книги из ГПНТБ / Григоров, Н. Л

На основе рассматриваемой модели развития ш. а. л. был вы­ числен ряд энергетических характеристик ливней [144]. Большин­ ство из них оказались мало чувствительными к модели развития ш. а. л. Результаты, полученные при расчетах в разных предполо­ жениях о механизме образования ш. а. л. (учет флуктуации мест взаимодействий при средних характеристиках [142], двух-и миогофайербольная модели [152], гидродинамическая модель акта взаимодействия [126], катастрофические взаимодействия), как пра­ вило, дают результаты, отличающиеся не более чем в 1,5—2 раза.

В предположении существования катастрофических взаимодей­ ствий при сверхвысоких энергиях было рассчитано распределение по энергии первичных протонов для ливней с заданным числом ча­ стиц на уровне моря и на высотах гор. На уровне моря наиболее вероятная энергия первичных протонов для ливней с числом ча­

те [142]. Как и при расчетах по другим моделям, оказалось, что распределение первичных протонов по энергиям становится более узким как при увеличении числа частиц в ливне, так и при увели­ чении высоты уровня наблюдения.

Средняя энергия протонов, создающих ливни с числом частиц 105 на уровне моря, оказалась равной 5,0• 101 4 эв. Для таких же ливней на высотах гор (3,2 км) она составляет 1,9 - 10 й эв, т. е. в 2,6 раза меньше. При учете флуктуации числа и мест взаимодей­ ствий при неизмJHHOM акте взаимодействия энергии первичных протонов, создающих ливни с N = 105 на уровне моря и на высо­ тах гор, отличаются в 3,2 раза [142], по двух- и миогофайербольной моделям — в 2,5—3 раза [152], при расчетах по гидродина­ мической модели — в 3,5 раза [126].

Известно, что интенсивность черенковского излучения, со­ провождающего ливень с заданным числом частиц, пропорциональ­ на средней энергии первичных частиц. По имеющимся экспери­ ментальным данным черенковское излучение в ливнях с N > 105 на высоте 3800 м над уровнем моря в 7—10 раз меньше, чем на уровне моря [143]. По этому поводу необходимо заметить следую­ щее. Самое большое отношение энергий первичных протонов для ливней с одинаковым числом частиц для указанных высот полу­ чается в предположении, что ливень развивается вообще без ка­ ких-либо флуктуации. Однако и в этом, заведомо не осуществляю­ щемся, случае отношение средних энергий будет всего 4,7, что в 1,5—2 раза меньше экспериментального результата.

Рассчитанное среднее значение энергии электронно-фотонной компоненты в ливнях с N — 105 частиц на уровне моря составля­

л о

ет 3,6 • 101 3 эв, что в два раза больше экспериментальной величины,

каскадных кривых [146], можно показать, что при энергии первич­

ставляется, что ни одна из рассматриваемых в последнее время моделей развития ш. а. л. (в том числе и учитывающая катастро­ фические потери энергии) не может обеспечить такой малой энер­ гии электронно-фотонной компоненты, какая наблюдается в эксперименте.

Расчет распределения потоков энергии высокоэнергичной адронной компоненты (энергия отдельных адронов более 10 1 1 эв) в ливнях с N = 105 частиц, регистрируемых на уровне моря, пока­ зал, что оно довольно широкое. Энергия адронной компоненты ш. а. л. заключена в пределах от 101 1 до 101 4 эв. Энергия адронной компоненты в ливнях, на развитии которых сказались катастрофи­ ческие взаимодействия с передачей основной доли энергии я°-ме- зонам, составляет по порядку величины 10 1 1 — 10 1 2 эв. В ливнях от катастрофических взаимодействий с передачей энергии заряжен­ ным я-мезонам она порядка 10 1 2 — 10 1 3 эв. Наконец, в ливнях, раз­ вивающихся только от процессов пионизации, энергия, несомая адронной компонентой, ^ 101 3 эв.

Среднее рассчитанное значение потока энергии адронной компо­ ненты Ф а в ливнях с N = 105 частиц, регистрируемых на уровне

= 5 - Ю 1 2 эв.

На рис. 7.5 приведено рассчитанное распределение отношения потоков энергии адронной и электронно-фотонной компонент в ливнях, содержащих 105 частиц на уровне моря. Среднее отноше­ ние энергии адронной и электронно-фотонной компонент в таких ливнях равно 0,21.

Обратимся к экспериментальным данным (табл. 7.3 и 7.4). К сожалению, экспериментальные данные, полученные в разных работах, значительно расходятся. Это в настоящее время не по­ зволяет сделать определенного вывода о роли того или иного процесса в образовании ш. а. л. Результаты, полученные в [126],

в разных работах, приведены в табл. 7.4. Величина <Фя >/<ФП ф>

Таблица 7.4

Отношение потоков энергии адропной и электроппо-фотонпой компонент ш. а. л.

уровнем моря, по модели «ведущей» частицы. При расчетах прини­ мались те же характеристики элементарного акта, которые были использованы в [142]. Отличие от расчетов, проведенных в [142], состояло в том, что мы разбивали атмосферу на т частей равной толщины (т — число столкновений, которые испытала ведущая частица в атмосфере) и считали, что столкновения ведущей части­ цы происходят в середине каждого слоя. Мы убедились, что та­ кое упрощение по сравнению с расчетами [142] не вносит измене­ ний в вид энергетического спектра в интересующей нас области энергии.

Расчеты энергетических спектров ведущих частиц были прове­ дены для трех разных значений коэффициента неупругости К. Поскольку произвольное изменение К при Я&з = 80 г/см2 приво­ дит к существенному изменению высотного хода ш. а. л., измене­ ние К необходимо связать с соответствующим изменением Я„3 . Для этого мы потребовали, чтобы пробег поглощения нуклонов высокой энергии был постоянен и равен 120 г/см2. Такое требова­ ние вне зависимости от модели развития ш. а. л. обеспечивает в первом приближении правильную высотную зависимость ш. а. л . в нижней трети атмосферы. При наложении этого требования спе­ ктры ведущих частиц на уровне наблюдения оказались мало за­ висящими от значения коэффициента неупругости.

Результаты расчетов по модели ведущей частицы приведены на рис. 7.6.

Расчет при К = 0,48 практически совпадает с расчетом по модели катастрофических потерь (кривая 1). Результаты расчета, для К = 0,28 и 0,72 представлены кривыми 2 я 3.

На рис. 7.6 приведены также экспериментальные данные о спектре адронов в ш. а. л. с N = 105 , полученные с помощью ионизационного калориметра на высотах гор [153]. Как видно из рисунка, в ш. а. л. наблюдается примерно в 10 раз меньше частиц, с Е !> 101 3 эв, чем следует ожидать, если бы ливни образовывались в результате большого числа взаимодействий ведущей частицы, с ядрами атомов воздуха или в результате катастрофических потерь. '., .

представляется нам весьма существенным и может привести к ва­ жным выводам.

Из сравнения результатов расчета с экспериментальными дан­ ными видно, что в настоящее время трудно сделать однозначный вывод о роли того или иного процесса в развитии ш. а. л. Во вся­ ком случае имеющиеся данные в основном не противоречат пред­ положению о значительной роли взаимодействий с большой неупругостыо в образовании ш. а. л. Более того, как было пока­ зано выше, если при энергиях адронов 101 4 —10 1 5 эв механизм взаимодействия таков же, как и при энергиях 10 1 2 — 10 1 3 эв, то взаимодействия с катастрофическими потерями, осуществляю­ щиеся с вероятностью Л ; 30 %, существенно определяют развитие широкого атмосферного ливня. Это значит, что, отбирая ливни по данному числу частиц N, экспериментатор, как правило, будет •отбирать такие ливни, которые соответствуют не средним харак­ теристикам взаимодействия адронов сверхвысоких энергий, а взаимодействиям с неупругостью существенно выше средней ве­ личины.

В заключение отметим следующее. Имеются по крайней мере три группы экспериментальных данных, которые противоречат

Коротко перечислим их.

1) Экспериментальное значение среднего потока энергии элект­ ронно-фотонной компоненты в ш.а.л. <ФЭф> = 2- 108 iV эв. Расче­ ты по всем моделям дают величину примерно в полтора-два раза большую.

2)Из данных о черенковском излучении в ш.а.л. следует, что энергия первичных частиц, создающих ливни, регистрируемые на уровне моря, в 7—10 раз больше, чем энергия частиц, создающих ливни с таким же числом частиц на высотах гор [143]. По всем рассмотренным моделям (в том числе и без учета флуктуации) энергии первичных частиц, создающих ш. а. л. с одинаковым чи­ слом частиц на уровне моря и на высотах гор, отличаются не бо­ лее чем в 5 раз.

3)Экспериментально измеренный поток высокоэнергичных адронов Q> 101 3 эв) в ш.а.л. примерно в 10 раз меньше рас­ четного.

Нам представляется, что выяснение причин этих противоре­ чий является фундаментальным для понимания механизма разви­ тия ш.а.л. Для этого необходимо повышение точности и досто­ верности экспериментальных данных.

Проведенный анализ показал, что взаимодействия с почти пол­ ной передачей энергии нуклона нескольким пионам играют важ­ ную роль во многих процессах, связанных с частицами космиче­ ских лучей высокой энергии. Такие взаимодействия являются определяющими при формировании потоков у-квантов и я-мезо- нов в атмосфере в области энергий 10 1 2 — 10 1 3 эв. Взаимодействия с большой передачей энергии я°-мезонам являются определяющи­ ми при образовании молодых атмосферных ливней и электромаг­ нитных каскадов (толчков). Не исключено, что взаимодействия с большой неупругостыо осуществляются при сверхвысоких энер­ гиях и играют значительную роль в образовании и развитии ши­ роких атмосферных ливней. Вместе с тем основной процесс множе­ ственной генерации частиц — пионизация — не играет скольконибудь существенной роли в этом круге явлений, определяющих основное содержание физики частиц высокой и сверхвысокой энергии космических лучей.

Можно указать основные черты процесса, ответственного за генерацию высокоэнергичных пионов. Это большая неупругость (АГ^о^> 0,5) и малая эффективная множественность (2—3) пионов, получающих значительную часть энергии первичной частицы. В таких процессах один я-мезон получает в среднем 30—40% энер­ гии первичной частицы. В то же время остается открытым вопрос о том, каков же механизм образования высокоэнергичных пионов. Остается неясным, рождаются ли высокоэнергичные пионы в том же процессе пионизации, представляя собой «хвост» энергетиче­ ского распределения, естественно, сильно флуктуирующий от взаимодействия к взаимодействию, или же они рождаются в осо­ бом физическом явлении, органически не связанном с пионизацией.

В 1960 г. Г. Т. Зацепин высказал гипотезу об образовании вы­ сокоэнергичных пионов в результате распада изобарных состоя­ ний нуклона [149]. По этой гипотезе в результате взаимодействия наряду с файерболом (процессом пионизации) образуется возбуж­ денное состояние нуклона — изобара, уносящая значительную часть (70—80%) энергии первичной частицы. Эта изобара распа­ дается на нуклон и я-мезон (или я-мезоны, если масса изобары до­ статочно велика). Именно в результате распада изобар и возника­ ют энергетически выделенные пионы. В частности, при распаделегкой изобары / = Т = 3 / 2 я-мезон получает в среднем 15—20% энергии изобары и, следовательно, 10—15% энергии первичной. частицы.

Гипотеза об изобарном механизме рождения высокоэнергич­ ных пионов привлекательна прежде всего тем, что на ускорителях при энергии первичных протонов та 20 Гэв была показана сущест­ венная роль изобар в образовании высокоэнергичных пионов [158],

Однако в какой мере сохраняется их роль при энергиях в тысячи Гэв и выше — этот вопрос остается пока что открытым.

Следует подчеркнуть, что вопрос о механизме образования вы­ сокоэнергичных пионов тесно связан с вопросом о физической ре­ альности файерболов. В самом деле, если высокоэнергпчная часть спектра пионов является неотделимым продолжением спектра ос­ новной массы пионов, тогда пионы не являются результатом изо­ тропного распада медленно движущегося в С-системе файербола.

Высказанные соображения дают достаточные основания для поиска путей и методов анализа экспериментальных данных, ко­ торые бы позволили в экспериментах с частицами космических лу­ чей высокой энергии получить ответ о роли изобарного механизма н свойствах изобар, ответственных за генерацию высокоэнергич­ ных пионов.

4.1. Соотношение энергии нуклона и п-мезонов, возникающих при распаде изобар]

Экспериментальные данные, полученные методом контролируе­ мых фотоэмульсий, дают возможность оценить верхнюю границу для отношения энергии, остающейся у нуклона EN, и энергии наи­

модействия. С другой стороны, при распаде я°-мезона в среднем

у-кванта, рожденного во взаимодействии. В таком случае из эк­ спериментальных данных следует:

Е * Ъ<<^=^Ъ =0,65 ± 0 , 1 5 .

£ - ° т а х / ^ \ 1 ' 3 3 - Є - ^тах

Сравним это значение с тем, которое следует ожидать при изо­ барном механизме рождения таких пионов.

Сначала рассмотрим случай изотропного распада изобары на нуклон и один я°-мезон (расчет справедлив и для заряженных л-мезонов).

Обозначим через Ем и Еп энергии нуклона и пиона в лабора­ торной системе координат, а через EN И ЕЯ — в системе изобары (все величины, рассматриваемые в системе изобары, будем поме­ чать звездочкой). Пусть я-мезон вылетает в системе изобары под

.углом ; 6*; тогда из закона сохранения импульса следует, что

.нуклон вылетает под углом ON = л — 6*. Отношение эцергии

При требовании, чтобы энергия я-мезона была больше заданной, имеем:

7Z

Рассмотрим случай, когда показатель энергетического спектра изобар у =3, что близко к показателю энергетического спек­ тра адронов с энергией > 101 2 эв на высотах гор. Имеем:

На рис. 7.7 приведена зависимость этого отношения от массы изобары. На рисунке приведен также верхний предел эксперимен­ тального значения (Ех1Епу (прямая линия) с полосой ошибок (пунктир). Это максимальная оценка для величины <Ек/Еп ). Из сравнения эксперимента с расчетом видно, что для того, чтобы рассмотренная характеристика <£; у/.Ея > не противоречила гипоте­ зе о распаде изобары на нуклон и я-мезон, масса изобары должна быть больше 2,5—3 нуклонных масс ( ^ 3 Гэв).

Если масса изобары достаточно велика, то, как показывают экспериментальные данные, полученные при ускорительных энергиях, при распаде изобары образуются не один, а несколько я.-мезонов. Проведение точных расчетов при распаде изобары на три или большее число частиц весьма трудоемко. Поэтому были рассмотрены только два крайних случая: когда в системе коорди­ нат, связанной с изобарой, энергетически выделенный я-мезон имеет максимальный или минимальный импульс. Легко видеть, что в этих случаях разлет продуктов распада изобары должен происходить по одной прямой. В первом случае наиболее энергич­ ный я-мезон вылетает в сторону, противоположную направлению движения остальных частиц (как показал расчет, чтобы я-мезон получил максимальный импульс, остальные частицы должны дви­ гаться с примерно одинаковыми скоростями); во втором случае все пионы имеют равные импульсы, а нуклон вылетает в противо­ положном направлении. При заданной массе изобары значения величины <.Ен/ЕяУ для всех других возможных вариантов разлета продуктов распада изобары заключены между значениями, полу-

приведена на рис. 7.8. При расчете, как и ранее, предполагалось,.

1ЕЫ

что энергетический спектр адронов имеет степенной вид с показа­ телем у — З. На рисунке приведен также верхний предел экспе­ риментального значения величины <.Е^/ЕЛ}. Из сравнения экспе­ риментальных данных с результатами расчета следует, что есла высокоэнергичные пионы образуются при распаде тяжелой изо ­ бары на нуклон и несколько я-мезонов, то масса этой изобары, должна превышать 2,5—3 массы нуклона, как и в случае распада, изобары на две частицы.

Наряду с прямым распадом изобары на нуклон и несколькопионов был рассмотрен каскадный распад изобар. Из общих кине­ матических соображений можно ожидать, что для каскадного рас­ пада результаты расчета не должны сильно отличаться от случая, прямого распада. Был рассмотрен конкретный случай распада изо­ бары с массой 1924 Мэв на я-мезон и изобару с массой 1236 Мэв,. которая в свою очередь распадается на нуклон и я-мезон. Как и. ранее, требовалось, чтобы энергия одного из я-мезонов, возник-