Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Методика эксперимента ii
1.1. Экспериментальные методы изучения многочастичных ядерных расщеплений II
1.2. Гибридная газожидкостная камера - общее описание 15
1.3. Методика обработки снимков с гибридной камеры 23
1.4. Проверка работы программы геометрической реконструкции 29
1.5. Выделение дейтонов из однозарядных продуктов расщеплений 38
Глава II. Общие характеристики процесса 50
2.1. Определение сечения взаимодействия 50
2.2. Множественность продуктов реакции 56
2.3. Корреляционные зависимости между продуктами реакции 68
Глава III. Харакгеристики медленных продуктов реакции 75
3.1. Экспериментальные данные о свойствах медленных продуктов 75
3.2. Инклюзивные характеристики медленных частиц 84
3.3. Связь характеристик медленных частиц с величиной прицельного параметра взаимодействия 96
Глава ІV. Характеристики юаимодействий, сопровождаемых испусканием кумулятивных протонов . 102
4.1. Общие закономерности образования кумулятивных протонов 103
4.2. Корреляции кумулятивных частиц с заряженными мезонами 114
4.3. Характеристики взаимодействий с быстрыми протонами, испускаемыми в переднюю полусферу 123
Заключение 132
Литература
- Гибридная газожидкостная камера - общее описание
- Множественность продуктов реакции
- Инклюзивные характеристики медленных частиц
- Корреляции кумулятивных частиц с заряженными мезонами
Введение к работе
После запуска в начале 70-х годов ускорителей тяжелых ионов релятивистских энергий в Дубне (СССР) и Беркли (США) значительно возросло число работ, посвященных изучению сложных ядерных реакций, вызываемых налетающими частицами с энергиями в диапазоне от сотен МэВ до *~ 5 ГэВ на нуклон. Основные надежды в изучении подобных процессов, помимо получения информации научно-практического характера, связывались с возможностью наблюдения ядерного вещества в состоянии, резко отличающемся от нормального.Речь идет о поиске сверхплотной ядерной материи, ударных волн, кваркового вещества и т.п. эффектов. Полученные за это время результаты показали, что для правильного понимания процесса взаимодействия ядер с ядрами необходимо знать простейший процесс: процесс взаимодействия с ядром нуклона, летящего с той же скоростью /I/.
Основная масса известных к настоящему времени данных о процессах взаимодействия адронов и ядер с ядрами получена в инклюзивных экспериментах. Они незаменимы на первых порах и позволяют установить фазовый объем процесса - оценить фон. В то же время изучение инклюзивных характеристик продуктов не слишком приблизило нас к пониманию динамики процесса, к познанию уравнения состояния ядерного вещества при условиях, далеких от обычных. Для этого нужна обязательная регистрация как можно большего числа продуктов взаимодействия с тем, чтобы по изучению их корреляционных характеристик раскрыть временную диаграмму протекания таких сложных ядерных реакций. В частности, изучение характеристик взаимо-действий с быстрыми Л -мезонами и К-мезонами может дать информацию о наиболее плотной и нагретой материи, так как в силу малости
сечения взаимодействия эти частицы с большой вероятностью покинут нагретую область без взаимодействия. Существенная роль в проводимых исследованиях отводится выявлению значимости коллективных степеней свободы. Изучается вопрос о применимости гидродинамического подхода к описанию таких реакций. В ряде работ (см.обзор /2/) были получены серьезные доказательства существования коллективного движения материи в столкновениях ядер с ядрами. Выявление роли коллективных взаимодействий нуклонов налетающего иона с ядрами мишени возможно, очевидно, при постепенном увеличении массы налетающего иона. При этом получение данных по протонной и нейтронной бомбардировке ядер должно являться первым шагом на этом пути. Подобная программа исследований осуществляется рядом экспериментальных групп /3,4/.
Элементарные взаимодействия при промежуточных энергиях налетающих нуклонов характеризуются наличием открытых неупругих каналов. Сечение мезонообразования быстро, растёт при увеличении энергии налетающих частиц. По мере дальнейшего роста энергии начинают открываться новые каналы рождения частиц. Данное обстоятельство затрудняет теоретическую интерпретацию процесса, т.к. приходиться учитывать моды распадов различных нестабильных продуктов, чтобы описать наблюдаемый спектр адронов /5/. При энергиях налетающих протонов ^1 ГэВ открыт практически только канал одиночного мезонообразования. Этот факт в значительной мере облегчает теоретическую интерпретацию процесса и делает возможным выяснение роли ^Я -мезонов в ядерных реакциях. В работе М.М.Нестерова и Н.А.Тарасова /6/ развивается метод описания реакций протонов и мезонов средних энергий с ядрами. Авторам удалось с точностью 20% вычислить сечения различных неупругих процессов. Такая же степень согласия
с экспериментальными данными может быть достигнута и в расчетах по модели внутриядерного каскада при введении в расчет распространения в ядре изобары, что эффективно приводит к увеличению длины свободного пробега 5Г-мезона в ядре.
Учёт рождения 5Г-мезонов должен сопровождаться и учетом их поглощения в ядре. Оказалось, что данный процесс важен для понимания природы быстрых нуклонов, вылетающих в заднюю полусферу /7--9/. В работе /10/ было показано, что взаимодействие А -мезонов с ядром важно также для понимания процессов, называемых реакциями глубокого расщепления. В реакциях с потерей нуклонов АА<10 роль
^Г-мезонов оказалась незначительной, а для ДА>15 их роль -определяющая. Основываясь на этом факте, в работе /II/ была сделана оценка роли мезонного механизма передачи ядру энергии в реакциях фрагментации. Дело в том, что реакции фрагментации сопровождаются увеличением множественности нуклонов, вылетающих из ядра/12/. Авторам работы /II/ удалось неплохо описать выходы Na из Аи в широком диапазоне энергий налетающих протонов.
Информация о значимости канала поглощения ^Л~-мезонов в процессе передачи ядру энергии возбуждения может быть получена и при изучении взаимодействия антипротонов с ядрами. В работе /13/ исследовались продукты взаимодействий антипротонов с импульсом 1.4 ГэВ/с с тяжелыми ядрами эмульсии. В среднем, в подобных взаимодействиях вылетает около I релятивистской частицы (главным образом это пионы). С другой стороны, из данных /14/ следует, что, в среднем, в рїї взаимодействии образуется три заряженных мезона. Можно, таким образом, сделать вывод, что два из них поглощаются ядром, приводя к большей энергии возбуждения. Действительно, распределение взаимодействий по числу сильноионизирующих треков, по-
лученное в /ІЗ/, значительно сдвинуто в сторону больших Bfr относительно результатов работы Локка /15/.
В свете вышесказанного понятен интерес, который в последнее время привлекает вопрос о механизме поглощения мезонов. В работе /16/ была подчеркнута важность каскадов, развиваемых в ядре нук-лонами, поглотившими Л -мезон. Оказалось, что продукты такого каскадного процесса формируют спектры нуклонов с энергиями до 120 МэВ, наблюдавшиеся при поглощении зї -мезонов атомными ядрами. Подобные продукты будут, несомненно,давать значительный вклад в формирование спектров нуклонов и легчайших фрагментов в реакциях быстрых адронов с ядрами. Рассматривая этот вопрос, мы снова приходим к важности проведения корреляционных экспериментов. Например, регистрация быстрых (Т~50*90 МэВ) нуклонов в совпадениях с медленными продуктами (Т~5*20 МэВ) позволила бы сделать определенные выводы о числе перерассеяний нуклонов в ядре в процессе развития каскадного процесса. 0 том, что такие перерассеяния важны, свидетельствуют данные работы /17/. При исследовании поглощения остановившихся jl "-мезонов атомными ядрами было по казано, что только 10$ протонов с энергиями от 25 до 85 МэВ не испытывает перерассеяний после поглощения 5Г -мезона ядром si .
Третий момент, который хотелось бы отметить, - это практическое отсутствие данных по эксклюзивным экспериментам при энергии налетающих протонов в районе I ГэВ. Многочастичные расщепления ядер эмульсии протонами энергии 950 МэВ исследовались в работах В.Локка с сотрудниками /15,18/, а при энергии бомбардирующих протонов 2.2 ГэВ выполнены исследования /19,20/. Следует при этом помнить, что ядерная эмульсия - мишень сложного состава. Основная масса данных о взаимодействиях протонов с ядрами, полученных на
синхроциклотроне ЛИШ (Т_=1 ГэВ), касается одночастичных (инклюзивных) распределений. Корреляции между медленными протонами и ядрами гелия - с одной стороны, и мгновенными /-квантами - с другой, исследовались в работе /10/. Отметим, что число работ по глубоконеупругим ядерным реакциям, выполненных при больших энергиях, значительно выше. Это связано с надеждами на выявление кваркових степеней свободы в подобных процессах /21/. Кроме того, значительное число работ при энергиях налетающих протонов от 3 до 10 ГэВ посвящено вопросам физики образующихся релятивистских частиц /22/.
Работы по изучению изотопно чистых ядер были начаты в отделе РФВЭ ЛИЯФ им.Б.П.Константинова АН СССР после запуска на пучке синхроциклотрона гибридной газожидкостной камеры. Первые результаты эксперимента и возможность изучения на данной установке сложных ядерных реакций были показаны в наших предыдущих публикациях /23,24/. Данная работа является продолжением этих исследований. При её постановке мы исходили из следующих отправных моментов:
а) малого числа данных по эксклюзивным экспериментам при
энергии налетающих протонов в районе I ГэВ;
б) удобства этой энергии с точки зрения возможности коррект
ного учета рождения и поглощения ^fl -мезонов в ядре и отсутствия
других рожденных частиц;
в) несомненной необходимости получения и анализа эксклюзив
ных данных по нуклон-ядерным взаимодействиям для понимания и вы
деления коллективных степеней свободы в столкновениях ядер с яд
рами.
Целью данной работы является изучение корреляционных зависимостей между быстрыми и медленными продуктами реакции. Мы полага-
ем, что подобное исследование может способствовать углублению наших представлений о механизме сложных ядерных реакций. Экспериментальный материал, при обработке которого получена основная часть приводимых в диссертации результатов, составляют ~1000 взаимодействий протонов энергии I ГэВ с ядрами 40Аг . Эти взаимодействия, в отличии от материала, опубликованного в /24/, фиксировались тремя фотоаппаратами. Наличие информации о третьей проекции позволило существенно снизить число треков, восстановление которых было невозможно, и уменьшило ошибку в определении параметров частиц. Это позволило приступить к последовательному анализу взаимодействий с целью выявления корреляций между продуктами реакции.
Автор защищает:
Результаты экспериментальной обработки расщеплений ядер 4 Аг протонами энергии I ГэВ.
Метод оценки вклада частиц тяжелее протона в состав однозарядных продуктов расщепления.
Результаты анализа характеристик быстрых и медленных продуктов взаимодействий: их множественность, корреляционные связи между этими продуктами, выделение равновесной компоненты в спектре медленных протонов, соответствие рассмотренных характеристик следствиям модели, в которой образование кумулятивных нуклонов связывается с поглощением 5Г-мезонов нуклонной парой в ядре.
Работа построена следующим образом. В первой главе дается описание методики эксперимента. Показана точность, достигаемая при измерении параметров треков частиц в гибридной камере. Отдельный параграф посвящен выделению дейтонов из однозарядных продуктов многочастичных расщеплений. Во второй главе приводятся такие
общие характеристики процесса как сечение неупругого взаимодействия, множественность продуктов реакции. В последнем разделе этой главы устанавливаются корреляционные связи между множественностя-ми различных продуктов. В третьей главе работы рассматриваются характеристики медленных (Р^250 МэВ/с) продуктов. Показано, что только протоны с импульсами Р^120 МэВ/с могут считаться испускаемыми на равновесной стадии процесса. Обнаружена независимость характеристик системы, испускающей медленные протоны от величины прицельного параметра взаимодействия. В последней главе диссертации исследуются характеристики продуктов расщеплений, в которых испускаются быстрые (Р>250 МэВ/с) протоны в заднюю полусферу (кумулятивные протоны). Изучение различных корреляционных характеристик, связывающих кумулятивные протоны и другие продукты сложных ядерных реакций, показало, что полученные данные качественно описываются в модели, в которой образование кумулятивных нуклонов связывается с поглощением мезонов нуклонной парой в ядре. Обращено внимание на роль каскада, вызываемого вторым нуклоном пары. В последнем разделе работы перечислены основные её результаты.
Гибридная газожидкостная камера - общее описание
Основная цель, преследуемая при создании гибридной камеры, -- регистрация продуктов расщеплений изотопно чистого ядра мишени в возможно более широком угловом и энергетическом диапазоне. Установка представляет собой пузырьковую камеру, в передней части которой размещена камера Вильсона. Схема гибридной камеры пред -ставлена на рис.1. Объем пузырьковой камеры 130 литров. Камера Вильсона представляет собой цилиндр высотой 115 мм и диаметром 228 мм. Толщина железной стенки KB - 4 мм. Детальное описание прибора можно найти в работе /23/.
Установка размещена в магните-соленоиде MC-I2. Он является составной частью магнитного тракта, формирующего пучок протонов для облучения камеры. Схема тракта представлена на рис.2. Пучок протонов, выходя из камеры ускорителя, формируется коллиматором KI, расположенным перед дуплетом линз ЛІ-Л2. После отклонения в магните СП-40 на 18 пучок проходит через систему квадрупольных линз и вторым отклоняющим магнитом (СП-56) направляется на гибридную камеру. Система формирования пучка обеспечивает его промежуточную фокусировку перед магнитом СП-56. Выбор режимов работы элементов тракта осуществлялся по программе /40/ с использованием известных соотношений градиент-ток для магнитных линз.Магнит MC-I2 оборудован поворотным устройством, что позволяет облучать камеру частицами в широком импульсном диапазоне. Выбор точки и угла входа пучка в магнит осуществлялся методом токонесущей нити. На рис.3 представлено изображение пучка, полученное в точке его входа в гибридную камеру. Здесь же можно видеть распределения вершин взаимодействий по X и Z-координатам (пучок идет вдоль оси Y ). Составной частью магнитного тракта является труба, приваренная к КВ. Она предназначена для уменьшения фона от рассеяния пучка протонов при его прохождении через тяжеложидкостную часть прибора. Изгиб трубы соответствует искривлению траектории протонов энергии I ГэВ в магнитном поле -1.0 тесла.
Интенсивность пучка протонов измерялась сцинтилляционным счетчиком, включенном в интегральном режиме /41/. Градуировка этого счетчика проводилась в режиме растяжки пучка при пониженной интенсивности путем пересчета протонов двумя сцинтилляционными счетчиками, включенными на совпадения. Работа исполнительных устройств гибридной камеры согласована с моментом вывода пучка из ускорителя и управляется специальной электронной схемой.
Информация фотографируется тремя фотоаппаратами Fyccap-Плаз-мат Т-2С. Учет различной скорости роста носителей информации о прохождении заряженной частицы в KB и ПК осуществляется путем уменьшения величины относительного отверстия до 1:17 при фотографировании КВ. На рис.4а приведена фотография расщепления ядра
Аг протоном энергии I ГэВ. На рис.46 приводится часть изображения, регистрируемая в камере Вильсона.
В обсуждаемом эксперименте KB была заполнена Ar , а пу -зырьковая камера - смесью фреонов 0Р501 и 0Р5Вг . Такой состав позволил согласовать температурные режимы работы обеих частей установки. В таблице I приведены характеристики рабочих сред гиб -ридной камеры в одном из сеансов работы на ускорителе.
Для определения кинематических характеристик продуктов ядерной реакции необходимо по данным обмера фотографии восстановить пространственную картину взаимодействия. Формулы для восстановления координат в пространстве легко выводятся из законов геометрической оптики в предположении перпендикулярности оптических осей объективов плоскости пленки и границам разделов сред камеры. Эти формулы имеют следующий вид: тантами. Они связаны с реальными физическими характеристиками камеры - толщинами сред и их показателями преломления. Определение оптических констант происходило путем минимизации квадратичного функционала по программе ШМХЫ. на ЭВМ БЭСМ-б. В качестве минимизируемых величин использовались: а) разница теоретических и восстанавливаемых расстояний меж ду реперными крестами на поверхностях стёкол камер; б) разница между теоретическими и восстанавливаемыми Z -ко ординатами крестов; в) разница между вычисленными для разных стереопар расстоя ниями между крестами.
Теоретические расстояния между реперными крестами на стеклах KB и ПК были вычислены по результатам многократного обмера крестов на стеклах. Система внутренних реперов гибридной камеры включает в себя 10 крестов на нижней поверхности стекла ПК (Z" =0), 4 креста ( J»-образные) на верхней поверхности стекла KB и б кре-стов на нижней поверхности стекла KB (Z1"5 =0). Расположение объективов, реперных отметок на прижимных стеклах фотоаппаратов,стекле KB и стекле ПК в системе координат гибридной камеры показано на рис.5. Начало этой системы координат совпадает с точкой пересечения оптической оси первого объектива с нижней поверхностью стекла.ПК.
Множественность продуктов реакции
В предыдущем разделе была введена поправна на 0- и однолуче-вые звезды. После введения этой поправки определяется число взаимодействий и распределение по видимой множественности продуктов. Для определения истинной множественности продуктов и распределения по истинной множественности необходимо ввести поправку на пропускаемые треки.
Выше говорилось, что при просмотре возможен пропуск треков заряженных частиц, если они проецируются на изображение пучка, а ионизационные потери частицы не превосходят потерь протонов с импульсами Р -200 250 МэВ/с. Заметим, что именно в этом энергетическом диапазоне проходит граница раздела треков на черные и серые в эмульсионных экспериментах. Для определения величины поправки на пропускаемые треки все зарегистрированные частицы были разделены на релятивистские ( s ), серые ( в) и черные ( Ъ) согласно их типу и импульсу. После этого было построено распределение треков по величине азимутального угла (в плоскости, перпендикулярной пучку). Так как выделенных направлений для испускавторичных частиц в рассматриваемых взаимодействиях нет, то это распределение должно быть изотропным. Действительно, -распределение для черных треков согласуется с гипотезой изотропности на 95$ уровне достоверности. Суммарное распределение по углу для серых и релятивистских треков показано на рис.16. Провал в районе 0 соответствует пропуску при просмотре треков быстрых частиц, проецирующихся на пучок. Суммарная добавка Д релятивистских и серых треков определялась из условия изотропии if -распределения для них, причем за изотропный уровень бралось усредненное значение числа частиц в интервалах (-90 -45) и (45490). Обозначим поправки для релятивистских и серых треков
Для нахождения величины поправки Д s было использовано экспериментальное угловое распределение s-частиц, полученное в работе /15/. Данное угловое распределение генерировалось на ЭВМ, причем азимутальный угол мог равновероятно принимать любые значения от 0 до 20Г . Генерация треков проводилась внутри объема KB, причем координаты начала трека (точка звезды) определялись экспериментальными Х- и Z-распределениями координат вершин звезд (рисунок 3). Каждый трек затем проецировался на плоскость Z=0. Если проекция трека попадала на область, занятую пучком, то трек считался невидимым. Расчет показал, что потеря s-треков составляет Таким образом, зарегистрированное число s-треков составляет только 42$ их истинного числа.
Чтобы получить распределение по истинному, а не видимому числу треков, надо поправочные треки приписать реальным звездам. Такая процедура может быть осуществлена только статистически.Она проводилась при следующих предположениях: N
Суммарное распределение треков быстрых ( s + g ) частиц по азимутальному углу Ф . - выбор множественности, куда производится добавка, осуществлялся методом Монте-Карло по экспериментально зарегистрированному распределению звезд по видимой множественности;
- конкретная звезда из совокупности звезд данной множественности выбиралась случайным образом;
- в данную звезду добавлялся или один s-трек, или один g--трек, или два є-трека. Количество добавляемых є-треков определялось по величине отношения Е=Д /Д. Если выбранное случайное число оказывалось меньше К, то считалось, что следующий добавляемый трек - серый, и, таким образом, к звезде добавлялось два серых трека. В противном случае считалось, что следующий добавляемый трек - релятивистский, и к данной звезде добавлялся один серый трек. Общее число добавляемых треков Д =AS+Ag.Поправка вводилась при двух значениях граничного для разделения на серые и черные треки импульса: 200 и 250 МэВ/с. Такой розыгрыш повторялся многократно, а результаты усреднялись.
На рис.17 приводится распределение взаимодействий по истинной множественности заряженных частиц во взаимодействиях протонов энергии I ГэВ с ядрами Ar . Отличительная черта полученного распределения - отсутствие максимума при множественности п= 2, предсказываемого расчетами по каскадной модели /26,61/. Распределение, полученное в данной работе, ближе всего по форме к распределению, зарегистрированному в работе /19/. Это распределение вместе с результатами других эмульсионных экспериментов, выполненных при энергиях налетающих протонов от 660 до 4000 МэВ, показаны на рис.18.
Инклюзивные характеристики медленных частиц
Если рассматривать медленные частицы испускаемыми изотропно в системе, движущейся со скоростью J0, то наблюдаемая угловая анизотропия должна быть связана с движением этой системы и, следовательно, должна существовать корреляция между скоростью и величиной угловой анизотропии Р І В. Сравнение представленных в таблице 8 данных показывает, что существует соответствие между результатами электронических экспериментов. С другой стороны,при примерном равенстве анизотропии в работах /69,77/, значения переносных скоростей оказываются различными.
При исследовании инклюзивных спектров медленных продуктов расщеплений ядер /69-71/ величина угловой анизотропии определялась путем интегрирования угловых распределений в предположении, что зависимость от угла имеет вид
Параметры А и В находятся обычно из сравнения экспериментальных значений сечений при двух дополняющих друг друга углах В и л-д. Заметим, что предположение (24) может не выполняться. Так, например, при исследовании многочастичных расщеплений ядер фотоэмульсии быстрыми ионами /74/ было показано, что угловое распределение черных треков имеет разный характер в передней и задней полусферах. Медленные частицы (Е ЗІ МэВ/нуклон), летящие вперед, распределены почти изотропно, тогда как угловое распределение частиц, летящих в заднюю полусферу, обнаруживает значительную анизотропию. В эмульсионных экспериментах величина угловой анизотропии измеряется прямо и, следовательно, не зависит от предположений о форме углового распределения медленных частиц.
Анализ представленных в таблице 8 значений температур источников говорит об их постоянстве для широкого класса бомбардирующих частиц и ядер-мишеней. Таким образом, независимо от начального состояния реакции, в среднем, степень возбуждения системы, испускающей медленные частицы,- постоянна.
Из изложенного можно сделать следующие выводы:
1. Информация об образовании медленных частиц в многочастичных ядерных расщеплениях далека от полноты. Имеющиеся данные относятся, главным образом, к расщеплениям тяжелых ядер.
2. Наблюдается анизотропия в испускании медленных частиц. Отношение числа частиц, вылетающих в переднюю полусферу к числу частиц, летящих назад, колеблется от 1.05 до 1.50. Анизотропия растет с ростом энергии регистрируемой оС -частицы /77/ и, видимо, имеет тенденцию к уменьшению с ростом массы налетающего иона /74/. Показано, что при расщеплении ядер эмульсии быстрыми ионами медленные частицы, летящие вперед, распределены изотропно, а частицы, летящие назад, - нет. Если этот результат справедлив и для других налетающих частиц, то это может привести к ошибке в определении величины угловой анизотропии в инклюзивной постановке эксперимента.
3. Наблюдаемая анизотропия объясняется движением ядра, испускающего медленные частицы с небольшой скоростью (R0 0.0034 - 0.02 с) по направлению падающего пучка. Скорости систем, определенные в инклюзивных экспериментах, меньше скоростей, опреде ленных в эксклюзивных (эмульсионных)экспериментах. Результаты ряда работ не обнаруживают ожидаемого соответствия между величинами угловой анизотропии и переносной скорости.
4. Энергетические спектры медленных частиц - максвелловские. Они экспоненциально спадают с ростом энергии частицы. Параметр наклона спектра, т.е. ядерная температура, оказывается приблизительно постоянным для широкого класса налетающих частиц.
5. Практически отсутствуют данные, выявляющие связь характеристик медленных частиц с переданной ядру энергией, т.е. с начальной (быстрой) стадией процесса. В ряде работ получены результаты, указывающие на отсутствие зависимости характеристик медленных частиц от множественности расщепления.
Корреляции кумулятивных частиц с заряженными мезонами
Результаты, полученные в данной работе, могут быть поняты в рамках подхода, в котором образование кумулятивных частиц объясняется поглощением 5Г-мезонов парой нуклонов в ядре. Действительно, в этой модели отбор событий с более жесткими кумулятивными протонами соответствует уходу от фона, определяемого импульсным распределением нуклонов в ядре. При этом возрастает вероятность регистрации нуклонов, испытавших минимальное число г— взаимодействий в ядре после поглощения Л -мезона /16,17/. Действительно, как показано в этих работах, вероятность взаимодействия нуклона, движущегося через ядро, с другими нуклонами ядра достаточно велика. Только 1056 протонов с энергиями от 25 до 85 МэВ - это прямые нуклоны из пары, поглотившей ЇЇ-мезон. Осталь ные 90$ нуклонов испытывают столкновения с нуклонами ядра. При таких взаимодействиях новые частицы будут переводиться в состояния сплошного спектра. С другой стороны, часть энергии этих нуклонов может пойти на возбуждение ядра, что, в конечном счете, приведет к увеличению числа ниэкоэнергетичных частиц.
Ранее (см.3.2) нами было установлено, что значительную долю медленных (Р_. 250 МэВ/с) протонов составляют частицы, испущен-ные на прямой стадии процесса, и показано, что протоны с импульсами до 120 МэВ/с испускаются на равновесной стадии реакции /86/. Отнесем, поэтому, к g-частицам протоны с импульсами РТ) 120 МэВ/с, а к ъ-частицам - более медленные продукты. Значения коэффициента об в соотношении (29) среднего числа таких s-частиц, испускаемых вперед, и среднего числа вылетающих вперед Ъ-частиц с числом кумулятивных протонов приведены в таблице 16. Обращает на себя внимание независимость величины коэффициента dL для испускаемых вперед є-частиц от граничного импульса регистрации кумулятивных протонов. Такое поведение объясняется тем, что снижение границы для разделения частиц на прямые и равновесные привело к включению в состав первых значительного числа протонов,испытавших несколько ш -соударений /16/ и потерявших связь с актом поглощения мезона нуклонной парой.
Наблюдение вышедшего из ядра 5 -мезона свидетельствует о том, что он не поглотился в ядре. Действительно, в большинстве случаев при взаимодействии протонов энергии I ГэВ с ядрами Аг рождается I мезон. Это следует из данных работы /24/, в которой показано, что отношение сечений одиночного и двойного рождения мезонов составляет 7. С другой стороны, при этой энергии протонов неупругое нуклон-нуклонное сечение практически равно упругому /14/, что говорит о важности процесса мезонообразования. Таким образом, для звезд с заряженными мезонами следует ожидать изменения рассмотренных в предыдущем разделе зависимостей. В частности, в таких взаимодействиях можно ожидать уменьшения числа кумулятивных протонов. На рисунке 32а показана зависимость величины средней множественности кумулятивных протонов в звездах без наблюдаемых мезонов и в звездах с мезонами от величины граничного импульса кумулятивных частиц. Видно, что систематически в звездах без наблюдаемых мезонов средняя множественность кумулятивных частиц выше. Зависимость величины отношения средних мно-жественностей кумулятивных протонов от их граничного импульса в этих двух выборках взаимодействий показана на рисунке 326.Наблюдается систематический рост величины рассматриваемого отношения при отборе все более жестких кумулятивных частиц.
