книги из ГПНТБ / Григоров, Н. Л

термостатирование позволили поднять значение предельно изме­ римого импульса частицы по кривизне ее следа в камере Вильсона до ^ 50 Гэв/с. Предполагалось с помощью второй камеры Вильсо­ на, размещенной над мишенью, по плотности ионизации отличать пионы от протонов [10].

К настоящему времени опубликованы данные около 200 вза­ имодействий с легкими атомными ядрами адронов космических лучей известной энергии в интервале 100—1000 Гэв [162, 29, 108]. Большая часть этих взаимодействий зарегистрирована в установ­ ках без магнитного поля [29, 108], и только в [162] использова­ лось магнитное поле для измерения импульсов вторичных частиц.

мы вынуждены будем использовать, как основной, материал работы [162].

В этих исследованиях были получены средние значения харак­ теристик взаимодействия — множественности рождаемых заряжен­ ных частиц ns, коэффициента неупругости взаимодействия К, спектра рождаемых вторичных частиц п (Е) dE, среднего углового распределения вторичных частиц. Применение этой методики впер­ вые позволило получить функции распределения многих величии (ns, К, углового распределения) при фиксированной энергии пер­ вичной частицы Ё0. Конкретные формы реализации этого метода исследовании иногда приводили к ограничениям в наблюдении параметров взаимодействия и к появлению систематических оши­ бок в результатах наблюдений. Ниже, анализируя полученные ре­ зультаты, мы особое внимание уделим рассмотрению возможныхметодических ошибок измерений.

Врассматриваемых экспериментах [162, 108, 29] пороговая

энергия первичных частиц была ЕПор ~ 100 Гэв. Поэтому, чтобы на результаты наблюдений не влияло наличие порога регистрации,

шой глубины освещенной области камеры Вильсона, расположе­ ния мишени над камерой и сравнительно больших углов вылета вторичных частиц имел место эффект потери частиц, вылетающих под большими углами к направлению движения первичной части-

Среднее значение <па> = 8,3+0,7. Дисперсия распределения а = о,38<п4>.

цы. В этом можно убедиться, рассмотрев зарядовое соотношение вторичных частиц по данным работы [6]. Так, в ливне № 53.65 по­ теряна, как минимум, одна частица с зарядом ( + ) ; в ливне 38.23 также потеряна, как минимум, одна частица с зарядом ( + ) .

Если рассмотреть более полные данные, приведенные в [1621, то подобных ливней окажется сравнительно много. Так, в ливне № 1 имеется шесть частиц с зарядом ( + ) и две с зарядом (—), т. е. потеряно минимум две частицы. В ливне № 7 имеем 4 + и 5" и одну с неопределенным зарядом. Если первичная частица — протон, то потеряна минимум одна частица. В ливне. № 8 потеряна ми­ нимум одна частица (3+ , 5", одна неопределенная; первичная нейтральна). В ливне № 16 потеряна минимум одна частица (если первичная — протон). В ливне № 26 потеряно минимум две ча­ стицы (4+ , 9", 2 неопределенных; первичная неизвестна). В сред­ нем в ливнях, в которых был определен заряд почти всех частиц, оказались потерянными около 12% частиц в расчете на один ливень.

Аналогичная картина и в ливнях, зарегистрированных на Тянь-Шаньской установке. Из 19 ливней, приведенных в [162], в шести ливнях по соотношению зарядов потеряно минимум 8 ча­ стиц при средней множественности <rcs> = 9, т. е. в этих шести ливнях было потеряно 14% частиц в расчете на один ливень.

Так как во многих ливнях, приведенных в [162], у значитель­ ного числа частиц знак заряда не определен, то, считая, что та­ кие ливни ничем не отличаются от тех, у которых удалось устано­ вить потерю частиц, можно прийти к заключению, что в обсуждае­ мой работе в среднем терялось около одной заряженной частицы

приводит и анализ угловых распределений, который будет прове­ ден в § 4.

Результаты измерения ns в ливнях, генерированных частица­ ми с теми же энергиями при их взаимодействии с ядрами углеродаг .

1

приведены в табл. 8.2 [108, 162, 29]. Средние значения <ns >, по­ лученные в работах [108, 162, 29], в пределах ошибок совпадают. Поэтому данные этих работ можно объединить и по ним построить распределение ливней по ns. Оно изображено на рис. 8.3. Среднее чпсло частиц < n s > = 10,7 + 0,8. Дисперсия этого распределения о - 0,47<ns >.

Таким образом, распределение числа ливней по числу частиц при Е0 ^ 300 Гэе характеризуется дисперсией

о = (0,4 - 0,5) <rcs>

(при мишенях из легких ядер), a (nsy = 9 — 10 частиц и очень слабо зависит от атомного веса ядер мишени.

Форма распределения по ns основной массы ливней в первом приближении может быть описана законом Гаусса с <ns > = 9,0 и дисперсией 0 = 0,4 <д5 >. При этом имеется небольшое число ливней 15%) с множественностью ns, примерно в два раза пре­ восходящей <ns >, которые выходят за пределы гауссового распре­

стиц и определения коэффициента неупругости взаимодействия первичной частицы, очевидно, нужно знать энергию первичной частицы Е0 в каждом взаимодействии и уметь определять энергию каждой вторичной частицы. В принципе эта задача может быть ре­ шена в эксперименте с использованием ионизационного калори­ метра и камеры Вильсона в магнитном поле.

Чтобы получить импульсный или энергетический спектр рож­ даемых частиц, следует выбрать узкий интервал энергий первич­ ных частиц Е0 и для него построить спектр рождаемых частиц в лабораторной системе координат.

Однако такой непосредственный путь получения спектра гене­ рации по данным, опубликованным в [162], не может быть осуще­ ствлен по следующим причинам. В лабораторной системе коорди­ нат из-за экспериментальных ограничений, существовавших в работе [162], импульс вторичных частиц мог быть измерен, еслион был менее » 12 Гэв/с, т. е. в лабораторной системе координат импульсный (энергетический) спектр рожденных частиц может быть получен только в области малых импульсов (энергий), со­ ставляющих несколько процентов от Е0.

Чтобы обеспечить приемлемую статистику экспериментального материала, приходится выбирать конечный интервал энергий пер­ вичных частиц: от Eomin ^ 2 Я п о р (чтобы не влияли пороговые эффекты) до Е0 ^ 2£, o m tn (чтобы обеспечить достаточное число ливней). Однако даже такой диапазон энергий первичных частиц Е0 приводит к «размытию» наблюдаемого спектра вторичных ча­ стиц. Сужепие интервала АЕ0 приведет к существенному умень­ шению статистики.

Чтобы обойти обе трудности, можно построить спектр относи­ тельных энергий (импульсов) и = рс/Е0 в так называемой «зер­ кальной» системе координат, введенной в рассмотрение С. А. Славатинским [6]. В этой системе координат первичный нуклон по­ коится, а нуклон-мишень имеет энергию Е0. При рассмотрении иуклон-нуклонных взаимодействий (что достаточно правомочно, когда мишенью являются легкие ядра) средние характеристики взаимодействия в зеркальной системе координат должны быть

3 м~2час~1стер"1, в то время как наблюдается интенсивность нук­

является естественным следствием потери небольшой части ча­ стиц — в среднем одной частицы на взаимодействие. Казалось бы

работы [162], не отражает истинного распределения рожденных частиц в области больших импульсов, когда и > 0,05. Определе­ ние спектра рождаемых частиц в зеркальной системе координат сопряжено с потерей частиц, обладающих большими значениями гг.

Обозначим через Е3 энергию частицы (пиона) в зеркальной си­ стеме координат, тогда

к скорости света в лабораторной системе координат (для рассмат­ риваемых энергий В ^ 1), Е, р, 0 — полная энергия пиона, его импульс и угол вылета по отношению к первичной частице в лабо­ раторной системе координат, 7?ZJV — масса нуклона. Тогда

небольшой глубины освещенной области камеры Вильсона). Иными словами, если имеет место потеря частиц, то в эксперименте с камерой Вильсона в основном будут теряться частицы с боль­

с № 1 по № 42, из работы [162]), то получим картину, изображен­

В действительности потеря частиц несколько больше, чем 0,8 на ливень. Дело в том, что из 67 ливней, генерированных частицами с Е0 > 190 Гэв на легких ядрах L i H , С, Be, в 43 имеется быстрый: протон (частица «Р» по обозначению, принятому в [162]), а в 24 ливнях этой частицы нет. При вероятности неупругой перезаряд- к и л ; 0,4 с учетом доли нейтральных частиц в потоке первичных следует ожидать около 50% ливней с частицей «Р», а 50% — без нее. Следовательно, избыток «протонов» указывает на то, что часть ливневых частиц (пионов) причислена к быстрым протонам. Оценка этого завышения может быть сделана из предположения, что разность 43 — 24 = 19 частиц — это те пионы, которые за-

числены в категорию п р о т о н о в , т . е. завышение составляет 19/67;=^ 0 , 3 ч а с т и ц ы на л и в е н ь . Поэтому суммарные потери частиц

Влитературе высказывались с о о б р а ж е н и я , что различие ко­

приписать статистической необеспеченности измерений. Скорее оно свидетельствует против рассмотренной т р а к т о в к и различия

коэффициентов н е у п р у г о с т и .

Одним из важных вопросов, который изучался с аппаратурой, совмещавшей камеру Вильсона и ионизационный калориметр, был вопрос об угловом распределении генерируемых частиц, за­ кон флуктуации этого углового распределения и зависимость его от энергии первичной частицы.

10

Рис. 8.6. Энергетический спектр первичных космических лучей при измере­ нии энергии методом Кастаньолп (крестики) [165]. Пунктир — истинный спектр.

На первом этапе исследований этот вопрос возник как узко утилитарный, обусловленный тем, что для определения энергии первичной частицы Е0 широкое применение в свое время получи­ ли методы, использующие угловое распределение ливневых ча­ стиц, в частности метод Кастаньоли [163] и метод Даллера и Уокера [164]. Однако применение этих методов определения Е0 к изу­ чению характеристик взаимодействия частиц космических лучей высокой энергии, наблюдаемых в фотоэмульсиях, часто приводи­ ло к результатам, вызывавшим недоверие и возражения. Ярким примером является, в частности, вид энергетического спектра пер­ вичных частиц космических лучей, полученный в работе [165], в которой энергия первичных частиц определялась методом Каста­ ньоли. Этот спектр представлен на рис. 8.6. На нем же пунктиром изображен истинный спектр первичных частиц. Из приведенного рисунка видно, насколько сильно искажается спектр частиц, когда их энергия определяется методом Кастаньоли, т. е. к каким боль­ шим ошибкам в определении энергии приводит метод, использую­ щий угловое распределение вторичных частиц.

Все методы определения энергии первичной частицы по угло­ вому распределению рожденных частиц базируются на предполо-