы вычислить величину ах, нужно знать спектр заряженных пионов, генерируемых в элементарном акте взаимодействия нуклона с ядром. Использовать для этого прямые экспериментальные данные из работы [162], к сожалению, невозможно. Дело в том, что в величину аи в зависимости от вида спектра генерации, большой вклад могут вносить пионы, полу­ чающие большую долю энергии первичного нуклона. В экспери­ менте [162] предельно измеримый импульс был всего 12 Гэв, что составляло для большинства взаимодействий менее 10% энергии первичной частицы. Таким образом, в наиболее существенной об­ ласти спектра генерации экспериментальные данные отсутствуют.