Содержание к диссертации
Введение
1. Основные теоретические представления о механизме адрон-ядерных взаимодействий 7
1. Интерес к проблеме 7
2. Аддитивная кварковая модель (АКМ) адрон-ядерных взаимодействий 9
3. Характеристики, измеряемые в адрон-ядерных взаимодействиях 18
4. Экспериментальные данные множественных процессов на ядрах 23
1. Зависимость средней множественности заряженных частиц от.энергии и атомного номера 24
2. Инклюзивные спектры в -взаимодействиях 25
3. Поведение поперечных импульсов в адрон-ядерных взаимодействиях 33
2. Экспериментальная аппаратура. методика. 0н>а- ботки. точности, достигнутые в эксперименте 36
1. Установка Цхра-Цкаро-2 36
2. Состав адронов, падающих на установку Цхра-Цкаро 46
3. Методика обработки экспериментальных данных и точности, достигнутые в эксперименте на установке Цхра-Цкаро-2 48
4. Установка цхра-цкаро-1 и точности, достигнутые в эксперименте 53
3. Сравнительный анализ инклюзивных и полуин клюзивных i -распределений и распределений множественности на различных ядрах в интервале энергий 0,1-10 ТэВ 66
1. Поправки к множественности вторичных частиц в различных интервалах углов 66
1. Потери частиц в узком конусе 67
2. Потери частиц, летящих под большими углами 70
3. Эффективность регистрации камерами многих частиц и пропуск треков при просмотре и построении ливня 70
4. Потери частиц из-за геометрии установки 71
5. Имитация частиц вторичными взаимодействиями 71
6. Имитация частиц электрон-позитронными парами 74
7. Лидирующие частицы и их потери 78
8. Частица сопровождения 78
9. Оценка поправки на "черные" и "серые" треки 80
2. Учет ошибок в определении углов вылета вторичных частиц 81
3. Зависимость характеристик вторичных релятивистс ких частиц от 84
4. Множественность релятивистских частиц в hA -столкновениях для различных областей псевдобыстрот 92
4. Поперечные импульсы вторичных заряженных частиц в адрон-ядерных взаимодействиях при высоких энергиях 102
1. Малые и средние поперечные импульсы ( рх < I Гэв/с) 104
2. Большие поперечные импульсы ( Pj/> I Гэв/с) 109
Основные выводы и результаты 113
- Аддитивная кварковая модель (АКМ) адрон-ядерных взаимодействий
- Поведение поперечных импульсов в адрон-ядерных взаимодействиях
- Установка цхра-цкаро-1 и точности, достигнутые в эксперименте
- Имитация частиц электрон-позитронными парами
Введение к работе
Интерес к исследованиям взаимодействий высокоэнергичных адронов с ядрами обусловлен практически уникальной возможностью понять пространственно-временную картину сильных взаимодействий адронов.
В современной физике высоких энергий эксперименты с использованием космических лучей занимают особое место.
Хотя современные ускорители являются поставщиками все больших энергий налетающих адронов, именно в космических лучах с некоторым опережением по энергии предсказываются основные характеристики взаимодействий адронов с ядрами.
Особенно важны исследования при энергиях выше ускорительных, при этих энергиях рожденные в первом взаимодействии частицы будут адронизироваться вне атомного ядра.
Наибольшие возможности в этом плане имеют эксперименты, выполненные в космических лучах с использованием трековых приборов: искровых камер и ядерных эмульсий.
В течение ряда лет нами исследовалось множественное рождение частиц при взаимодействии адронов космического излучения с ядрами на высокогорной станции Цхра-Цкаро им. Г.Е.Чиковани.
Настоящая работа посвящена исследованию поведения вторичных частиц, рожденных в инклюзивных и полуинклюзивных реакциях космических адронов с различными ядрами от полиэтилена до свинца в широком интервале энергий налетающего адрона 0,1-5 тэв.
Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения,
В первой главе рассмотрена картина адрон-ядерных взаимодействий, развиваемая в рамках аддитивно-кварковой модели (АНМ).
Во второй главе рассмотрены основные узлы экспериментальных установок, с помощью которых были получены анализируемые данные по адрон-ядерным взаимодействиям.
Основной экспериментальный материал был получен на установке Цхра-Цкаро-2, использующей для наблюдения -взаимодействий широкозазорные искровые камеры (ШИК), и для определения энергии первичного адрона - ионизационный калориметр.
Преимуществом установки является использование набора тонких ( 0,05 0,15А) чистых мишеней и широкий диапазон энергий налетающего адрона 0,1 - 10 Тэв.
Рассмотрена методика обработки, критерии отбора и точности, достигнутые в эксперименте.
Экспериментальный материал по энергетическим характеристикам вторичных частиц был получен на установке Цхра-Цкаро-І, в которой трековым детектором служила камера Вильсона, измерителем энергии - ионизационный калориметр, мишенью - легкое ядро полиэтилена, средняя энергия взаимодействия - 400 ГЪв.
Рассмотрена применяемая нами система термостатирования и термоконтроля, которая позволила увеличить максимально измеримый импульс вторичной заряженной частицы.
В третьей главе исследуется множественность частиц в инклюзивном и полуинклюзивном подходе при взаимодействии адронов с ядрами. Для анализа используется статистический материал, полученный с помощью установки Цхра-Цкаро-2. Там же обсуждены различные систематические сдвиги и учтены необходимые поправки для различных интервалов углов, под которыми вылетают вторичные частицы. Выла применена процедура, позволяющая учесть перекачку частиц из одного интервала углов в другой из-за ошибки в определении углов вылета вторичных частиц.
Проведено детальное сравнение распределений событий по множественности и угловых распределений в различных интервалах множественности.
Проанализированы распределения множественности в различных областях быстрот для взаимодействий на легких и тяжелых ядрах и при различных энергиях налетающего адрона.
В четвертой главе рассмотрены свойства вторичных частиц с большими поперечными импульсами из взаимодействий с легкой мишенью (установка Цхра-Цкаро-1).
Основные результаты диссертации изложены в работах [21, 25, 34,38,59,60,72,73,74,75].
Аддитивная кварковая модель (АКМ) адрон-ядерных взаимодействий
Дцдитивно-кварковая модель основана на представлении, что быстро движущийся адрон состоит из двух или трех пространственно разделенных облаков кварков-партонов - составляющих кварков. Размеры этих облаков растут с увеличением импульса адрона. Такой составляющий кварк, в отличие от точечных партонов, имеет вполне определенное сечение взаимодействия с мишенью. Считается 8 , что каждое из облаков кварков-партонов состоит из цветного валентного кварка-партона, который несет квантовые числа составляющего кварка и моря кварк-антикварковых пар и глюонов, которое в среднем бесцветно и обладает нулевыми квантовыми числами. Глюонное взаимодействие, удерживающее составляющие кварки в нуклоне, осуществляется между быстрой компонентой партонов. Взаимодействие между медленными партонами должно быть мало. Партоны моря являются цветными, чтобы между различными морями отсутствовало взаимодействие, следует предполагать, что кон-файмент между частицами моря должен осуществляться на расстояниях гораздо меньших, чем расстояния между валентными кварками. В этом случае облако морских частиц, которые будут экранировать друг друга, будет белым по отношению к далеким цветным силам. В АКМ составляющие (структурные) кварки адрона и их партон-ные моря имеют поперечные размеры,существенно меньшие размеров адронов, и взаимодействие таких кварков с различными нуклонами ядра мишени происходит квазинезависимо. Взаимодействие между кварками описывается посредством обмена реджионами. Рассмотрим сначала неупругое адрон-адронное столкновение. В столкновении быстрого протона с другим адроном участвует один из налетающих кварков: ввиду того, что Г Q « К , многократные столкновения кварков малы (рис. I). Провзаимодействовавший составляющий кварк "рассыпается" только на партоны этого кварка, ввиду отсутствия связей между медленными партонами различных кварковых гребенок [2]. Родившиеся таким образом партоны разлетаются на большие расстояния и, взаимодействуя, превращаются в составляющие кварки. На следующем этапе составляющие кварки, которые не участвовали во взаимодействии (кварки-спектаторы), и вновь родившиеся составляющие кварки (морские кварки) объединяются в адроны.
В результате возникают вторичные частицы, которые можно разделить на две группы: фрагментационные, в состав которых входят кварки-спектаторы,и частицы центральной области спектра, состоящие только из родившихся кварков. Каковы же характерные импульсы частиц в этих областях? В налетающем нуклоне каждый составляющий кварк имеет cc j-(несет 1/3 полного импульса). Распределение по X не очень широкое, поэтому во фрагментационной области бывает два типа фрагментационных барионов: 6{/ с х- 2/3, который содержит два квар-ка-спектатора и Cj. и В; , который, как и фрагментационный мезон M L , содержит один кварк Cj и имеет ct І/З. В налетающем мезоне составляющий кварк несет 1/2 полного импульса и фрагментационные барионы ЗІ И мезоны / имеют импульс Х 1/2. Суммарный импульс всех кварков-партонов в области взаимодействия равен импульсу составляющего кварка налетающего адрона (т.е. 1/3 полного импульса в случае р и 1/2 - в случае Ж -мезона). Самый быстрый адрон из центральной области уносит 1/3 импульса всех кварков-партонов, т.е. 1/9 часть полного импульса в случае бариона и 1/6 часть полного импульса в случае вылета мезона. Следовательно, границей между центральной областью и областью фрагментации будут значения X 1/9 для налетающего бариона и ос-1/6 для налетающего мезона. Область значений х 1/3 1/9 заполняется, в основном, продуктами распада фрагментационных резонансов. При столкновении адронов с ядрами могут провзаимодействовать все составляющие кварки налетающего адрона (рис. 2,3). Вероятности поглощения различного числа кварков могут быть рассчитаны на основе знания кварк-нуклонного сечения. Эти вероятности непосредственно связаны с выходами фрагментационных частиц. Сечение неупругого взаимодействия составляющего кварка с нуклоном считается равным Это соответствует длине свободного пробега в ядре 4т5 , что сравнимо со средне-квадратичным размером средних и тяжелых ядер. Вероятность поглощения различного числа кварков равна к ш ь prool где б А)- сечение поглощения одного, двух, трех кварков, 6 prod - суммарное сечение процесса с рождением хотя бы одной частицы. Если быстрый адрон сталкивается с ядром с прицельным пара метром v , тогда вероятность пролететь через ядро без неупругого взаимодействия, т.е. без рождения вторичных частиц, дается выра жением еоср учитывает плотность ядерной материи. Сумма сечений 6 h (А) поглощения одного, двух и трех составляющих кварков имеет смысл неупругого сечения на ядре с рождением хотя бы одной частицы и равна с учетом (I.2.I) Вероятности У для налетающих р и JE рассчитаны для различных ядер-мишений в работе [Ю] (рис. 4). С ростом А вероятность процесса с поглощением одного кварка Yj (А) убывает как А , при А ЮО сечение всех трех процессов оказывается одного порядка. Вероятности Vh (А) позволяют получить относительные множественности вторичных частиц во фрагментационной и центральной областях в рА и рр взаимодействиях. а) Фрагментационная область в ЬА -взаимодействиях. Фрагментационные барионы Ьп с ct 2/3 в рА рождаются как в рр взаимодействиях, когда взаимодействует один кварк налетающего адрона - процесс (2а), в случае процесса (26) рождение барионов с Х 2/3 маловероятно.
Отношение множественностей вторичных барионов В с х 2/3 в рА - и рр-соударениях [Ю] есть просто вероятность того, что процесс идет за счет поглощения одного составляющего кварка В окрестности точки X - 2/3 это отношение не должно зависеть от X . Основное предположение в этой формуле состоит в том, что формирование вторичного бариона происходит на больших расстояниях вне ядра. При недостаточно больших энергиях это соотношение будет нарушаться. Фрагментационные мезоны Mt с Х- 1/3 в р А -соударениях могут рождаться как за счет процессов (2а), так и за счет процессов (26). (Возможно и рождение тяжелого барионного резонанса, в результате распада которого возникает мезон с X 1/3). Отношение множественностей вторичных мезонов М с в рА -и рр -столкновениях должно убывать с ростом А медленнее, чем отношение множественности барионов с х 2/3, так как вклад дают уже не один, а два процесса: В случае 01 А -соударений фрагментационные частицы образуются в процессах (За) и имеют X 1/2. Отношение множественностей вторичных адронов независимо от сорта фрагментационной частицы равно б) Центральная область в НА -взаимодействиях. Как уже говорилось, в ядре возможно взаимодействие всех структурных кварков налетающего адрона с различными нуклонами ядра. Если взаимодействием между кварками-партонами различных составляющих кварков можно пренебречь, то множественность в центральной области при взаимодействии адрона с ядром Л./,/} равна множественности в кварк-ядерном соударении П. «д » ум ноженной на среднее число взаимодействующих кварков JVq G увеличением числа поглощаемых кварков плотность частиц в центральной области спектра будет увеличиваться.
Поведение поперечных импульсов в адрон-ядерных взаимодействиях
Поперечный импульс рожденных во взаимодействии частиц играет весьма важную роль при построении различных теорий сильных взаимодействий. Характерные особенности поведения инклюзивных р± -распределений вторичных частиц при взаимодействии с ядрами качественно подобны наблюдаемым в элементарном акте. Данные большого числа работ, использующих в качестве источника первичных адронов как космические лучи, так и ускоритель, показали (см.,например, компиляцию данных в [4,11]): а) малость поперечного импульса по сравнению с импульсом налетающего адрона; б) слабую зависимость среднего поперечного импульса от приро ды первичной частицы и энергии взаимодействия в очень широком ин тервале энергии (вплоть до энергий 10 - 10 эв); в) увеличение среднего значения поперечного импульса рх с возрастанием массы вторичной частицы; г) слабую А зависимость ?і для всех вторичных 9 ; Далее было замечено, что: д) поперечный импульс коррелирован с продольным импульсом вторичной частицы и углом ее вылета О в лабораторной системе. (См.,например, [12,38,57]; е) pj, устойчив к изменению множественности вторич ных частиц (если не учитывать эффекты, существенные при малых В и больших їіс, , которые можно объяснить до некоторой степени ки нематическими эффектами).
Однако вывод P±(Ef) ,А) с:СопІ относится лишь к области поперечных импульсов Pj. I В небольшой доле событий поперечный импульс х I ГэВ/с (доля частиц с Pj_ 1э5 ГэВ/с при ускорительных энергиях не превышает 10 от полного числа вторичных частиц). По-видимому, эта область в некотором смысле соответствует глубоко неупругим процевсам. Изучение рождения частиц с большими р. I ГэВ/с на ядерных мишенях показали: (обзор [II, 15]): а) сечение процессов с рА "%. I ГэВ.Л; значительно увеличива ется с ростом энергии первичной частицы Ef ; инвариантные сече ния рождения частиц с большими р± имеют экспоненциальный вид и демонстрируют скейлингово.е поведение при больших Ел ; б) полностью неожиданной оказалась очень сильная А -зависи мость инклюзивных сечений; при их степенной параметризации А показатель степени cL оказался I для Рх 2 ГэВ/с и зависит только от типа частиц и значения Рх ( (Р±) ДДя 01- , К растет с увеличением Р и при PL = 4+5 ГэВ/с, достигая значения I.I2, для р , р и К d(fL) возрастает во всей доступной области измерений р± , достигая еще больших зна чений); в) при р — - 1,5 ГэВ/с растет доля тяжелых вторичных частиц ( К. , 1С", р, J ); в интервале 1,5 4 Гэв/с она остается примерно постоянной. Основной материал по угловым характеристикам hA -взаимодействий в интервале энергий О.1-Ю ТэВ был получен на установке Цхра-Цкаро-2. Схема установки приведена на рис. 12 [2l]. Она состоит из магнитного искрового спектрометра (площадь маг- нитного зазора 4 м при длине магнитной "дорожки" 4м, средняя напряженность магнитного поля s: 6.I03 эрстед), системы фотографирования, свинцово-железного ионизационного калориметра и сцинтилляционного триггерного устройства. Магнитный искровой спектрометр "МИС" состоит из двух блоков искровых камер, расположенных над и под магнитом. Каждый блок состоит из двух рядов искровых камер, прослоенных мишенями. Для экспериментов, без измерения импульсов заряженных частиц, используется нижний блок искровых камер. Светосила установки в этом случае С: 2м стерад. Дополнительное преимущество этого варианта - в фильтрации магнитным полем низкоэнергетического сопровождения, т.е. частиц с энергией 60 МэВ, это, в основном, (Г-электроны и частицы испарения. В качестве мишени использовались различные вещества: полиэтилен (СН2), алюминий (А), медь (CLL), свинец (?\ ). Толщины мишений подбирались таким образом, чтобы толщина мишени составляла 10 15 г/сиг (в единицах ядерного пробега - 0.05 0.15 Л ). Мишени были подняты над искровыми камерами на расстояние I м, что позволило уменьшить потерю частиц в узком ко- нусе, несильно увеличив потерю частиц в широком конусе, В таблице I приведены физические параметры и характерные размеры мишеней нашей установки. На установке применен единый модуль искровых камер размерами 1.5x1,4x0,2 м3, используемый в односекционном или двухсекционном варианте. Эти камеры, изготовленные из стекла, майлара и пенопласта с сетчатыми электродами, наполнялись гелием и неон--гелиевой смесью и работали в следящем режиме [22] , с рабочим пробивным напряжением 4 кв/см. Фотографирование производилось тремя фотоаппаратами. Два нижних фотоаппарата использовались для регистрации информации в нижнем блоке камер, один верхний фотоаппарат - в верхнем блоке искровых камер. Фотоаппараты содержат две стереопары объективов "Индустар-51" с фокусным расстоянием 210 мм [23], каждая из которых настроена на разные плоскости искровых камер. Расстояние съемки - 4,5 м. База фотоаппарата - 400 мм, диафрагма 8. Установка снабжена системой реперных крестов, меток и надписей, которые фотографируются на соответствующий кадр, а показания счетчика кадров фиксируется на цифропечатающей устройстве, с помощью которого выводятся калориметрические данные. На рис.13 приведена блок-схема работы ионизационного калориметра и сцинтил-ляционного триггерного устройства. Ионизационный калориметр (ИК) 24] содержит 12 рядов ионизационных камер, прослоенных четырьмя свинцовыми и восемью железными поглотителями полной толщиной 1400 Г/СУГ. Толщина поглотителя в слое меняется от 30 г/см до 250 г/см . Ряды верхней половины калориметра расположены во взаимно перпендикулярных направлениях, что дает возможность восстановить направление и пространственное расположение электронно-ядерного каскада.
Для экономичного использования электроники и для повышения надежности ионизационные камеры шестого ряда объединены попарно, а седьмого ряда по три. Ионизационный калориметр содержит 100 каналов предусилите-лей, информация с которых поступает на оконечные усилители с переменным коэффициентом усиления и затем на ячейки памяти. Сигнал на запоминание информации поступает со сцинтилляционного триггерного устройства. Опрос информации с ячеек памяти производится с помощью механического коммутатора с записью на быстродействующую печатную машинку ЦПМ-І. Кроме того, имеется канал ввода [25] для автоматической обработки цифровой информации с помощью ЭВМ "Наири-2", который состоит как из аппаратурных средств, так и из программ, прошитых в ДЗУ, о которых будет рассказано ниже. Между слоями ионизационного калориметра расположены два ряда сцинтиляционных датчиков, которые составляют триггерное устройство для быстрого запуска установки ( 0,8 мсек), что обеспечивает хорошее качество треков. Требование к запуску: сигнал от одной-двух и более релятивистских частиц в верхнем сцинтиляторе, расположенном под первым слоем свинца, в совпадении с сигналом от нижнего сцинтилятора, соответствующим 1000 релятивистских частиц. Такой триггер соответствует порогу энергии сг 300 Гэв. Однако из-за неоднородности светосбора со сцинтиляторов порог сильно размыт (от 100 до 400 Гэв), Имеется одна особенность установки: возможность поместить в одном ряду две мишени из разных веществ и менять их в течение эксперимента, что необходимо для устранения систематических эф- фектов (например, неоднородности потолка зала, действия магнита на ФЭУ и т.д.). Соответственно и разделен на две подобные части сцинтиляционный детектор. Четыре блока ецинтиляционного детектора устроены идентично и состоят из двух сцинтиляторов размерами 500x100x3 см с выводами информации с торцов (50x3 см) с помощью конусных световодов на четыре ФЭУ-93. Сигналы с каждой четверки фотоумножителей суммируются в линейных сумматорах и поступают на интегральные дискриминаторы ВД-5. Две схемы совпадений отбирают нужные взаимодействия в соответствующей половине установки и после усиления выдают сигнал на запуск искровых камер и калориметра. Сигнал, подаваемый на искровые камеры, поступает на "светомастер" - устройство, которое устраняет проникновение наводки от искровых камер на предусилители калориметра (см.рис. 13).
Установка цхра-цкаро-1 и точности, достигнутые в эксперименте
Энергетические характеристики вторичных частиц из неупругих адрон-ядерных взаимодействий являются, несомненно, более информативными, нежели угловые распределения. Имеющийся у нас экспериментальный материал по импульсным спектрам заряженных вторичных частиц относится к взаимодействиям на легкой мишени (0) со средней энергией - 400 ГэВ. Данные были получены на установке [Зі], которая состояла из двух 1000 л камер Вильсона, помещенных в магнитное поле напряженностью 7500 э. Мишенью служила полиэти-леновая пластина толщиной 9,3 г/см Камера управлялась двумя рядами счетчиков Гайгера-Мюллера и ионизационным калориметром. Ионизационный калориметр (ИК) содержал 12 рядов ионизационных камер, прослоенных железными поглотителями, полной толщиной 810 г/см , и трех рядов, прослоенных свинцовыми поглотителями толщиной 23,2 г/см каждый. Точность определения направления лавины была (2 6), точность измерения энергии с- 20%, Установка проработала с 1966 по 1971 год. Схема установки, фотография события, зарегистрированного на пленке, приведены на рис. 18,19. Выбор камер Вильсона в качестве трековых детекторов был вызван их высокой разрешающей способностью, которая позволяла регистрировать каждый отдельный след в присутствии большого числа близких соседей, идущих в узком конусе. Максимально измеряв- мый импульс вторичной заряженной частицы зависит от длины трека. Различного рода искажения, как то, колебания температуры окружающей среды, приводят к уменьшению измеряемой длины следа и, следовательно, понижают максимально измеряемый импульс, поэтому наш уделялось большое внимание термостатированию и термоконтролю. Межполюсной зазор магнита был выполнен в виде термостатируемого домика с размерами 300x300x140 см3. Термостатирование домика осуществлялось одним термостатом. Термостатированная вода в количестве 350 л/мин. пропускалась через термоизолированные от магнита внутренние шайбы и радиаторы, установленные на стенки магнита. Температура в домике поддерживалась постоянной в пределах +0.5 град. Температура воды в термостате отличалась от температуры в домике примерно на 2 градуса, причем температура корпуса катушек магнита при работе не превышала 18 градусов.
Основным источником искажений следов в камере Вильсона является конвекционное движение газа, существующее в камере до процесса расширения. Это движение газа возникает в результате разности температур между различными частями стенок камеры. Как известно, при совершенно одинаковой температуре всех частей камеры заключенный в ней газ находится в состоянии неустойчивого равновесия и малейшие колебания температуры могут вызвать движение газа. Небольшим охлаждением нижних частей камеры можно добиться устойчивого равновесия газа в камере. При этом, после сжатия равновесие устанавливается быстрее и менее чувствительно к небольшим изменениям температуры. Кроме того, местное охлаждение устраняет перемещение жидкости в нежелательные места. Отрицательная сторона установления устойчивого равновесия связана с тем, что конвекционное движение газа после последнего сжатия является основным механизмом восстановления насыщения газа в камере по мере его нагревания. Если это конвекционное движение прекращается слишком рано и насыщение в верхней части камеры может быть закончено только в результате диффузионного движения, то для установления рабочего режима потребуется большой промежуток времени. Эта чрезмерная стабильность может наступить при чрезмерном охлаждении дна камеры. Как показал опыт, для прецизионных измерений импульса [32], [33] камеру необходимо окружать ящиком-термостатом, в котором температура поддерживается с точностью +0Д град, В этом случае достаточен вертикальный стабилизирующий градиент температуры между верхним и нижним дном камеры величиной 0,2 0.3, т.е. порядка (0.004 + 0,006) град/см. Как уже говорилось, в термодинамике температуру удавалось поддерживать с точностью не лучше +0,5 град, В таких условиях отсутствие искажений следов, вызываемое конвекционным движением газа, и стабильность режима камеры при колебаниях температуры были получены при отрицательном вертикальном градиенте температуры величиной (1.6 1.7) град порядка (0.016 0,017) град/см. При таком значительном охлаждении дна камеры стабильность газа устанавливалась слишком рано и восстановления насыщения во всем объеме газа после процесса очистки приходилось ждать очень долго. В обычном рабочем цикле насыщение в верхней части камеры не наступало, что приводило к резкому уменьшению длины следа, понижению максимально измеримого импульса, который в этот период был 12 15 ГэВ/с. Эта неоднородность пересыщения была устранена получением различной степени расширения в верхней и нижней частях камеры за счет переноса поршня с помощью пантографического меха- Низма [34] . Как известно, падение температуры в камере в момент расширения определяется уравнением где Т - -уг— - отношение удельных теплоємкостей смеси при посто- янном давлении и при постоянном объеме. Согласно этому уравнению, при вертикальном градиенте температуры 1.6 град, f = 1.57 и средней степени расширения 1.095, необходимый перекос поршня оказался равным 3 мм. В результате устранения неоднородности пересыщения появилась возможность повысить при обычных условиях работы предельный импульс до 50 ГэВ/с. Во избежание возникновения горизонтальных градиентов вода в каждой полости крышки камеры пропускалась встречными потоками.
Задняя стенка состояла из алюминиевой подвижной диафрагмы, оклеенной толстой резиной, поэтому вертикальная разность температур довольно равномерно распределялась вдоль задней стенки, а также вдоль других стенок камеры, изготовленных из стекла. Для того чтобы при имеющихся колебаниях температуры в домике жидкость не оседала на переднем стекле, температура в верхней крышке камеры устанавливалась на 0.1 0.3 град ниже температуры в домике. Для измерения температуры камеры в качестве датчиков в разное время были использованы лагометры и термометры ММТ-4 чувствительностью 0.01 град, которая определялась градуировкой с помощью ртутного термометра. Термо-эдс измерялась компенсационным методом с помощью низкоомного потенциометра ГЇЇІТН-І и зеркального гальванометра MI7/I с чувствительностью 3.10 а.мм .м. Путем изучения температурного режима в камере подбиралось так называемое "мертвое" время, необходимое для восстановления насыщения во всем объеме камеры. В основной серии измерений мертвое время камеры составило II минут. Для нахождения максимально измеримого импульса в камере определялась ложная кривизна на следах /t -мезонов в отсутствии магнитного поля. Для уменьшения кулоновского рассеяния частиц в газе отбирались мюоны, прошедшие около 900 г/суг железа (импульс р - 1.5 ГэВ/с). Полученная средне-квадратичная ошиб- ка в кривизне следов длиной около 50 см равна б& = 7.10 м . Ей соответствует максимально измеримый импульс Р асс 5 ГэВ/с в магнитном поле напряженностью 6000 Гс. В вышеуказанной серии измерений газовые искажения были (Го л„= 6.10 м и давали основной вклад в полную ошибку. В специальной серии измерений мертвое время камеры было увеличено до 20 мин., до полного восстановления температурного режима камеры, и после устранения неоднородности насыщения, удалось довести длину следа до 70 см, вклад газовых искажений сравнялся с измерительной ошибкой (ffrtovy - 2.6.10 м при полной ошибке во =4.10 м . В таком случае был получен измеримый импульс 50 ГэВ/с. Методика обработки ядерных взаимодействий, как известно, включает в себя обработку отдельных следов взаимодействия, восстановление пространственной картины события в камере Вильсона, кинематическую обработку каждого случая [35]. Для восстановления пространственного вида события в камере, на микроскопе УИМ-2І, несколько видоизмененном для данной задачи, измерялись координаты точек следов по методу соответствующих точек.
Имитация частиц электрон-позитронными парами
Электрон-позитронные пары появляются от ЯС"-мезонов первого и второго поколения взаимодействий. Вклад во множественность от электрон-позитронных пар можно оценить по формуле где ns - " средняя множественность частиц, рожденных в первом поколении, Же.± " число электрон-позитронных пар с энергией е , рожденных от распада Y -кванта с энергией у при прохождении вещества толщиной t - -т-4 » /д. - эффективность регистрации электронов или позитронов среди вторичных частиц. Причем считалось, что х+ - fjs- - fjc и средняя энергия, приходящаяся на одну электрон-позитронную пару будет ЧЦ Е ax-fro » что подтверждается экспериментально [45J. Число рожденных электрон-позитронных пар можно оценить, используя формулу каскадной электронно-фотонной теории 20 (приближение В): где S-X+T17 " возраст ливня, Эффективность регистрации электронов или позитронов среди вторичных частиц (таблица 3): есть произведение вероятности зарегистрировать Х(Я J -мезон на вероятность зарегистрировать в в рабочем объеме камеры, если последний имеет энергию - 100 МэВ. Величина W i меняется от I до 0.8 для ядер от СН до РЬ и очень слабо меняется с энергией f45]. Ее изменением с энергией можно пренебречь. Таким образом, Vf растет с ростом энергии и падает с рос- том атомного номера ядра мишени, из-за увеличения эффекта рассеяния малоэнергичных электронов, число которых растет с ростом Л . Поправки на имитацию частиц электрон-позитронными парами приведена в таблице 4, они растут с увеличением энергии 01 -мезона и атомного номера ядра мишени. 1 приведена в таблице 3. Имитация вторичных заряженных частиц в ЬА -взаимодействиях частицами из повторных взаимодействий и электрон-позитронными парами от распадов Зі? -мезонов дает,в основном, вклад в область пионизации. В области "ядерного скейлинга" поправки настолько велики, что в дальнейшем при анализе эта область не рассматривается нами. Рассматривается область быстрот Ь А . Среди вторичных заряженных частиц присутствуют лидирующие частицы, число которых составляет - 0.6 0.7 частиц на взаимодействие, что можно заключить, исходя из слабой зависимости коэффициента неупругости от А [30]: С увеличением энергии из-за колимации пучка рожденных частиц будут увеличиваться потери лидирующих частиц. Как говорилось ранее, в статистику включались ливни, имеющие малое число частиц сопровождения ( 3). Ошибка в определении точки генерации события, зарегистрированного в искровой камере, составляет с: 3 см в пространстве.
Поэтому частицы сопровождения, идущие на расстояниях t б см от оси ливня, нетрудно исключить из рассмотрения, их энергии малы и углы сильно отличаются от углов наклона ливней в камере и оси наклона каскада в калориметре. Число частиц сопровождения на расстояниях Ч 4 6 см было оценено аппроксимацией, исходя из пространственного поведения частиц сопровождения (рис. 22). "Жесткое" сопровождение составляет 0.2-0.3 частицы на взаимодействие для расстояний t 6 см для интервала энергий выше 400 ГэВ. Можно пренебречь медленными продуктами развала ядер, дающие "черные" треки в фотоэмульсии, которые,практически, застревают в веществе мишеней, либо "заворачиваются" магнитным полем и не регистрируются искровыми камерами под мишенью на расстоянии I "Серые" треки - р - протоны реально имеют импульсы от 300 до 700 Гэв/с и их число легко оценить, если воспользоваться соотношением для среднего числа Г-протонов,рожденных на ядрах. 4Пл = 0,15А на основании фотоэмульсионных экспериментов [15] . Согласно монографии [4], для оценки регистрируемой установкой доли "серых" треков Wa нужно учесть свойства их условных распределений, которые не зависят от сорта налетающей частицы, практически не зависят от атомного номера ядра мишени и энергии налетающей частицы, начиная с 10 ГэВ. Угловое распределение практически линейно падает в интервале углов 0 180 град, поэтому в интервал углов,регистрируемый нашими искровыми, попадает 32$ всех серых треков. Оценки чисел "серых" треков, регистрируемых в нашем эксперименте для взаимодействий на ядрах W», At , и Pb , составляют, соответственно, 0,2+0,1; 0,5+0,1; 1+0,1 и 1,5+0,3 частиц на взаимодействие, Для того чтобы учесть влияние ошибок в определении углов вылета вторичных частиц в распределениях по квазибыстроте h нами применялась следующая процедура. Цусть имеем заданную точность угловых измерений (Гв--С0П1. Будем считать, что части-цы, находящиеся в бесконечно малом интервале b , могут иметь две возможности: 1) перейти в интервал %0 - ах » 2) остаться в интервале tmin" o где 2/ИЛУ и І. tnln - значения псевдобыстрот, соответствующие углам (Q0 - &&) и (60 AQj , соответственно. Вероятность перехода примем равной р = 0,5, тогда Qz4-p 0.5 - будет вероятность остаться в вышеуказанном интервале. Как известно, число событий в одной ячейке гистограммы подчиняется биномиальному закону. Вероятность попадания /? частиц из N в ячейку і дается выражением где р - вероятность попадания одного события в ячейку / . Ожидаемое среднее число событий в ячейке J будет /г =71 /) , а стандартное отклонение для этого значения Є г -/JVJooT Обозначим значком "+" переход из С 9 - - ) интер- вала в ( 10 - fcftax) »и аналогично, значком "-" - переход из ( to " tn «x) В ( Miri ?J СЗМ ЖЄ штеРвал Введем величину tih - П + У - h , которая есть число частиц, перешедших в один или другой интервал, знак при 4/7 указывает в какой именно интервал происходит переход. Цусть имеем Г(9 =0,2 град и заданное распределение по h с шагом й 7 . Имеет смысл вычислять & П на краю интервала Д4 . Экспериментальные значения Л- вычислялись по форму- ле Как следует из таблицы 5, при переходе к предельному углу О "& резко возрастает погрешность т/о и начинает расти интервал АР4 » Д » т.е. эффективная длина интервала, в пределах которого возможна перекачка частиц, причем 4 " растет быстрее, В таблице 5 при е = 6.0, Д + = 0.6, а Д = 0,35. Дело в том, что go = 6.0 соответствует 90 =0,3 град, тогда $Л/„ = 0,1 град и 6 =0,5 град и и соответствующее значение % =6.0 заключено в интервале (7 5,4), т.е. Др4" - 0,6 и Д" = 1.0. Однако при заданной точности угловых измерений Ґ& говорить о значениях & ниже (Ґ& бессмысленно. Поэтому надо рассматривать интервал углов 0,2 О 0,5 и соответствующий интервал псевдобыстрот будет (6,4 { 9 4 5,4). Таким образом точность измерения углов задает границу Ч МАКС (№] в распределениях по псевдобыстроте р , до значений которой можно учесть "перекачку" частиц в область больших & при помощи вышеуказанной процедуры. Относительная погрешность при этом не должна быть более 40-50$.
Следовательно, на основании вышеуказанных соображений, в нашем эксперименте следует сравнивать распределения по псевдобыстроте до значений 6 7 единиц f при точности определения углов вылета вторичных частиц 0,2 0,1 град. В таблице 6 приведено число таблиц, попадающих из интервала f в в интервал в / из-за погрешностей в определении углов вылета вторичных частиц для вышеуказанных интервалов энергий и ядер мишеней. Оно было определено путем введения экспериментальных ошибок в инклюзивные р распределения, рассчитанные в рамках АКМ [46}, Вышеуказанная "перекачка" частиц дает основной вклад в область h вблизи f? (ІЇв)&о і) = 5. Однако для области & 0& (0,2 град) существенны потери частиц из-за того, что последние регистрируются как одна частица. Эти потери того же порядка, что и оцененная перекачка. Множественность, как уже отмечалось, одна из надежных и хорошо определяемых характеристик неупругих взаимодействий ад-ронов с адронами и ядрами, В последнее время установлены наиболее важные закономерности в поведении средней множественности, дисперсии и других параметров распределения по числу заряженных частиц в hn взаимодействиях при энергиях до 400 ГэВ, В (nt, взаимодействиях до энергии 300 ГэВ отмечался ранний К НО П± „ 0 скейлинг: отношение -pfM близко к 2 и независит от энергии [47,48]. Однако в интервале энергий 500-2000 ГэВ наблюдается дальнейшее уменьшение этого отношения [49]« Об отклонении от скейлинга свидетельствует и поведение более высоких моментов распределения по множественности jf моментов ( -f , /3 ) они не остаются постоянными, а неизменно возрастают с ростом энергии. Хотя само распределение множественности в координатах 2- 7Г в " реакциях хорошо описывается функцией, пред-ложенной Слэттери [ЪоД. В hА -взаимодействиях функция Слэтте-ра плохо описывает экспериментальные данные как для р в области энергий 20-400 ГэВ, так и для Ж А при 50 и 200 ГэВ/с (компиляция данных в работе [16]).
