![](/user_photo/_userpic.png)
книги из ГПНТБ / Азимов С.А. Неупругие соударения частиц большой энергии с нуклонами и ядрами
.pdf§ 4. Обзор экспериментальных работ
Рассмотрим экспериментальные данные, полученные при помощи ускорителей. В [87] исследовались распределения парных азимутальных углов г.. между вторичными частицами, образо
ванными |
в столкновениях протонов с энергией 9 Гэв со всеми |
|
ядрами |
эмульсии, а также отобранными по критерию nll-\-n |
6. |
Экспериментальное распределение углов ву оказалось в хорошем
согласии с изотропным распределением.
В [89] анализировались протон-нуклонные и протон-ядерные взаимодействия при энергии 24 Гэв. Приведем результаты иссле
дования азимутальных корреляций при помощи критерия рА:
Характеристика ливня |
N |
?і |
ß2 |
/W -вза нмодействня, |
430 |
- 0 ,4 4 |
0,01 |
«5=44-6 |
158 |
- 0 ,3 8 |
0,01 |
То же, п5=7ч-10 |
Р-ядерные взаимодейст вия,
« й > 8, ns> 8 |
143 - 0 ,2 0 0,07 |
Как видно из этих данных, величина ß2 лежит внутри довери тельного интервала, что свидетельствует об отсутствии ази мутальной анизотропии при £0 = 24 Гэв. Отрицательное значение Рі указывает на влияние закона сохранения импульса, приводя щего к уменьшению величины ßi и практически не влияющего на ß2 (при наличии корреляции асимметричного типа величина ßi принимала бы положительные значения).
До настоящего времени основной статистический материал в космических лучах был получен при помощи эмульсий в области энергий £'о<1011 эв, причем первичная энергия определялась из углового распределения ливневых частиц по формуле Кастаньолн. Поэтому на результатах измерений могли сказываться такие ме тодические факторы, как систематическая переоценка энергии и связанная с этим выборка определенного класса событий, при месь соударений с тяжелыми ядрами эмульсии и т. д.
В работе [1] было проанализировано 85 ливней, образованных в фотоэмульсии частицами космических лучей с энергией в нес колько десятков гигаэлектронвольт, удовлетворяющих критерию
отбора |
N h <5, ns > |
8. |
|
|
|
||
Приведем результаты обработки: |
|
|
|
Характеристика |
ливня Критерий |
ß |
I ß I Y n |
nh< 5 |
ßi |
- 0 ,2 4 |
2,2 |
гпѣ< 22 |
ß3 |
- 0 ,0 4 |
0,4 |
N = 85 |
|
|
|
79
Значение J ßft|lAV дает отличие величины ß^ от ее математи
ческого ожидания в единицах стандартного отклонения, характе ризуя статистическую обеспеченность эффекта. Эти данные также указывают на отсутствие азимутальных корреляций в угловом распределении вторичных частиц.
Интересные сведения о механизме внутриядерных соударении ■можно получить при изучении азимутальных корреляции углов вылета вторичных частиц, образованных в случае столкновений адронов с тяжелыми ядрами. В работе [II] с помощью критериев ßi и ß2 анализировались ливни, генерированные во взаимодейст виях космических лучей с тяжелыми ядрами эмульсин. Средняя энергия ливней составляла ~50 Гэв. Результаты измерений при ведены ниже:
Характеристика ливня |
Р . |
Р з |
в |
1P i 1 / А |
||
|
5 По^351 |
|||||
1 |
4-0,69 |
—0,04 |
0,35+0,06 |
4,2 |
||
14 |
4S<41 |
> |
|
|
|
|
М=50 |
J |
|
|
|
|
Полученное значение ßi свидетельствует о наличии четких ази мутальных корреляций в угловом распределении вторичных час тиц, не объяснимых влиянием закона сохранения импульса. По
скольку величина ßi положительна и выходит за пределы довери тельного интервала (статистическая обеспеченность эффекта со
ставляет 4,2 стандартных отклонений), а ß2 близка к нулю, то можно сделать вывод о том, что в данном случае имеют место ази мутальные корреляции асимметричного типа.
Авторами [11] было показано, что азимутальный эффект на блюдается для частиц широкого конуса (ливневых и серых сле дов), а для быстрых частиц узкого конуса эффект отсутствует. Причиной такого эффекта, по-видимому, является развитие вну триядерного каскадного процесса при так называемых нецентраль ных соударениях с тяжелыми ядрами, при которых центр ядра не лежит на продолжении траектории первичной частицы.
А. П. Мишаковой и Б. А. Никольским [70] при исследовании азимутальных корреляций в ливнях, образованных в эмульсии частицами космических луней, была применена методика анализа
парных углов. Энергия ливнегенерирующих частиц, |
измеренная |
|
по формуле Кастаньоли, оказалась в |
интервале |
1010—ІО13 эв. |
Критерием отбора нуклон-нуклонных |
соударений |
было условие |
При этом оказалось, что азимутальные угловые распреде |
ления ливневых частиц изотропны для ливней, вызванных первич ными частицами, и анизотропны для ливней, вызванных вторич ными частицами, большинство из которых должны составлять за ряженные пионы. Причем азимутальные корреляции обнаружены для 38 вторичных ливней с энергией 10м—ІО12 эв, тогда как для ливней с энергиями £,0<10и эв и Тці^ІО12 эв азимутальных эффек тов не обнаружено. Экспериментальное значение величины R, тш-
80
лученное по 38 ливням с энергией 10м —10'- эв, оказалось равным
0,105 + 0.024.
Однако, на наш взгляд, существование азимутального эффек та по этим данным нельзя считать окончательно доказанным по ряду методических причин. Методика определения энергии лнвнегенерирующих частиц по формуле Кастаньоли может приводить к выборке некоторого класса ливней с узким угловым распределе нием.
В [72] В. С. Мурзиным было показано, что ошибки в методике определения Е0 по угловому распределению ливневых частиц в со четании с падающим энергетическим спектром приводят к суще ственным искажениям многих характеристик взаимодействия. Со гласно данным [70], азимутальный эффект обнаруживается глав
ным образом в ливнях с высокой |
множественностью |
( п ^ 13). |
|
тогда как в ливнях с я <12 он невелик. Это |
могло быть связано |
||
с методикой нахождения суммарного значения величины R, когда |
|||
ливни с высокой множественностью |
вносят |
больший |
вклад в R, |
чем ливни с малой множественностью. В ливнях, отбираемых по критерию Я/,^5 и ns^ 13, содержится значительная примесь со бытий, вызванных пион-ядерными соударениями, поскольку сред
няя множественность для этих ливней почти в два |
раза выше |
< ns^> в случае пион-нуклонных взаимодействий |
в интервале |
энергий 1011:—ІО12 эв. |
|
Таким образом, при рассмотрении экспериментальных резуль татов можно сделать вывод о том, что во взаимодействиях адро
нов с нуклонами |
в области энергий £ 0< |
Ю11 эв |
не наблюдается |
||
заметных |
азимутальных корреляций |
в |
угловом |
распределении |
|
ливневых |
частиц. |
При энергиях выше |
1011 эв вопрос оставался |
до сих пор открытым, поскольку для окончательного его решения необходимо было исследовать угловое распределение ливней, ге нерированных в нуклон-нуклонных и пион-нуклонных соударени ях с надежно измеренными энергиями.
§ 5. Результаты измерений
Первоначально нами были проанализированы экспери ментальные данные, полученные группой ФИАН СССР и опубли кованные в [46]. Всего было отобрано 59 ливней с энергией выше 60 Гэв, для которых приводятся азимутальные углы вылета вто ричных частиц. Поскольку в [46] мишенью служило очень легкое вещество LiH, то большинство из указанных ливней было образо вано во взаимодействиях с отдельными нуклонами. Из общего числа частиц ns в каждом ливне была исключена энергетически выделенная частица и протон отдачи. При этом для усредненной по
59 ливням величины |
были получены значения ß, = —-0,39, |
Рг= + 0,40, что свидетельствует о наличии азимутальной анизотро пии в .угловом распределении ливневых частиц. Статистическая
е— 10 |
81 |
обеспеченность эффекта при этом составляет|Р2|]/ ^= 3,1 стандарт ного отклонения. Интересно отметить, что для 18 ливней с энерги
ей £ 0^200 Гэв азимутальный эффект отсутствует (р2 = —0,015), в то время как для 41 ливня с £ 0)>200 Гэв наблюдается заметный
эффект (ß2= + 0,6).
Однако на результаты этих измерений могли оказать влияние некоторые методические эффекты, связанные с геометрией камеры Вильсона. Дело в том, что камера Вильсона, использованная в этом эксперименте, имела вытянутую конструкцию с малой глу биной и большой шириной. В связи е этим ливневые частицы ши рокого конуса могли теряться неодинаковым образом в направле нии осей X и у, имитируя тем самым ложный азимутальный эффект.
Действительно, суммарное азимутальное угловое распределе ние, построенное по всем ливням, как 'будто указывало на такую возможность. Однако в [12] нами было показано, что наблюдаемый азимутальный эффект не мог быть целиком обусловлен геометри ей камеры Вильсона.
В дальнейшем для исследования азимутальных эффектов ис пользовался экспериментальный материал, полученный с помощью данной установки, в которой геометрические условия были более благоприятными для изучения азимутальных корреляций.
Приведем результаты измерений |
величины |
ß2 |
для ливней с |
|
/7,5 4 И Д э е р к < С І ’ |
|
|
|
|
Природа |
|
|
1 \ Ѵ |
|
первичных частиц |
N |
Рз |
N |
|
Все первичные адроны |
131 |
0,32 |
3,7 |
|
Нейтроны |
41 |
0,61 |
3,9 |
|
Нуклоны |
91 |
0,49 |
4,7 |
|
Пионы |
40 |
—0,07 |
— |
|
'ls |
23 |
0,53 |
2,5 |
|
Все ливни с — >2 |
|
!с
Как видно из этих данных, усредненная по всем ливням вели
чина ß2 оказалась равной +0,32, что указывает на существование четких азимутальных корреляций в угловом распределении лив невых частиц (статистическая обеспеченность эффекта равна 3,7 стандартных отклонений).
По-видимому, азимутальные эффекты чаще возникают в NN- соударениях, чем при взаимодействии пионов с нуклонами. В то
время как для AW-соударений ß2=+0,49 и |ß2| V ^ = 4,7, для яіѴвзаимодействий эффект отсутствует.
Однако для асимметричных «вперед» ливней (большая доля
которых вызвана пионами) величина ß2 равна 0,53 и выходит за пределы доверительного интервала на 2,5 стандартных отклонений.
С целью исследования зависимости азимутального эффекта от множественности вторичных частиц ns к рассмотренным ливням с
82
ns^ 4 были добавлены также ливни, полученные группой ФИАН
СССР.
Зависимость [12 от п s имеет следующий вид:
|
4 - 7 |
8 -1 1 |
>12 |
|
|
± 0,30 |
+0,41 |
± 0,70 |
|
\[ \/ N |
±0,14 |
± 0,14 |
±0,16 |
|
Из этих результатов видно, что величина ß2 возрастает |
||||
личеннем ns и для |
ливней с множественностью пл= 8—15 достига |
|||
ет наибольшего значения. Однако |
для |
ливней |
с очень большой |
|
множественностью |
(n4.^s 16) эффект несколько |
уменьшается, что |
может быть связано с примесью взаимодействий с ядрами, кото рые могут «размазывать» эффект.
Для проверки влияния метода определения оси ливня на ази мутальные эффекты нами были проведены расчеты по методу Монте-Карло, которые показали, что нахождение оси по центру симметрии (как это давалось н данной работе) не вносит искаже
ний в величину ß2, тогда как определение по центру тяжести мо жет приводить к ложным эффектам [4].
Таким образом, для ЛОѴ-столкновенпй обнаруживается замет ная азимутальная анизотропия углового распределения ливневых частиц при энергиях выше 2 - 10м эв (статистическая обеспечен ность эффекта — 4,7 стандартных отклонений, причем основной эффект наблюдается для событий с энергией 300—500 Гэв. Этот результат'согласуется с моделью образования файрбола с боль шим собственным моментом, при распаде которого на вторичные пионы возникают азимутальные корреляции симметричного типа.
Азимутальные корреляции асимметричного типа не наблюда ются, так как для величины ßi получены отрицательные значения.
Положительное значение ß2, выходящее за пределы доверитель ного интервала, полущенное для асимметричных «вперед» ливней, можно понять как результат образования вращающегося файр бола, движущегося вперед в Ц-системе. К сожалению, из-за не большого материала относительно асимметричных «назад» лив ней и трудностей отделения их от нуклон-ядерных взаимодействий оказалось невозможным проведение для них подобного анализа.
Полученные результаты можно также интерпретировать с точ ки зрения образования тяжелых резонансов, расположенных на линейной траектории Редже, при .компланарных распадах которых возникают четкие азимутальные корреляции [12, 15].
Если предположение о бесконечном линейном росте траекто рии Редже справедливо, то ей будет соответствовать бесконечное семейство резонансов, спин и масса которых возрастают неограни ченно. Рассмотрим семейство многопионных резонансов, располо женных на линейном участке траектории Редже, спин у которых связан с квадратом массы М2 как
J = а М 2 -V а — 1 Гэв~х I Ь | < 1.
83
При некоторых естественных предположениях в [12] показана возможность существования предельной массы семейства резо нансов Мпр. Если под радиусом распада резонанса понимать ради ус сферы, содержащей свободные вторичные частицы в момент распада, когда взаимодействие между ними прекращается, то для
существования |
предельной массы Мпр |
достаточно сделать |
два |
предположения: |
|
|
|
а) средний радиус распада R — R (М) слабо зависит от М, так |
|||
что M/R(M)— |
при М->+°°; |
|
|
б) справедливо квазиклассическое |
приближение, т. е. |
спин |
резонанса равен суммарному классическому моменту вторичных
частиц J — 2 г,Р. где Р. и —- импульс і-того пиона и его
радиус-вектор относительно центра сферы в момент распада соответственно.
|
При справедливости этих |
предположений будем |
иметь |
|
|||||
|
|
2 |
ГЛ |
< V |
Г.Р.. |
У г.Р. sin а. « |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
< V Гір. < R ѵ р . < R V S . = |
RM, |
|
|
||||
где |
а. — угол |
между |
г. и Рр г — энергия |
пиона в |
системе по |
||||
коя |
резонанса |
(h = |
c = l ) . Если |
J — RM, |
то У г і р і |
2 ГЛ |
моменты г' ГРі пионов параллельны друг другу, а их импульсы
Р. перпендикулярны вектору У1гіРі (полная компланарность) и
касаются окружности радиуса R в точках расположения пионов. Функция
J _ |
аМ + |
b |
RM ~ |
-- |
’ |
|
R (М )М |
неограниченно возрастая с увеличением М, при некотором значе нии Мпр становится равной единице. Это означает, что Мпр будет предельной массой семейства резонансов, поскольку для резонан сов с М >М Пр будет нарушаться неравенство J^CRM. Резонансы с массой М = МПр будут распадаться компланарно.
Таким образом, наблюдаемые азимутальные корреляции в уг ловом распределении вторичных частиц могут быть обусловлены образованием во взаимодействиях с Е0> 2- 10й эв тяжелых многопионных резонансов с массой М, близкой к предельной Мпр. При распаде таких резонансов будет наблюдаться тенденция мезонов
ккомпланарности, порождающая угловые корреляции.
Вработе [100] В. М. Чудаковым был сделан количественный расчет модели распада неполяризованного «вращающегося» ре
зонанса и показано, что при усреднении по различным ориента-
84
дням спина резонанса величина математического ожидания •/([!,) будет заключена в пределах
О < V( 3j < ] / « ,.(/? ,- 1) 1п (<?■■
При множественности п^ = 10 правая часть неравенства состав ляет 2,2. Однако в данной работе для NN-соударений со средним
значением < лЛ> ~ 1 0 получена меньшая величина ß2 = 0,49. Этот результат может означать, что генерация мяогопиониого резонанса с массой, близкой к предельной, происходит не со 100%-ной веро ятностью.
Сравним результаты расчета с экспериментальными данными. Для этого примем, что в ЛТѴ-взаимодействпя.х с энергией £Ѵ>
>200 Гэв с вероятностью |
образуется многоппонный резонанс |
с массой, близкой к предельной ѵѴІпр. |
|
Тогда |
|
U7P | / |
М « г і ) 1пТ ' |
На рис. 17, где дана зависимость экспериментального значе
ния ßo от множественности вторичных частиц ns, расчетная кривая наилучшим образом проходит через экспериментальные данные при U7p = 0,2.
Таким образом, если трактовать файрбол как тяжелый многопионный резонанс с массой, близкой к предельной, то, согласно
полученным экспериментальным значениям ß2, вероятность его образования составит ~20%. При этом обычно принимаемым зна чениям массы файрбола /Ифя== 3—5 Гэв будет соответствовать ве личина спина /іфб~9-т-25. Отсутствие азимутальных корреляций в области энергий £ 0<300 Гэв, по-видимому, объясняется малым сечением образования многоппонных резонансов с массами, близ кими к предельным.
Г л а в а VII
ПАРЦИАЛЬНЫЙ КОЭФФИЦИЕНТ НЕУПРУГОСТИ
§ 1 . 0 коэффициенте неупругости взаимодействия адронов с ядрами
Важной энергетической характеристикой взаимодейст вия пионов и 'нуклонов с ядрами является коэффициент неупру гости К.1 или доля энергии, передаваемой во взаимодействиях вновь рожденным частицам, определяемая как
где Е £ \— суммарная энергия генерированных частиц. Изучение
распределения этой величины, зависимости ее от природы и энер гии налетающих частиц, множественности ns, атомного веса ядрамишени А может дать интересные сведения о механизме взаимо действия адронов при высоких энергиях. Впервые в космических лучах было установлено, что столкновения нуклонов с нуклонами и легкими ядрами характеризуются сравнительно высокой сте пенью упругости, т. е. налетающая частица после соударения уно сит значительную долю первичной энергии [41].
Замечательным свойством коэффициента неупругости является постоянство среднего значения Кл в широком диапазоне энергий
Е0. Большинство измерений Кл, проведенных различными метода ми, для соударений нуклонов с нуклонами и легкими ядрами при
энергиях 1010—ІО12 эв |
дают значение, |
лежащее в интервале 0,4ч- |
||
-4-0,5. Обнаруженное ранее |
некоторыми авторами |
уменьшение /Сл |
||
с ростом Ео в области |
10й |
— ІО12 эв |
объясняется |
ненадежностью |
измерения первичной энергии кинематическими методами, приво дящими к систематическому завышению первичной энергии.
Однако индивидуальные значения Кл подвержены значитель ным флуктуациям, которые, по-видимому, отражают важные сто роны механизма взаимодействия элементарных частиц. Например, столкновения с большими коэффициентами неупрутости Кл и вы сокими значениями множественности пх отождествляют иногда с так называемыми центральными, или лобовыми, соударениями, к которым обосновано применение статистических теорий. С другой стороны, взаимодействия с небольшими значениями К.-,, при кото-
М6
рых нуклоны сохраняют значительную долю первичной энергии, связывают с периферическими взаимодействиями, сопровождаю щимися обменом малым числом мезонов.
Распределения величины Кл при энергии £ 0> 2 -1 0 п эв еще мало изучены, что связано с трудностями измерения энергии вто ричных частиц. В установках, содержащих камеры Вильсона, по мещаемые в магнитное поле, максимально измеримый импульс не превышает ~25 Гэв, что не дает возможности измерять импульсы всех частиц. При этом информация об импульсах вторичных час тиц уменьшается с ростом первичной энергии. В установках без магнитного поля делается существенное предположение о посто янстве среднего значения поперечного импульса и независимости ■его от углов вылета вторичных частиц. При этом частицы, выле тающие под самыми малыми углами к направлению первичной, считают сохранившимися. Все это вносит заметные искажения в измеряемые значения Кл- В [60] для 72-х ливней с энергией Е0 = = 150—550 Гэв, в которых удалось измерить импульсы большин ства вторичных частиц, получено распределение Кл-
Величина Кл определялась как
к л = К |
± + к о, |
|
где Кж± — доля энергии, затрачиваемая на |
генерацию вторичных |
|
заряженных частиц; /С_„ — доля |
энергии, |
передаваемая на об |
разование нейтральных пионов. |
определялось независимо от К.± , |
|
Следует отметить, что 7С_0 |
тогда как обычно энергию, затрачиваемую на образование я°-ме-
301-I0B, учитывают фактором 1,5. При этом среднее значение Кл Для столкновения адронов с нуклонами оказалось равным 0,38±0,03 с максимумом при величине 0,3. В этой же работе получена заметная зависимость поперечного импульса от угла вылета вторичных час тиц в области малых углов.
Непосредственно измеряемой при самых высоких энергиях Е0 величиной является парциальный коэффициент неупругости Кт», определяемый как доля энергии, передаваемой фотонам, возни кающим от распада я°-мезонов, генерированных во взаимодействии
Если исходить из изотопической инвариантности
К - = 2 К“о » то полный коэффициент неупругости будет
* л = 3 ^ 0 .
Измерение парциального коэффициента иеупрутости Кж0 мо
жет представлять интерес также с точки зрения исследования воз можности появления новых каналов передачи энергии у-квантам
87
![](/html/65386/283/html_Eg3rLqnPJb.87nM/htmlconvd-SgHUxF90x1.jpg)
помимо распада л°-мезоиов. Исследование в космических
лучах уже содержится в довольно большом числе эксперименталь ных работ. Однако многие из имеющихся в настоящее время ре
зультатов сильно противоречат друг другу. |
Экспериментальные |
||||
данные, полущенные в различных лабораториях, для величины |
А... |
||||
дают значения, лежащие в интервале от 0,15 |
до 0,25 [10, |
13, |
37, |
||
81]. Одной из главных причин |
такого |
разнобоя, па наш |
взгляд, |
||
является сильная зависимость |
Л’ „ от |
природы налетающих час |
тиц, впервые обнаруженная в космических лучах В. С. .Мурзиным и его сотрудниками [57].
По данным работы [57], в которой имелась возможность выде
лять |
первичные заряженные п нейтральные частицы, |
величина |
К.о |
для столкновений первичных пионов п нуклонов с |
легкими |
ядрами может различаться более чем в 2 раза. В остальных рабо тах, выполненных до настоящего времени, отсутствовала информа ция о наличии заряда у первичных частиц при измерении К.» .
Полученные результаты относились ко всему потоку ядерно-актпв- ных частиц, падающих на установку. Однако различная примесь первичных пионов, регистрируемая установками, п неодинаковая эффективность отбора событий с большими и малыми энергиями, переданными в электронно-фотонную компоненту, могли вызвать значительный разброс в измеряемых значениях /<_„. К тому же
различный подход к отбору первичных адронов, идущих в сопро вождении других частиц, в указанных выше работах также мог приводить к неодинаковой доле регистрируемых пион-ядерных взаимодействий.
В [57] наличие заряда у первичных частиц определялось по трем рядам годоскопических счетчиков, расположенных между свинцовыми фильтрами, что позволило снизить фон от частиц воз душного сопровождения. Однако годоскопические счетчики не дают наглядной пространственной картины воздушного сопровож дения. Часто при этом остается неизвестным направление движе ния частиц, сопровождающих первичную. Гейгеровские счетчики
содинаковой эффективностью срабатывают от высокоэнергичных
имедленных частиц; возможны случайные срабатывания.
Надежную информацию о воздушном сопровождении первич ных частиц можно получить при помощи таких трековых прибо ров, как искровые камеры. При этом легко оценить плотность воз душного сопровождения, направление движения частиц, а по рас сеянию и поглощению сопровождающих частиц в мишени и стен ках искровых камер — их энергию. Таким образом, отсутствие в установках трековых приборов для идентификации заряда пер вичных частиц затрудняло до сих пор получение надежной инфор мации о К.О-
Другой причиной расхождения в абсолютных значениях АТ.
является, по-видимому, сложность учета таких фоновых эффектов,, возникающих при измерении К.„, как последующие взаимодей
88