Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Обзор теоретических и эксперименгальшх работ по дифракционному когерентному частиц 7
1. Обзор теоретических работ 7
2. Обзор экспериментальных работ 16
ГЛАВА II. Установка ЦХРА-ЦКАРО, предназначенная для изучения адрон-ядерннх взаимодействий высоких энергий 32
1. Детекторы 38
2. Широкозазорные искровые камеры 45
3. Система фотографирования 53
4. Электроника установки 54
5. Ионизационный калориметр 57
ГЛАВА III. Отбор и обработка 61
1. Просмотр и отбор событий множественного рождения 61
2. Поправки ко множественности вторичных частиц 64
3. Измерение энергии 71
ГЛАВА ІV. Каналы множественного ровдения. когерентная генерация частиц адронами на ядрах 76
1. Состав адронов на высоте гор (760 г/см2) 76
2. Исследование различных каналов множественного рождения на ядрах 78
3. Отбор событий когерентной генерации частиц на ядрах 85
4. Зависимость малочастичных процессов от атомного номера ядра мишени при энергии ~ 400 ГэВ 96
Основше результат диссертационной 109
Заключение
Литература 11
- Обзор экспериментальных работ
- Широкозазорные искровые камеры
- Поправки ко множественности вторичных частиц
- Отбор событий когерентной генерации частиц на ядрах
Введение к работе
Современное состояние исследований адрон-ядерных взаимодействий характеризуется продолжающимся накоплением экспериментальных фактов, генерацией новых идей и модельных подходов, претендующих в большинстве лишь на полуколичественное описание. В настоящее время еще мало достаточно точных экспериментальных данных при высоких энергиях, в особенности на "чистых" мишенях. Эта ограниченность данных связана, в основном, с некоторым пренебрежением к изучению процесса множественной генерации на ядрах. Считалось, что этот процесс более сложный, чем взаимодействие двух адронов, поэтому надо сначала разобраться в элементарном акте (адрон-адронное взаимодействие), а только потом перейти ко множественному рождению частиц на ядрах.
Однако, эксперименты по адрон-ядерным взаимодействиям, проведенные в течение последних десятилетий в космических лучах и на ускорителях, продемонстрировали весьма примечательные особенности. Они показали, что ядро-мишень можно использовать в качестве анализатора пространственно-временного развития процесса множественной генерации и дискриминатора между различными, нередко исключающими друг друга по своему содержанию, подходами к теории элементарного акта адрон-адроннного взаимодействия. Этим и объясняется возросший интерес к процессам множественной генерации частиц на ядрах.
В многообразии проблем множественного рождения частиц на ядрах одной из наиболее интересных задач является изучение малочастичных процессов, которые включают в себя особый класс событий - дифракционную когерентную генерацию частиц. Это реакции
- 5 -крайне периферического характера, типа:
h+A -*h + nuc± ч-А
в которых ядро-мишень остается в основном или коллективно возбужденном состоянии. Они протекают при очень малых переданных импульсах и процесс рождения частиц - дифракционный.
Чтобы понять интерес к когерентному рождению частиц на ядрах, достаточно отметить, что именно при исследовании этих реакций было получено, что сечение взаимодействия родившихся ад-ронных комплексов с внутриядерным нуклоном не превышает величины сечения для отдельного адрона.
Однозначного теоретического объяснения этого факта на сегодняшний день не существует. Поэтому, получение новых характеристик поведения процессов когерентной генерации на ядрах может помочь ответить на этот, очень важный для адронной физики, вопрос.
Настоящая работа посвящена изучению малочастичных каналов множественного рождения на основе экспериментальных данных, полученных в космических лучах на установке Цхра-Цкаро Института физики АН Грузинской ССР. Автор принимал активное участие в создании установки и во всем цикле измерений.
В диссертации автором впервые была изучена зависимость сечений когерентного рождения частиц и недифракционных малочастичных каналов с множественностью 3 ^ П 5 в зависимости от атомного номера ядра-мишени при средней энергии налетающего адрона с= 400 ГэВ.
На основе имеющихся экспериментальных данных по когерентному рождению на ядрах фотоэмульсии и данных установки Цхра-Цкаро получена энергетическая зависимость сечения когерентной генера-
- б -
ции частиц с 3^ Л5^ 5 для смешанного потока космических адро-нов вплоть до энергий 400 ГэВ.
Основные материалы, изложенные в диссертации, были доложены на международных и всесоюзных конференциях по космическим лучам и опубликованы в работах /39,40,54-56,73,48/.
Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения.
В первой главе дан краткий обзор теоретических и экспериментальных работ, посвященных исследуемой тематике.
Во второй главе приводится описание экспериментальной установки, на которой был получен исследуемый материал. Наибольшее внимание уделено тем узлам установки, в разработке и запуске которых вклад автора наиболее высок (искровые камеры, сцин-тилляционные датчики).
Третья глава посвящена методам обработки экспериментального материала и исследованию тех систематических ошибок, которые возникли во время эксперимента.
В четвертой главе обсуждается методика отбора событий когерентной генерации частиц и физическая интерпретация всей совокупности полученных экспериментальных данных.
В заключении формулируются основные выводы диссертации.
Обзор экспериментальных работ
После предсказания И.Я.Померанчуком и Е.Л.Фейнбергом /I/ возможности когерентной дифракционной генерации пионов протонами (адронами) долгое время не было экспериментальных доказане тельств существования этого процесса. Это связано, по-видимому, с низкой энергией ускорителей того времени и трудностью исследования таких процессов во взаимодействиях космических лучей. Так, первая экспериментальная работа по изучению когерентной дифракционной диссоциации была опубликована в 1966 г.
К настоящему времени выполнено довольно много эксперимен-тальных работ по изучению характеристик когерентной диссоциации адронов в соударении с ядрами. Следует отметить, однако, что подавляющее большинство их посвящено взаимодействию Х и 1С" - мезонов и относится к интервалу энергий 20 ГэВ. Результаты этих экспериментов можно найти в обзорах /II—13/.
С вводом в строй действующих крупнейших ускорителей в Серпухове и Батавии представилась возможность изучения когерентных взаимодействий в области энергий в десятки и сотни ГэВ.
Наиболее хорошо и детально изучалась реакция когерентного рождения пионов пионами, когда в конечном состоянии три пиона.
Во всех экспериментах большое внимание уделяется выделению событий когерентного рождения по переданному импульсу. Типичное распределение по переданному ядру четырехимпульсу, полученное в эксперименте с пропановой пузырьковой камерой /14/ при энергии первичной 5 ГэВ, показано на рис. I. Это распределение апрокси-мируется суммой двух экспонент с разными наклонами. Области малых переданных импульсов соответствует экспонента с большим наклоном. Значения наклонов в разных экспериментах хорошо описываются выражением /II/: и справедливы для всех ядер мишени, используемых в этих экспериментах. Наклон экспоненты в области больших переданных импульсов о меняется в интервале 4 9 (ГэВ/с) . Он соответствует наклонам, полученным в экспериментах по взаимодействию OL мезонов со свободными нуклонами.
Аналогичное распределение по "Ь получено и в эксперименте, где применялся магнитный спектрометр /15/. Как видно из рис.2, для всех используемых ядер наблюдается острый пик вперед, соответствующий малым переданным импульсам. Здесь же отчетливо видно, что для ядер с большим А , пики становятся более острыми (т.е. увеличиваются значения наклонов).
Из вышеуказанных экспериментов следует, что в области малых переданных импульсов значения полученных радиусов мишени не соответствуют радиусу нуклона и находятся в хорошем согласии с радиусами ядер мишени, т.е. при малых переданных импульсах имеет место когерентное рождение трех (ft -мезонов на ядрах, а при больших передачах импульса - взаимодействие падающей частицы идет, в основном, на квазисвободных нуклонах ядра.
Важную информацию о природе рожденной системы и пространственно-временной структуре взаимодействия можно получить из изучения сечения взаимодействия рожденной системы с нуклонами ядер мишени.
Логичным кажется, что если в ядре в результате взаимодействия налетающей частицы с внутриядерным нуклоном родилось несколько адронов, то в дальнейшем эти вторичные адроны, двигаясь внутри ядра, взаимодействуют с нуклонами ядра независимо друг от друга. Пусть, например, родилось три пиона, то мы должны обнаружить, что из-за поглощения вторичных пионов в ядре, их выход падает по сравнению со взаимодействием на водороде. Так как рожденные пионы взаимодействовали бы независимо друг от друга, то наблюдаемое сечение поглощения ЪЖ-системы в ядре должно было бы равняться утроенному сечению неупругого jc/ -взаимодействия, т е СЗх) 3 и аналогично, (fjz)M Я 56 м .
Дифференциальное и полное сечение когерентного рождения зависят от сечения взаимодействия рожденной системы с нуклонами ядра. С помощью оптической модели сечение взаимодействия, например, ЗСО -системы, на нуклоне может быть оценено сопоставлением экспериментальных данных и теоретических расчетов /16/. В этой работе для первичного импульса 16 ГэВ/с из полного сечения когерентного рождения получено:
Широкозазорные искровые камеры
На эксперименте было получено значение (0.8 - 0.2)%,что находится в неплохом согласии с вычисленным значением.
Аналогичные исследования СД больших площадей дали показатели спектра У " = - (1.3 1.4). Кроме того, оказалось, что в центре таких СД образуется "мертвая" зона, из которой сигнал не достигает ни одного шЭУ. Это объясняется тем, что свет частично поглощается в веществе сцинтиллятора, причем эффективность све-тосбора зависит от длины СД.
Коэффициент поглощения diz 7 t где Л - расстояние, на котором интенсивность падает в раз. Для исследуемого типа сцинтиллятора ОІ =0.01 см"1, т.е. на расстоянии 100 см интенсивность падает в -- раз.
Рассмотрим вопрос о коэффициенте светосбора СД. Если пред положить, что в результате сцинтилляционной вспышки возникло фотонов, а до фотокатода ФЭУ дошло N фотонов, то коэффициент светосбора определяется как К - -тг . Определим К для односекционного СД. Предположим, что ФЗУ установлен только с одной стороны. Пусть космическая частица, пройдя через какую-то точку, произвела "вспышку", в результате которой было изотропно испущено Л/о фотонов. Рассчитаем долю света, которая попадает на фотокатод ЭУ. При этом необходимо учесть потери света в световоде, который сделан из плексигласа, имеет пирамидальную форму, длина его г 30 см.
Кроме числа фотонов, дошедших до световода непосредственно, необходимо учесть вклад лучей, которые отразятся от противоположной грани, а затем попадут на световод, и то, что лучи, направленные к боковым стенкам, отразившись от них, могут попасть на собирающую поверхность. Учет этих дополнительных вкладов равносилен введению нового точечного источника, относительно противоположной грани сцинтиллятора. Метод, основанный на этих предположениях, описан в работе /46/. Посчитанный таким образом коэффициент светосбора для исследуемого СД получается К = 20%.
Для изучения работы СД больших площадей интерес представляет вопрос об эффективности передачи света от СД к ШЭУ. Для решения этого вопроса применяются световоды, работающие по принципу полного внутреннего отражения, причем длина световода должна удовлетворять условию где Тк - угол полного внутреннего отражения, 3 - диагональ выходной грани СД. Нами использовались плексигласовые световоды, показатель преломления которых равен показателю преломления сцин тиллятора и равен П- = 1.58. Угол полного внутреннего отражения определяется как S Yxr » т»е« //с = . этом слУча-е длина световода и должна быть 40 см. Нами применялся световод с v = 28 см. Это связано с ограниченностью пространства для установки световодов. Проанализировав исследуемые конструк р ции СД, мы остановили свой выбор на СД площадью 100x50 см как наиболее удовлетворяющем нашим требованиям.
СД, используемые в нашей кстановке, собирались из стандартных блоков сцинтилляторов, выпускаемых промышленностью. Поэтому между гранями блоков отсутствовал оптический контакт. Было проведено исследование чувствительности СД в зависимости от расстояние до места прохождения частиц. В одном случае исследование проводилось для СД без оптического контакта, в другом случае контактирующие грани смазывались оптической смазкой. Измерения проводились при помощи источника Со . Полученные результаты показаны на рис. 10. Хорошо видно, что интенсивность регистрации падает равномерно (за счет поглощения внутри вещества сцинтилля-тора). Но в месте контакта между блоками сцинтиллятора, в случае отсутствия оптической смазки, происходит резкое падение интенсивности /45/. Поэтому, если в первых сериях эксперимента использовались СД без оптической смазки, то в дальнейшем применялись СД с хорошим оптическим контактом, что значительно улучшило их работу.
Исследования СД показали, что эффективность регистрации очень сильно зависит от места прохождения частицы. Кроме того, становится ясным, что суммирование сцинтилляционных сигналов с обеих сторон СД не полностью компенсирует потери сигналов внутри сцинтилляторов.
Отсюда можно сделать вывод, что СД больших площадей невоз . можно настроить так, чтобы они чувствовали порог в определенное число частиц. По этой причине возникает размытость энергетического порога отбора интересующих нас событий. Этот вывод хорошо иллюстрируется полученными нами спектрами адронов космического излучения /39,48/.
На рис. II приведены: интегральный спектр событий с сопровождением, спектр одиночных частиц и суммарный спектр. Хорошо видно, что в области порога ( 100 ГэВ) существует "завал" спектра, который хорошо объясняется указанной выше размытостью порога запуска сцинтилляторов.
Несмотря на описанные недостатки, СД работали в течение всего времени эксплуатации надежно и удовлетворяли всем требованиям, предъявляемым к триггеру: наличие совпадения 1-2 релятивистские частицы в верхнем сцинтилляторе и 1000 частиц -в нижнем. Четкость работы СД подтверждается тем, что число событий в ионизационном калориметре, в которых имеется электронно-ядерная лавина, составляет - 80% от числа срабатываний триггера. В случае запуска от к. -мезонов на 100 срабатываний, практически ни разу не регистрировалось энерговыделение даже в одном канале ионизационного калориметра, что указывает на эффективность регистрации I релятивистской частицы.
Поправки ко множественности вторичных частиц
Как уже отмечалось, события со множественностью tls 2 исключались из рассмотрения и не включались в полную статистику взаимодействий адронов с ядрами. Нами было зарегистрировано г 50 двухчастичных ливней с энергией Е0 100 ГэВ, что составляет Сг 2.5% от общего числа вех событий с такой энергией. Однако, среди этих событий могли быть события, имитирующие двухчастичные неупругие реакции, например, квазиупругое рассеяние на отдельных нуклонах атомного ядра. Но основной причиной исключения двухчастичных событий из полной статистики был тот факт, что такие события находятся вблизи "порога" запускающей системы установки. Но, как уже отмечалось выше, из-за большой площади сцинтилляционных детекторов и неравномерного светосбо-ра сам "порог" имел нестабильность. Из-за этого возникали потери в событиях, расположенных вблизи "порога". Эти потери очень трудно учесть, так как нестабильность порога зависит от многих факторов и менялась от серии к серии эксперимента. Поэтому события со множественностью ҐІ$ 2 "восстанавливались" нами с помощью имеющихся экспериментальных данных. Полученные оценки /68/ показывают, что вклад таких событий в нашу статистику должен составлять (I - 3)% от полного числа событий.
Геометрическая поправка С целью улучшения разрешающей способности искровых камер для частиц узкого конуса мишень была поднята на расстояние І м от них. Но это, с другой стороны, привело к тому, что часть частиц, рожденных под большими углами, перестала попадать в искро-вую камеру. Несмотря на то, что площадь сцинтиллятора (I м ) меньше площади искровых камер ( 2м ), в случае попадания ствола ливня на край сцинтиллятора количество потерянных частиц будет не мало. Поэтому необходимо оценить его.
В нашем случае, из простых геометрических расчетов следует, что все частицы, родившиеся под углом 14, будут зарегистрированы. С другой стороны, потери частиц под углами, больше 35 мы уже оценили. Наша задача сводится к оценке потерянных частиц в области углов от 14 до 35.
Эту потерю частиц легко оценить, если использовать угловое распределение из работы /58/. В этой работе оно дается в виде -(Л) К:е , где Л--%% , а К = 0.75.
Количество потерянных частиц будет падать по мере удаления точки взаимодействия от края мишени. Если считать, что все ливни, зародившиеся в мишени равномерно распределены по всей ее площади, то потери из-за геометрического фактора получаются 0.02; 0.02; 0.03; 0.03 частицы на один зарегистрированный трек для ядер C/SJL і Л , Ctu и РЬ соответственно.
Зависимость геометрической поправки от энергии мала, так как большая часть треков, попадающих в угол больше 14, находится в области "ядерного скейлинга".
Для проверки правильности этих поправок нами были отобраны события, которые зародились в центральной области плоскости мишени. Ливни из этой области почти не подвержены искажениям, вызванным геометрическим фактором. Анализ таких угловых распределений показал, что величины геометрических поправок нами оценены правильно.
Поправки на вторичные взаимодействия
В результате взаимодействия первичного адрона с ядром ми-мишени рождается К- частиц. Так как для увеличения статисти - 68 ки адрон-ядерных взаимодействий мишени в эксперименте имели значительную толщину ( 0.1 ядерного пробега), то часть из рожденных частиц, взаимодействуя в мишени, дает второе поколение заряженных частиц.
Существует вероятность зарегистрировать часть частиц вторичного взаимодействия U/ \ . Эта вероятность W есть отношение среднего числа зарегистрированных заряженных частиц второго поколения к среднему числу частиц, рожденных во вторичных взаимодействиях. Потери заряженных частиц второго поколения вызваны тем, что энергия взаимодействия, при которой они рождаются - мала ( 10 ГэВ) и разлет их близок к изотропному. Это приводит к тому, что вторичные частицы второго поколения, попадающие в угол ? У 35, не регистрируются.
Отбор событий когерентной генерации частиц на ядрах
Используя данные, приведенные в таблице, получим, что отношение нейтральных частиц к заряженным в потоке адронов, падающих на установку (высота 760 г/смг) h/C = 0.52-0.09, а отношение потока протонов к потоку пионов Зъ/р = 0.69-0.12. Все эти результаты получены для адронов со средней энергией Or 400 ГэВ. Они хорошо согласуются с результатами группы ЕШ /72/.
Основной задачей нашего эксперимента являлось изучение процессов множественного рождения при взаимодействии адронов с ядрами.
В результате проведенных исследований нами были получены зависимости различных характеристик этих процессов от атомного номера ядра мишени и энергии /71,72/.
Исследовались также некоторые характеристики различных каналов множественности. Интерес к такого рода задаче вызван тем, что различные каналы по-разному ведут себя в зависимости от энергии первичной частицы. Для примера отметим экспериментальный
факт, что топологические сечения Єц± для /?4= 0, 2, 4 уменьшаются с ростом энергии, а вклад каналов с большей множественностью увеличивается /74/. Поэтому, было интересно проверить, как ведут себя угловые характеристики в зависимости от множественности канала и от атомного номера ядра мишени.
Нами было проведено такое исследование /39/. В этой работе приводятся результаты анализа наших экспериментальных данных при энергии 400 ГэВ по зависимости средней дисперсии углового распределения вторичных частиц данного канала от множественности этого канала для ядер СИ , /4 и См. . Результаты этого анализа приведены на рис. 15. На этом рисунке хорошо видно, что !. 6 ) для малых множественностей мало, а с ростом /ls увеличивается и становится постоянной. Кроме того, заметно, что этот эффект довольно сильно зависит от атомного номера ядра.
В этой же работе анализируется зависимость стандартного отклонения дб в дисперсии от множественности канала и для тех же ядер. В таблице б приведены полученные результаты.
Из данных, приведенных в этой таблице, можно заключить, что если для каналов со множественностью П- 5 Л б не меняется, то для малых множественностей ( П 5) оно значительно больше. И в этом случае заметна зависимость от атомного номера ядра.
На основе полученных результатов можно сделать следующие предположения:
1. В ливнях со множественностью П 5 присутствуют события с узким угловым распределением (малой дисперсией), что приводит к уменьшению средней дисперсии углового распределения частиц данного канала множественности.
2. Из математической статистики хорошо известно /77/, что если распределение является суммой двух распределений, то дисперсия суммарного распределения всегда больше дисперсии каждого из распределений, входящих в сумму. Т.е. мы имеем дело с двутля механизмами генерации частиц, отличающихся друг от друга угловыми распределениями родившихся частиц. Это и приводит к росту Дб .
3. Зависимость величин 6 и Л в" от атомного номера А позволяет предположить, что с ростом А вклад одного из этих механизмов генерации становится все более существенным. для того, чтобы убедиться в правильности высказанных предположений проведем дисперсионный анализ наших данных. Такой метод был использован в работах /10,24,78/.
Наличие различных механизмов с разными угловыми распределениями при одинаковой энергии и множественности П. приводит к неоднородности углового распределения родившихся частиц. Обнаружить такую неоднородность можно с помощью дисперсионного анализа.
