Файл: Христиансен, Г. Б.pdf

Скачать файл
Заказать решение

ВУЗ: Не указан

Категория: Не указан

Дисциплина: Не указана

Добавлен: 16.10.2024

Просмотров: 104

Скачиваний: 0

ВНИМАНИЕ! Если данный файл нарушает Ваши авторские права, то обязательно сообщите нам.

В моделях с учетом рождения нуклон-антинуклонных пар в количестве Ю - 2 от пионов отношение C/N, например, при £я.-а.>10 Гэв составляет [282] 12, тогда как эксперимент дает значение З-т-4. Хорошее согласие эксперимента и теории полу­ чается, если предполагать, что доля нуклон-антинуклонных пар

1000

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

50

Т,псек

100

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Рис.

83.

Сравнение

эксперименталь­

 

 

Рис.

84.

 

Сравнение

экс­

ных данных об отношении числа за­

 

 

периментального

и

теоре­

ряженных я.-а. частиц к числу ней­

 

 

тических

 

 

распределений

тральных для различных Ея _а с ра­

 

 

времен прихода я.-а. ча­

счетами

[259].

Согласие

с

экспери­

 

 

стиц

с

энергией

более

ментом

получается

только

при учете

 

 

20

Гэв

 

 

относительно

 

 

рождения

NN

пар

 

 

 

 

электронного

 

фронта

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

ш.

а.

л.

 

Расчетные

рас­

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

пределения

[171]:

А

—

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

СКР,

А = 1 ,

доля

NN

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

пар

 

1%;

 

 

В

— _ СКР,

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Л = 5 0 ,

доля

NN

пар

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1%;

С

—

СКР,

А =

1,

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

доля

NN

 

—

10%

при

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

£ = 1 0 1

2 эв

 

 

возрастает

от

1%

до

~ 1 0 %

при

£ 0 — Ю 1 2

эв

и

далее

остается

неизменной (нижние теоретические кривые). Отношение C/N до­

вольно

чувствительно

к

атомному

номеру

первичной

частицы,

создающей

ш. а. л. Таким образом,

сделанные

выше

 

количествен­

ные выводы о доли NN

пар

относятся

к случаю

Л = 1.

 

 

 

 

В

работах

индусских

физиков

[171]

использован

 

совершенно

иной

подход к решению

вопроса о

генерации

нуклон-антинуклон-

215

ных пар в ядерно-каскадном процессе. Как уже отмечалось, в [171] использовался анализ распределения времен прихода я.-а.

частиц с энергией относительно

фронта ш. а. л.

 

 

На рис. 84 показано экспериментальное

распределение времен

прихода я.-а. частиц с энергией

10-f-20 Гэв

в

ливнях с 7Ve = 105 и

для г ^ 2 0 м от оси и теоретические

расчеты

этого

распределения.

Модель

типа

СКР с изобарой

с ns

(Е0) ~Е0,1*

и с

долей генери­

руемых

NN

пар ~ 1 % (кривая

А)

существенно

противоречит

эксперименту. Кривая В показывает, как меняется

распределение

при переходе

от А = \ к Л = 50 в первичном

излучении. Кривая С

показывает

распределение в предположении,

что

доля NN пар

нарастает до ~10% при Ес^-1012

эв.

 

 

 

 

Таким образом, этот анализ также свидетельствует в пользу

роста доли генерируемых NN пар. Однако сами эксперименталь­

ные данные,

по-видимому, требуют

дальнейших

уточнений, так

как теоретические кривые весьма чувствительны к принятому зна­ чению энергетического порога я.-а. частиц.

При сравнении полученного таким образом результата о воз­ растании доли NN пар до ~10 % при £ о ~ Ю 1 2 эв с соответствую­ щими данными, полученными на встречных пучках, нужно учи­

тывать предположение расчетов [259] о рождении пионов и нукло­

нов

с

одинаковыми лоренц-факторами, что сильно повысит роль

NN

в

энергетическом балансе вторичных частиц в модели [282].

На

встречных пучках доля NN пар в энергетическом балансе та

же, что и их доля среди вторичных частиц. Отсюда следует, что,

взяв за основу данные,

полученные на встречных

пучках, мы

должны предполагать еще большую долю генерируемых NN пар

при энергиях более 1012 эв,

чем это сделано в работе [259]. И толь­

ко в этом случае можно

будет

получить

согласие

с экспери­

ментом.

 

 

 

 

Таким образом, исследование

различных

феноменологических

характеристик ш.а. л. позволяет делать заключения об особенно­ стях ядерных взаимодействий как при сверхвысоких, так и при

высоких энергиях, когда использование других

более

прямых

методов является неэффективным 1 3 0 .

 

 

Некоторые заключения о характеристиках ядерных взаимодей­

ствий при высоких и сверхвысоких энергиях:

 

 

1) доля NN пар среди

вторичных частиц

при £ O ^ 1 0 1 2 эв,

по-видимому, превосходит 10%;

 

 

2) при энергиях £ о > Ю 1 2

эв возможно возрастание

среднего

значения р± до (14-1,5) Гэв!с;

 

 

В случае ш. а. л. число NN пар благодаря размножению становится доста­ точно большим и создает наблюдаемые эффекты.

216

3)

сечение неупругого

взаимодействия

первичных

частиц если

и падает, то не более чем

в

2 раза

при

переходе

от энергий

1012 эв

к энергиям

10 1 5 - М0 1 7

эв;

101 4 -т-101 5 эв происходит очень

4)

при первичных энергиях Е0^

быстрое

развитие

лавин

 

я.-а. и э.-ф. компонент и

деградация

энергий

я± и я°-мезонов

скорее всего в

результате

изменения

множественности вторичных частиц в актах взаимодействия ли­

дирующего нуклона ( п ~ £ 0 1

/ * при £ ' о>10 1 4

эв);

при

энергиях

бо­

лее 101 8 эв возможно изменение и других

параметров лидирую­

щего нуклона (KN или kN)

в связи с

возрастанием

проникающей

способности лавин (смещение максимума к уровню моря).

 

Следует отметить, что анализ в гл. V, базируется на опреде­

ленных представлениях о

природе

частиц с

£ о > Ю 1 4 - М 0 1 9

эв

о характере развития ливня в рамках модели лидирующего нук­ лона, о типе частиц, существующих в лавине. Выход за пределы

этих представлений

в настоящее время вряд ли возможен и вряд

ли целесообразен.

Однако надо отдавать себе отчет в том, что

сделанные выводы могут быть пересмотрены, если область сверх­

высоких энергий окажется

ареной совершенно новых

процессов

с участием совершенно новых частиц (например,

если

при сверх­

высоких энергиях нарушается закон сохранения

барионного за­

ряда или происходит рождение кварков и т. д.).

 

 

Если же оставаться в

рамках существующих

представлений,

то нельзя не отметить особое положение, которое могут в ближай­ шее время занять в физике высоких энергий дальнейшие иссле­

дования

ш. а.л. Успехи исследований элементарных

взаимодейст­

вий на

ускорителях

вплоть до эффективных

энергий ~2 - 10 1 2

эв

создают

совершенно новую ситуацию

для

анализа

накопленных

за последние годы

экспериментальных

данных по ш. а. л.

 

Действительно, данные, полученные на ускорителях, обеспечи­

вают

н а д е ж н ы й

ф у н д а м е н т

для

получения

из данных

по

ш. а. л. достоверных

сведений об элементарном акте при сверх­

высоких энергиях ш .

 

 

 

 

 

1 3 1 В

настоящее время

ясно, что экстраполяция

моделей, описывающих ускори­

тельные данные, например модель Фейнмана, на область сверхвысоких энер­

гий невозможна, так как эти модели находятся в противоречии с экспери­

ментальными данными о доле мюонов

и высотном

ходе ш. а. л.

 

Глава 6

Основные результаты исследования первичного космического излучения сверхвысокой энергии и модельные представления о его происхождении

§1. АНАЛИЗ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ДАННЫХ

ИХАРАКТЕРИСТИКИ ПЕРВИЧНОГО КОСМИЧЕСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ СВЕРХВЫСОКОЙ ЭНЕРГИИ

Первичный спектр. В принципе задача о нахождении первич­ ного спектра в области энергий 101 4 -f-101 7 эв заключается в реше­

нии интегрального уравнения

типа

 

 

 

 

 

 

 

 

 

С (Ne,

х) =

£ jWA

(Ne,

x/E0) Фл (E0)dE0,

 

 

 

(6 . 1 . 1 )

где WA(Ne,

x/E0)

 

A

 

 

 

 

 

 

EQ,

А соз­

— вероятность

первичной

частицы с

дать

ливень

с числом

частиц Ne

на

глубине х; (pA(Eo)dE0

 

— пар­

циальный

 

энергетический

спектр

первичных

частиц

с

атомным

номером

А.

Экспериментально

известна

функция

C(Ne,

х) —

спектр по числу частиц, определяются функции

Ф А ( £ О ) .

 

 

 

Один

из

наиболее

естественных

способов

получения

 

парци­

альных

энергетических спектров мог бы заключаться в

следую­

щем: используя модели, обсуждавшиеся в предыдущих

парагра­

фах,

и

предполагая

различные

парциальные

энергетические

спектры,

можно

рассчитать

ожидаемые

спектры

ливней

по iVe

и

на

различных

глубинах

в атмосфере.

Затем

с

помощью

сравнения расчетов и экспериментальных данных выбрать опти­ мальный вариант парциальных энергетических спектров.

Для реализации этого способа необходимо иметь

достаточно

простой путь перехода от первичного энергетического

спектра к

спектру ливней по числу частиц. Рассмотрим этот

переход для

случая, когда

первичный спектр <рА(Е0) имеет чисто

степенной

вид. Пусть

\пЕ0 = у, тогда (fA(E0)dEo=Ae-^dy,

где

Л = сопэ1.

218

Функция WA(NJEO), как показывают многочисленные расчеты, выполненные с различными моделями развития ш. а. л., с хорошей точностью аппроксимируется логарифмическим гауссовым рас­ пределением.

Если

принять

г) =

In Ne

и

т]0 =

lnNe,

то

 

 

 

 

W{4,y)d4=-^r—e

 

 

 

— (Л — Ло)2

 

 

 

У

2я а л

2а*

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

и число

ливней в

интервале

rj, т] -f- dr\

дается

выражением

 

 

/ ( г ] ) ^

= -

^

 

^

 

Г е

2^

а

(6.1.2)

 

 

 

У 2я

 

 

J

 

 

Для среднего числа частиц Ne на данной глубине согласно мно­ гочисленным расчетам можно принять Ne = kesy, где s — слабая функ­ ция у. С другой стороны, из распределения f(r\)dy можно получить, что

 

 

,2

 

 

 

 

 

JVe = exp { - ^ - +

l n W e } .

 

Тогда

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

0

2

 

i\0 = \nNe

= \nk

+

sy — -2-.

(6.1.3)

Заменим переменную интегрирования

у

на

ц0

 

 

0 =

I

/ Ч в - 1 .п .* .+ - ^ - ) .

 

 

 

 

 

1

 

 

 

Будем считать, что s и oq

постоянны

в

пределах

интересующего

нас интервала у. Тогда

 

 

 

 

 

 

 

_ (ч - чо) I 2

^Чо

 

/Q { 4 )

2 а 2 / /

°л •

 

 

Если использовать тождество

 

 

+

2а2

2о"2

202

219

Смотрите также файлы