книги из ГПНТБ / Мурзин В.С. Множественные процессы при высоких энергиях

существует сильный просчет каскадов из-за влияния порога регистрации. Тем самым ликвидируется подъем, характерный для распределения (10.10), и спектр фотонов приближается к экспонен­ циальному.

Рис. 10.1. Спектр фотонов, полученный в предполо­ жении экспоненциального характера спектра я°-ме- зонов в L-системе [см. формулу (10.10)]. Экспери­

Последний методический вопрос, который следует учитывать при анализе экспериментов, это выборка событий. При отборе фото­ нов по суммарной энергии семейства из-за падающего спектра косми­ ческого излучения отдается предпочтение явлениям, когда в силу

флюктуаций или динамических причин я°-мезонам передается осо­ бенно большая энергия. Можно ожидать [см. формулу (1.14)], что число регистрируемых событий будет пропорционально

(®я* ) = ( ( 2 Е у ! 1),

где у — 1 — показатель интегрального энергетического спектра адронов на горах. Это означает, что средняя измеренная на опыте величина <2£ѵ> не равна средней энергии, передаваемой фотонам при столкновении адронов с ядрами, а больше ее. Поэтому, в част­ ности, полная энергия всех родившихся пионов не равна 3 <2£\,>, а меньше этого значения. В работе [1 ] и в ряде других делается по­ пытка определить лоренц-фактор системы фотонов из их углового распределения. Этот лоренц-фактор завышен, так как из-за выборки событий чаще будут регистрироваться случаи с я°-мезонами, имею­ щими более сильную коллимацию вперед по сравнению со средним. Влияние выборок этого типа рассмотрено в работе [П.1].

10.1.2. Поперечный импульс

Использовав измеренные значения Еуі, расстояние от центра семейства гг и от точки взаимодействия /г, можно определить рхі и

<Р±і> (П » h)

По данным [1] почти все фотоны имеют импульсы р±у в интервале от 25 до 400 Мэв/с. В табл. 10.1 сравниваются значения <р_і_ѵ> для различных энергий. Фотоны возникли при столкновении косми­ ческих частиц, в большинстве нуклонов, с ядрами углерода.

* я С-взаимодействия.

Для сравнения приводятся также данные о <pj_Y> в я - С-столк- новениях при 40 Гэв = 0,04 Тэв.

Как уже упоминалось в п. 10.1.1, использование мишени при энергии выше 104 Гэв затруднено малыми углами разлета частиц. Поэтому для анализа взаимодействии с энергией выше 10 Тэв рас­ сматриваются семейства фотонов, попавшие на установку из атмо-

340

сферы. При этом следует опасаться помех со стороны повторных вза­ имодействий в атмосфере или каскадного размножения фотонов. Чтобы уменьшить влияние этих эффектов, анализируются лишь семейства, возникшие в интервале высот 100—1000 ж над уста­ новкой. Для увеличения надежности измерения высоты используют­ ся лишь семейства с более чем четырьмя фотонами, сходящимися в одну «точку». Если имеются еще и фотоны, возникшие в другом центре, то такие события исключаются. Результаты определения <р_иу> для атмосферных взаимодействий с 1 Е ѴІ > 10 Тэв представ-

І

лены в табл. 10.1 (последний столбик).

Данные, приведенные в таблице, показывают, что в очень широ­ ком интервале значений (или s) величина (РхуУ остается неизменной.

Существенной методической особенностью этих экспериментов является невозможность определить направление движения первич­ ных частиц. Поэтому представленные в табл. 10.1 величины <р_[_7>

измерены относительно центра пучка вторичных частиц. Если система вторичных частиц движется под углом к направлению столк­ новения первичных частиц, то <pj_v) занижено. Решить этот во­ прос в рамках космических экспериментов данного типа невозможно. В космических опытах неоднократно появлялись указания на воз­ можное существование больших значений p_J 14—16] (p_j_>l + -1- 3 Гэв/с).

10.1.3.Энергетический спектр фотонов

Вработе [1] показано, что распределение фотонов по энергиям имеет скейлинговый характер, т. е. является функцией отношения u' = Ey/hEy (рис. 10.2):

Из всей совокупности имеющихся сейчас данных можно ожидать (но это нельзя считать доказанным), что 2 Е Ѵос Е0. Тогда формула (10.12) может быть записана в виде

341

в области низких энергий вторичных фотонов (см. рис. 10.1) объяс­ няется вкладом второго файербола, который движется назадвС-си- стеме и продукты распада которого имеют низкую энергию в L-си­ стеме.

В табл. 10.2 приводятся данные о свойствах семейств различной энергии, полученные в работах [1,17—20]. Средняя множествен­ ность <лѵ> по данным [1, 17, 18] составляет 8+1, а по данным [5,19—21] <«ѵ> == 6,4 + 0,5. Разброс значений <пѵ> превышает статистические погрешности, что обусловлено, по-видимому, влия­ нием методических эффектов. Тем не менее можно считать, что в широком интервале 2 Е Уэмульсионные камеры дают близкие зна­ чения <пѵ> для различного состава первичного излучения. Сле­ дует, однако, помнить, что этот результат получен в предположении экспоненциального вида спектра фотонов. Влияние порога реги­

Ранее уже было показано, что при больших s в силу инвариант­ ности структурной функции

dx

Экспоненциальный вид спектра фотонов означает, что их структур­ ная функция

343

Это выражение с точностью до множителя совпадает со спектром л°-мезонов в L-системе, а структурная функция я°-мезонов может быть получена умножением (10.16) на и/и0:

Порог регистрации накладывает ограничения на область ис­ следуемых величин X. Частицы, имеющие отрицательные х, не регистрируются. Часть частиц, вылетающих в переднюю полусферу, тоже теряется. При энергии первичной частицы 20 Тэв порог чув­ ствительности 0,5 Тэв соответствует х ~ 0,05. При таких высоких энергиях интервал 1 > х > . 0,05 охватывает почти полностью об­ ласть фрагментации. Таким образом, в области фрагментации в ин­ тервале энергии от 1 до 30 Тэв величина и' = Дѵ/2£\, имеет уни­ версальное распределение, независимое от s. Этот результат наи­ менее подвержен систематическим погрешностям. Таким образом, в области фрагментации в интервале 1—30 Тэв наблюдается предель­ ное поведение спектров при множественном рождении я°-мезонов.

10.1.4.Угловое распределение фотонов

Вработах [1, 20, 22] дается модельная интерпретация обнару­ женного скейлингового поведения спектра фотонов.

Для этого привлекаются данные об угловом распределении фотонов.

Угловое распределение изучалось с помощью ^’-представления,

Апанасенко и др. [23] и Бабаяна и др. [22]. Некоторые данные о за­ висимости ys от 2 Ех представлены на рис. 10.3. Как уже упомина­ лось, величина ys завышена по методическим причинам, однако степень завышения не должна сильно зависеть от 2 Еу и поэтому характер зависимости не искажается. Можно, следовательно, за-

344

частиц измеренное значение увеличивалось в три раза. Однако, как отмечалось в п. 10.1.1, из-за выборки событий с большими НЕѴкоэффициент перехода к суммарной массе должен быть сущест­ венно меньше. Верхний предел 58? можно получить, если вместо НЕУподставить значение Е 0, которое в среднем в два раза больше НЕу. В работе [25] имелась уникальная возможность одновременно с наблюдением семейств измерять энергию первичных частиц (метод контролируемых фотоэмульсий). Тогда, зная Е 0, можно найти мак­ симальное значение

к лоренц-фактору нуклона после взаимодействия и, возможно, что нуклон входит в общую систему с пионами. Тогда суммарная масса сгустка (который авторы считают барионным резонансом) НЕу/ус-В

При переходе в область более высоких энергий ( > 50 Тэв) в ра­ боте [1 ] обнаружена еще одна группа событий, обладавшая той осо­ бенностью, что лоренц-факторы семейств в этой группе оказались меньше (при том же значении НЕ.ѵ), что, по мнению авторов, озна­ чает существование файербола с массой, в несколько раз большей,

(Авторы использовали коэффициент перехода 3 и получили 58?2 ~

Чтобы ответить на этот вопрос, рассмотрим влияние порога реги­ страции каскадов на окончательные выводы. Согласно данным ра­ боты [1], порог регистрации фотонов составлял около 0,2 Тэв для

345

взаимодействий, происшедших в графитовой мишени над установкой,

причины — высокого поро­ га регистрации фотонов. При изучении атмосферных взаимодей­ ствий удается продвинуться в область более высоких энергий, но

(2 e v)l = (2 Ev)s ys-

Если механизм образования частиц в S -системе статистический, то средняя энергия фотонов <(еѵ)>5 одинакова во всех случаях и поэтому

2 Еуь = <ev)s Пу ys = const,

т. е. Пу ~ 1/ys.

346

Поэтому в случаях с малыми ys, которые появляются при боль­ ших 2 £ ѵ> лишь в силу методических причин множественность должна быть больше, что и наблюдается на опыте. Образование асим­ метричных ливней, как уже отмечалось в гл. 9, по-видимому, ти­ пичное явление при высоких энергиях, но утверждение, что система возникающих частиц образует файерболы с фиксированными зна­ чениями массы (2, 20, 200 Гэв и т. д.) [1 ], требует дальнейших дока­ зательств и тщательного анализа методических условий опыта.

Квазипрямоугольное распределение в инклюзивном подходе, возможно, является следствием (если перейти на язык конкретных моделей) образования асимметричных взаимодействий с различны­ ми лоренц-факторами систем рожденных частиц и с широким рас­ пределением масс. Суммирование таких распределений в С-системе должно дать квазипрямоугольное распределение по у или lg tg0. Суммирование их в S -системе даст более узкое распределение с дис­ персией ö ä 0,4t 0,6. Такое представление не противоречит имею­ щимся сейчас данным в области высоких энергий как на ускорите­ лях, так и в космических лучах (ср. гл. 9).

Вгл. 4 при рассмотрении модели дифракционной фрагментации мы отмечали, что естественным следствием такой модели являются предельное поведение спектров в области фрагментации и постоян­ ство множественности. Логарифмический|рост множественности был получен несколько искусственно, лишь при специальных предполо­ жениях о форме распределения по п.

Вработах, анализируемых в данной главе, изучается лишь об­ ласть фрагментации, где предельное'поведение обнаружено уже при энергиях в десятки гигаэлектронвольт. С этой точки зрения зна­ чительный интерес представляет изучение центральной области y*4^Y — L, где L ~ 2-^4. Если в этой области do/dy* уменьшается при у* 0, то это было бы существенным аргументом в пользу дифракционной модели и отсутствия пионизации. Рднако сущест­ вующие указания о продолжающемся росте средней множествен­ ности в области энергий 10 Тэв скорее говорят в пользу существова­ ния центрального плато.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1.Lattes С. е. a. Suppl. Progr. Theoret. Phys., 1971, v. 47, p. 1.

2.Fujimoto Y. e. a. Proc. Int. Conf. on Cosmic Rays, Moscow, 1960, v. 1, p.41.

3.Duthie J. e. а. Там же, с. 30.

4.Duthie J. e. a. Nuovo cimento, 1960, v. 24, p. 122.

5.Malhotra P. e. a. Nuovo cimento, 1965, v. 40A, p. 385.

6.Барадзей Л. T. и др. Proc. Int. Conf. on Cosmic Rays, Jaipue. v. 5, 1963, p. 283.

7.Григоров H. Л. «Ж- эксперим. и теор. физ.», 1963, т. 45, с. 1544.

8.Мурзин В. С. Диссертация. М., 1968.

9.Копылов Г. И. Phys. Lett., 1972, ѵ. 41В, р. 371.

10.Балдин А. М. и др. Кинематика ядерных реакций. М., Атомиздат, 1968.

11.Fowler Р., Perkins D. Proc. Roy. Soc. A, 1964, v. 278, 401.

12.Abdurakhimov A. e. a. Proc. XVI Int. Conf. on High Energy Phys., Bata­ via, 1972, p. 562, Rep. № 884.

347