книги из ГПНТБ / Азимов С.А. Неупругие соударения частиц большой энергии с нуклонами и ядрами

ромагнитных каскадов, достигает заметной величины, увеличивая тем са.мым вероятность вторичных взаимодействии пионов и ну­ клонов іВ этих фильтрах. В последующих взаимодействиях ядер- но-активных частиц генерируется дополнительное количество л°- мезонов, приводящее к так называемой «подпитке», т. е. к нало­ жению вторичных электроматнитньгх лавин на первичные.

В установках с ионизационными калориметрами дело услож­ няется также вкладом ядерных расщеплений в измеряемую иони­ зацию. Сильноионизующпе частицы от ядерных расщеплений мо­ гут создавать «толчки», имитирующие прохождение через иониза­ ционную камеру большого числа релятивистских частиц. К тому же возникает необходимость учета переходного эффекта свннецмедные стенки камер из-за различия в их критических энергиях. Для определения величины переходного эффекта в работе [85] были выполнены специальные измерения на электронном ускори­ теле, а для учета вторичных взаимодействий — детальные расче­ ты, основанные на анализе искусственных каскадов, разыгранных методом Монте-Карло [86].

Другим подходом к измерению суммарной энергии л°-мезонов, генерированных в первичных соударениях, является оценка ве­ личины 0 по числу частиц в максимуме развития электронно­

фотонных ливней. Каскадная теория дает однозначную связь меж­ ду энергией электромагнитного каскада и числом частиц в макси­ муме. Поскольку' число ливневых частиц мало меняется с глуби­ ной вблизи максимума развития каскада, а положение его в тя­ желых веществах слабо зависит от энергии, то при измерении чис­ ла частиц ,в области, близкой к максимуму, можно с достаточной точностью оценить величину ЕЕ_„.

Основная погрешность в измерении ~ЕЕ возникает из-за

флуктуаций числа частиц на данной глубине измерения. В мак­ симуме каскада эти флуктуации достигают минимального значе­ ния, а распределение лавинных частиц приближается к распреде­ лению Пуассона. Так как измерения в области максимума произ­ водятся при -меньшей суммарной толщине свинцовых фильтров, фоновые явления, связанные с последующими взаимодействиями, будут играть меньшую роль. Обычно для определения положения максимума в установках с ионизационными калориметрами ис­ пользуются три ряда ионизационный камер, прослоенных свинцо­ выми фильтрами.

В 1961 г. нами был предложен простой метод определения энергии я°-мезонов S£_„ тонкими черепковскими детекторами,

экранированными одним слоем свинца [8]. Толщина фильтра вы­ биралась из условия регистрации электромагнитных каскадов вблизи максимума развития. Преимущество данного метода за­ ключается в том, что измерения числа каскадных электронов сво­ бодны от влияния ядерных расщеплений, так как черепковские детекторы нечувствительны к сильноионизующим частицам. В тон­

90

ком слое свинца вероятность вторичных взаимодействий невелика, а переходный эффект может быть учтен достаточно точно, так как вклад в регистрируемый сигнал от черепковского счетчика вносят главным образом электроны высокой энергии, обладающие боль­ шим пробегом в радиаторе детектора. Другим важным преимуще­ ством использования черепковского детектора для указанной цели является эффект «компенсации» возраста лавины.

В [42] показано, что энергетический спектр лавинных частиц в тяжелых элементах однозначно определяется параметром s, ха­ рактеризующим возраст лавин. При регистрации событий с отно­ сительно большими значениями передаваемых энергий л°-мезонам электромагнитные лавины могут не достигать максимума разви­ тия, так как измерения производятся на фиксированной глубине свинцового фильтра. Однако, как показывают оценки, использова­ ние переходного коэффициента, вычисленного для области макси­ мума, и в этих случаях дает правильные результаты. Дело в том, что на единицу пути в радиаторе релятивистская частица излуча­ ет фиксированное число фотонов черепковского свечения. Так как энергетический спектр лавинных частиц, не достигших максимума своего развития, обогащен частицами высоких энергий, то недо­ статок частиц в области каскадной кривой, расположенной до максимума, будет компенсироваться увеличением их пробега в веществе радиатора, приводя к возрастанию светового потока от этих частиц.

Рассмотрим переходный эффект свинец — черепковский детек­ тор. Электронно-фотонные ливни, развиваясь в свинцовом фильт­ ре толщиной 3 см, создадут у границы счетчика Nт электронов. Поскольку критическая энергия в свинце (егь = 7,2 Мэв) гораздо

меньше критической энергии в воде (ен^о= 70 Мэв), то большин­

ство лавинных частиц вследствие ионизационных потерь будет тормозиться в черепковском детекторе. Толщина детектора вмес­ те с плексигласовой крышкой составляет 7 г/см2, т. е. —0,2 рад. ед. Черепковские счетчики калибруются световыми вспышками от одиночных частиц высокой энергии, проходящих полную толщину радиатора. Электромагнитные ливни, пересекающие детектор вблизи максимума развития, создадут в радиаторе световую вспышку, эквивалентную прохождению N е проникающих частиц. Таким образом, задача сводится к определению коэффициента пропорциональности между числом проникающих частиц и числом электронов в максимуме развития каскада N т, т. е.

= k N , .

Первые оценки такого переходного коэффициента были выпол­ нены в [94] при разработке калориметра из черепковских счетчи­ ков; в дальнейшем они были уточнены и в результате получена зависимость k от возраста лавины s для отдельных у-квантов и для фотонов, распределенных по энергетическому спектру.

91

ка. При вычислении ANоотпадает необходимость учета угла рассея­ ния частиц, так как пробеги электронов с Е < Е { не превышают высоты радиатора.

Для оценки величины AN3 энергия комптон-электронов £ е comp определялась как

считать постоянной величиной, а энергии фотонов брались равны­ ми средней энергии для данного интервала.

ниям при фиксированной энергии

первичных фотонов, но при различных значениях параметра s, ха­ рактеризующего возраст лавины.

Зависимость переходного коэффициента к от параметра s, вы­ численного для одиночных фотонов, изображена на рис. 18. Как видно из рисунка, величина к мало меняется в интервале s = = 0,5—1,0.

При регистрации ядерных взаимодействий в мишени генериру­ ется несколько у-квантов от распада я°-мезонов, распределенных по энергетическому спектру. В связи с этим величина к была вы­ числена для электромагнитных ливней, берущих начало от у-кван- тов, имеющих энергетическое распределение [74]. На рис. 19 при­ ведены зависимости переходного коэффициента к от энергии элек­ тромагнитных лавин Е , вызванных одиночными у-квантами (кри­

вая 1) II спектром у-квантов (кривая 2) для водяного чёренковского детектора толщиной 7 г/см2, расположенного под свинцовым

93

фильтром толщиной ö рад. ед. Зависимость параметра s от I и Е принималась согласно [42].

Как видно из полученных данных, величина к остается прак­ тически постоянной для довольно широкого интервала энергий. В связи с этим для коэффициента k была принята величина 2,7, равная среднему значению в измеряемом интервале энергий

=30—300 Гэв. Вычисленное значение к совпало с эксперимен­

тальным, полученным путем сопоставления энергий электронно­ фотонных ливней, измеренных черепковским спектрометром п ио­ низационным калориметром на данной установке.

§ 3. Экспериментальные данные о Кг„

Для изучения парциального коэффициента неупругости К^о были рассмотрены ливни с £о>180 Гэв, образованные в па­

рафиновой и железной мишенях, а также ливни, генерированные в стеклянных стенках и алюминиевых электродах искровых камер. За все время работы установки для анализа было отобрано 626 ливней с надежно идентифицированным зарядом первичных частиц.

Рассмотрим распределение парциального коэффициента неуп­ ругости К гаДх, полученное без введения поправок папоследую­

щие взаимодействия в верхних фильтрах установки. На рис. 20,. где по оси абсцисс отложена величина КтІх, а по оси ординат —

число событий, приведены распределения /С"ДХ для взаимодей­ ствий адронов с ядрами парафина (СН2), алюминия и железа. Ри-

94

сунки с индексами а относятся к взаимодействиям всех первичных

Рис. 20.

характер. В то время как для нейтронных взаимодействий А'™;1

практически обрывается на значении 0,6, в распределении для

•пионных взаимодействий наблюдается заметная доля событий с >0,6. Следует отметить, что наблюдаемое различие в рас­

пределениях К _о для іпионных и нуклонных взаимодействий со­

храняется и при переходе к тяжелым ядрам. Однако форма рас­ пределения /С™ох оказывается практически одинаковой при срав­

95

камер и 3-сантиметровом слое свинца, расположенном над тон­ кими черепковскими счетчиками, предназначенными для измере­ ния о. Расчетное значение ап оказалось слабо зависящим

проведенные нами для взаимодействия адронов с ядрами парафи­ на, алюминия и железа при коэффициентах неупругости

дали следующие значения:

-0,74; а* =0,79; о*1= 0,81.

Полученные величины находятся в хорошем согласии с расче­ тами последующих взаимодействий, выполненных в [86] методом Монте-Карло, при различных предположениях о характеристиках взаимодействия. Согласно [86], среднее значение «подпитки» слабо зависит от параметров взаимодействия, а погрешность, связанная с оценкой а„, не превышает 10%. Поскольку в [86] количество ве­ щества с мишенью из LiH, расположенного над свинцовым фильт­ ром, эквивалентным 6 рад. ед., близко к условиям настоящего эксперимента, то оказалось возможным прямое сравнение указан­ ных расчетов с проведенными нами оценками ап.

Если рассматривать варианты расчета «подпитки» без учета сплшоионизующих частиц (что соответствует нашим условиям из­ мерений), то полученная из работы [86] величина аи практически совпадает с указанной выше оценкой. В среднее значение К_0

вводилась также поправка, учитывающая потерю некоторого чис­ ла событий с очень малыми передачами энергии я°-мезонам, и сос­ тавляющая <0,025. Просчет таких событий мог возникнуть из-за

после запуска второго варианта установки, для срабатывания ко­ торой уже не требовалось энерговыделения в тонких черепковских детекторах, показали, что эта поправка составляет ~ 5% к сред­

нему значению К

96

Приведем экспериментальные данные о средней величине пар­ циального коэффициента неупругостн для взаимодействия всех

матические ошибки во всех измерениях с различными мишенями II сортами частиц близки друг к другу) [19, 20]:

Как видно из полученных результатов, величина Д я° сильно зависит от природы ливнегенерирующих частиц; средние значе­ ния <Дя» ]> для пион-ядерных взаимодействий в 2 раза превы­ шают соответствующие значения в случае нейтрон-ядерных взаи-

модействий как для легких, так и для тяжелых ядер мишени. Та­ ким образом, становится очевидным, что <Кч» ]>, определяемое для суммарного потока ядерно-активных частиц, может заметно меняться при различной примеси пионов среди первичных частиц. С другой стороны, наблюдается очень слабая зависимость <К*° > от атомного веса ядра-мишени А, которая близка к зависимости типа

< / с : ■А0.0Й±0,03

Поскольку соотношения заряженных и нейтральных первичных частиц в измерениях с различными мишенями близки друг другу,

модействий нейтронов и пионов с легкими ядрами. Для этого все ливни, образованные в соударениях с ядрами СН2 и А1, были объединены и разбиты на энергетические интервалы, в которых производилось усреднение величин А> и Е0.

На рис. 22 приведена зависимость <Кн> > от Е0 для взаимо­ действия пионов и нейтронов с легкими ядрами. Как видно из ри­ сунка, среднее значение К-о в пнон-ядерных и нуклон-ядерных взаимодействиях не зависит от первичной энергии в интервале 200—2000 Гэв. Этот результат хорошо согласуется с данными, полученными нами ранее с помощью установки, состоявшей из калориметра и черенковских счетчиков [10]. В работе [10] показа-

98