книги из ГПНТБ / Григоров, Н. Л

ших при распаде, превышала заданную величину. Для каскадного распада изобары с массой 1924 Мае получено (ENIEny = 1,03. Эта величина практически совпадает с расчетом для случая пря­ мого распада изобары на нуклон и два пиона (см. рис. 7.8, а).

4.2. Средний перпендикулярный импульс пионов

Рассмотрим, какой перпендикулярный импульс должны полу­ чать высокоэнергичиые пионы, если они возникают при распаде изобар. В случае распада изобары на

нуклон и один л-мезон

координат, связанной с изобарой, уже не будет изотропным.

Для того чтобы учесть это обстоятельство, был проведен соот­ ветствующий анализ. Оказалось, что наложение требования, что­ бы в лабораторной системе координат энергия я;-мезона превышала заданную величину, мало меняет результат, полученный по фор­ муле (7.12). Результаты расчета <^j.> для распада изобары на ну­ клон и пион для разных масс изобары приведены на рис. 7.9 (кри­ вая 1).

больше энергии пионов, возникающих при распаде файербола. Поскольку основная часть пионов, образующихся при распаде файербола, имеет энергию одного порядка по величине, в спектре рождающихся пионов должен наблюдаться разрыв между изо­ барными и файербольными я-мезонами, тем более широкий, чем выше энергия первичных частиц Е0.

Для того чтобы количественно оценить этот эффект, был про­ веден расчет средней энергии наиболее энергичного пиона, обра­ зующегося при распаде файербола, <2?фбХ>, и средней энергии изо­ барных пионов (Еи3у. В расчете было учтено, что в экспериментах по регистрации ионизационных толчков и электромагнитных кас­ кадов от ядерных взаимодействий преимущественно регистрируют­ ся взаимодействия с большой передачей энергии я°-мезоиам.

Энергия <£,фб'х > определялась, исходя из энергетического спектра пионов в системе файербола, полученного в работе [123] и приведенного на рис. 7.1. При расчете учитывалось, что, в со­ ответствии с [162], файербол медленно движется в системе центра инерции сталкивающихся иуклоиов с лореиц-фактором f . Распре­ деление событий по f было взято из работы [4]. В результате рас­ чета получено, что наиболее энергичный из файербольных пионов имеет энергию <і?фоах> = 7,7"і>с (в единицах теяс2). Следующие за ним (в порядке убывания энергии) пионы имеют среднюю энергию 5,2ус и 3,8ус . Таким образом, пионы, образующиеся при распаде файербола, действительно имеют энергии, близкие по порядку величины. При увеличении энергии первичной частицы энергия файербольных пионов должна расти пропорционально Е^-

При расчете средней энергии пионов, образующихся при рас­ паде изобары, накладывалось требование, чтобы энергия изобар­ ного пиона в лабораторной системе координат превышала заданную величину. Метод расчета энергии изобарных пионов был изложен выше. Показатель энергетического спектра нуклонов при расчете пиинимался равным у = 3.

Вначале был рассмотрен простой случай, когда изобара распа­ дается на нуклон и один я°-мезон. Зависимость отношения сред­ них энергий наиболее энергичного файербольного (Ефі* у и изо­ барного (Ензу пионов от энергии первичного нуклона и массы изо­ бары для этого случая приведена на рис. 7.10. Из рисунка следу­ ет, что при распаде изобар с массами 1236 и 2360 Мэв энергия изо­ барного пиона больше энергии самого быстрого пиона, получаю­ щегося при распаде файербола, в 4 и 9 раз при энергии 1 0 й эв и в 13 и 29 раз при энергии 101 3 эв, соответственно.

накладывалось требование, чтобы суммарная энергия обоих я°-мезонов"-превышала 101 2 эв. В результате получено, что энергия

наиболее энергичного пиона в три раза больше энергии следующе­ го за ним (тоже изобарного) и в 11 раз больше энергии самого энер­ гичного пиона, образующегося при распаде файербола.

В экспериментах, проводимых при помощи ядерных фото­

заполняют энергетический интервал между наиболее энергичными пионами, образующимися при распаде изобары и файербола.

Для сравнения результатов расчета с экспериментом были использованы данные, полученные методом контролируемых эмульсий и изложенные в гл. V и Приложениях, а также резуль­ таты работ [114, ИЗ, 116]. В каждом из зарегистрированных лив­ ней у-кванты были расположены в порядке убывания их энергии и определены отношения >/<£'j+ 1 ). Результаты такой обработки приведены в табл. 7.5. Там же приведена средняя энергия частиц, вызвавших зарегистрированные события (по нашей оценке), сред­ няя множественность у-квантог и энергия наиболее энергичного у-кванта, отнесенная к суммарной энергии всех у-квантов данного ливня. В последних столбцах таблицы приведены результаты, ус­ редненные по всем работам, и результаты расчета.

Из таблицы видно, что предположение о распаде изобары на нуклон и один или два я°-мезона не согласуется с эксперимен­ том. Для согласования расчета с экспериментом необходимо более «плотное» расположение у-квантов в высокоэнергичной части спект­ ра. По-видимому, изобарная модель не будет противоречить экс­

периментальным данным, если предположить, что в результате распада изобары образуются три или более я°-мезона. Именно та­

кая модель была рассмотрена 10. А. Смородиным [111]. В работе [111] предполагается, что при взаимодействиях образуется изоба~

Расстояние между этими двумя гауссовыми распределениями

разделятся и будут выглядеть в виде двух раздельных максимумов.

координатах lg t g 6 должно иметь три максимума: два от файерболов и один от распада тяжелой изобары.

Естественно, что соответствующий эксперимент требует реги­ страции всех частиц, желательно — регистрации высокоэнергич­ ных у-квантов и энергии первичной частицы Е0.

Подводя итог, можно сказать, что имеющиеся эксперименталь­ ные данные противоречат простейшей изобарной модели: изотроп­ ный распад легкой изобары (М"п з ^ 2,5 — 3 Гэв) в собственной системе координат. В частности, можно утверждать, что изобар­ ный механизм генерации высокоэнергичных пионов в том виде, как он был предложен в работе [149] (образование изобар с I = Т = = 3 / 2 и массой 1236 Мэв), при высоких энергиях не реализуется. Этот вывод, впервые сделанный при изучении космических лучей [124], был затем подтвержден на ускорителях при энергии ^ 20 Гэв [158]. Уже при такой относительно небольшой энергии изоба­ ры с / = Т = 3 / 2 практически перестают рождаться, «уступая» свое место более тяжелым изобарам. Проведенный анализ проти­ воречит и результатам работы [123], в которой делается вывод о том, что при взаимодействиях нуклонов с легкими ядрами с ве­ роятностью, близкой к единице, образуется «средняя» изобара (бо­ лее тяжелая, чем 1236 Мэв), при распаде которой рождаются в среднем два пиона.

В то же время не исключено, что если при взаимодействиях об­ разуются изобары с большим значением собственного момента, то их распад будет происходить анизотропно. При этом, естественно, должны измениться и основные угловые и энергетические соотно­ шения между продуктами распада изобары. Расчеты анизотропно­ го распада изобары пока что не проведены, и этот вопрос нужда­ ется в соответствующем теоретическом анализе. В таком анализе нельзя упускать из виду изотопические соотношения, которые дол­

противоречить положительному избытку мюонов высокой энер­ гии. Наконец, и это главное, не исключено, что высокоэнергич­ ные пионы рождаются в процессах, отличных от распада изобар.

Таким образом, вопрос об изобарном механизме генерации вы­ сокоэнергичных пионов в настоящее время остается открытым и требует дальнейшего изучения.

Система выработки управляющего сигнала в этих установках во многом общая. Так, в работах [6, 160, 53, 10] для выработки это­ го сигнала требовалось энерговыделение в ионизационном кало­ риметре, превышающее некоторое минимальное значение, и нали­ чие в трех рядах ионизационных камер импульсов, превышаю­ щих пороговое значение.

Управляющий сигнал запускал систему регистрации ампли­ туд импульсов от всех ионизационных камер и систему, управляю-

Рис. 8-1. Схема первой установки, объединяющей камеру Вильсона в маг ­ нитном ноле с ионизационным калориметром.

Применение камер Вильсона в магнитном поле как правило приводит к тому, что камеры имеют относительно небольшую глу­ бину, а мишень располагается над камерой. Такая геометрия при­ водит к потере части ливневых частиц, вылетающих под большим углом к первичной частице. Это следует иметь в виду при анализе экспериментальных результатов и сопоставлении их с результата­ ми измерений, выполненных на аналогичных установках, но без применения магнитного поля. В последнем случае, как, например, в работе [53], можно применить камеру с большими поперечными размерами либо мишень поместить внутрь камеры Вильсона [29].

Ввиду большой общности установок мы коротко опишем одну, схема которой изображена на рис. 3.1 (стр. 62). Ряды гейгеров­ ских счетчиков Гх , Г2 и Г 3 состояли каждый из 46 счетчиков. Каж-

дый счетчик имел длину 90 см и диаметр 1,8 см. Счетчики в рядах Г2 и Г 3 располагались во взаимно перпендикулярных направле­ ниях, что давало возможность определять координаты частиц, про­ ходящих через них.

Между рядом Гх и рядом Г2 был установлен свинцовый фильтр толщиной 12 см для поглощения частиц электронно-фотонной ком­ поненты, часто сопровождающих сильно взаимодействующие ча­ стицы высокой энергии. Под счетчиками располагалась графито­ вая мишень толщиной 11 см, т. е. около 18 г/см2. Под мишенью находилась плоская камера Вильсона высотой 15 см и с попереч­

Новая большая установка ФИАН, запущенная в 1965 г. на Тянь-Шаньской высокогорной станции, содержала большую ка­ меру Вильсона в магнитном поле и большой ионизационный ка­ лориметр [10]. Большие^ размеры камеры Вильсона и лучшее ее