1 2
3
α
1
1 2
3
α
2
P’
1
P’
2
P’
1
P’
2
43 5. Используя то, что выражение
Е2
–
Р2
с2
,
является релятивист- ки инвариантным, вычислить пороговую энергию для рождения одного и двух
π-мезонов для случаев неупругого
рр-соударения.
Контрольные вопросы 1. Приведите примеры неупругого рассеяния протона на прото- не при энергии протона
Ep = 660 МэВ.
2. Нарисуйте импульсную диаграмму для упругого рассеянного протона и укажите минимальный угол разлета двух протонов.
3. Сравните значения сечений упругого и неупругого
рр- рассеяний, полученные в данной работе, с табличными.
44
Р а б о т а 17
ИЗУЧЕНИЕ РАСПАДОВ ДОЛГОЖИВУЩЕГО
0
L
K
-МЕЗОНА
Цель – изучение схем распада и измерение относительных ве-
роятностей основных каналов распада
0
L
K
-мезона.
ВВЕДЕНИЕ
Изучение свойств и взаимодействий К-мезонов со времени их открытия в 1949 г. и до настоящего времени занимает одно из важ- нейших мест в физике элементарных частиц. Фундаментальная роль этих исследований вполне объяснима.
Как в процессах сильного взаимодействия, так и в процессах слабого и электромагнитного взаимодействия К-мезоны проявляют удивительные, загадочные свойства. Объяснение некоторых из этих загадок привело к ряду замечательных открытий, и есть осно- вания полагать, что этот ряд может быть продолжен.
Изучение сильных взаимодействий К-мезонов (реакций их рож- дения) привело, как известно, к концепции «странности» и знаме- нитой схеме Гелл-Манна – Нишиджимы, обобщившей принцип изотопической инвариантности на К-мезоны и гипероны. В соот- ветствии с этой схемой К
+
-, K
–
-мезоны и нейтральный каон обра- зуют не изотопический триплет, а два изотопических дублета, каж- дый с изотопическим спином Т = 1/2:
⎪⎩
⎪
⎨
⎧
−
=
+
=
+
=
=
+
;
для
2
/
1
;
для
2
/
1 1
,
2
/
1 0
K
T
K
T
S
T
Z
Z
⎪⎩
⎪
⎨
⎧
−
=
+
=
−
=
=
−
для
2
/
1
;
для
2
/
1 1
,
2
/
1 0
K
T
K
T
S
T
Z
Z
Здесь S – квантовое число странность, T
Z
– третья (зарядовая) про- екция изотопического спина.
Таким образом, из схемы следовало существование двух ней- тральных мезонов K
0
и
0
K
, сильно различающихся по своим взаи-
45 модействиям с нуклонами. Физической причиной различимости K
0
и
0
K
можно считать тот факт, что они имеют разные знаки кван- тового числа странности, которое сохраняется в сильных взаимо- действиях.
Схема Гелл-Манна – Нишиджимы объясняла особенности реак- ций рождения и взаимодействия каонов, но противоречила двум экспериментальным фактам.
Во-первых, в эксперименте наблюдались распады лишь одной нейтральной частицы, имеющей массу
∼ 500 МэB и время жизни
∼ 1 ⋅ 10
–10
с (так называемый
Θ
0
-мезон, распадающийся по схеме
Θ
0
→ π
+
+
π
–
).
Во-вторых, в процессе изучения большого числа случаев парно- го рождения
Λ-гиперонов с нейтральными каонами, т.е. реакции
π
–
+ p
→ Λ + K
0
,
было обнаружено, что распад K
0
наблюдается только в 50 % слу- чаев. Дело обстояло так, как если бы образующиеся K
0
-частицы в половине случаев распадались быстро (и тогда их распад виден), а в половине случаев – медленно, тогда точка их распада оказыва- лась за пределами области наблюдения. Получилось так, что для объяснения этого факта K
0
-мезону надо было приписать два перио- да полураспада.
В 1954 г. Гелл-Манн и Пайс преодолели эти трудности, введя для описания свойств K
0
- и
0
K
-мезонов понятие «смешанных» частиц. Они предположили, что должны существовать два ней- тральных каона с разными свойствами распада
0 1
K
и
0 2
K
, смесь которых и является K
0
и
0
K
-частицами:
2
,
2 0
2 0
1 0
0 2
0 1
0
K
K
K
K
K
K
−
=
+
=
. (17.1)
Конечно, всего имеется два нейтральных мезона, а не четыре. Про- сто для состояний, описывающих нейтральные каоны, используют- ся два представления. Когда речь идет о сильных взаимодействиях
(рождение, рассеяние, поглощение), следует описывать процессы в терминах K
0
и
0
K
, которые имеют определенные значения сохра- няющейся в сильных взаимодействиях странности. Однако когда
46 речь идет о процессах распада, в которых странность не сохраняет- ся, следует описывать процессы в терминах
0 1
K и
0 2
K, которые, как нетрудно получить из уравнений (17.1), имеют определённые значения комбинированной чётности (
СР-четности), то есть
0 1
0 1
0 0
0 1
,
2
KKCPKKK+
=
+
=
,
0 2
0 2
0 0
0 2
,
2
KKCPKKK−
=
−
=
, где
0 1
K –
СР-чётная система,
0 2
K –
СР-нечётная система. Здесь символом
С обозначена операция зарядового сопряжения, а симво- лом
Р – операция пространственной инверсии.
Если рассматривать простейшие типы распадов, то, исходя из закона сохранения комбинированной четности, можно показать, что схемы распада нейтральных каонов будут следующими:
π
→ 2 0
1
K имеет большое энерговыделение и, следовательно, малое время жизни;
π
→ 3 0
2
K имеет меньшее энерговыделение и, следовательно, большeе время жизни.
Таким образом, Гелл-Манн и Пайс пришли к заключению, что распад
K0
→ 2π следует отождествлять с распадом
π
→ 2 0
1
K- мезона и должно существовать ещё одно новое долгоживущее со- стояние
0 2
K со временем жизни
τ ∼ 10
–7
с. В 1956 г.
0 2
K-мезон был найден в экспериментах на ускорителе в Брукхейвене.
Ещё до того как вывод о существовании
0 2
K-мезона был под- тверждён экспериментально, Пайс и Пиччиони, основываясь на различном характере взаимодействия
K0
- и
0
K -мезонов с вещест- вом и на ожидаемой малой разности масс
0 1
K- и
0 2
K-мезонов, предсказали ряд таких своеобразных явлений, как регенерация каонов, т.е. переходы
0 0
KK↔
, и осцилляция странности. Вскоре
47 регенерация короткоживущих
0 1
K
-мезонов в пучке долгоживущих
0 2
K
-мезонов и осцилляции странности были экспериментально об- наружены. Измерение периода осцилляций позволило получить значение разности масс долгоживущего и короткоживущего ней- тральных каонов [7]:
|
Δm| = (3,51±0,02) ⋅ 10
–6
эВ.
Теоретическое предсказание и экспериментальное подтвержде- ние своеобразных процессов рождения, распада, захвата и регене- рации нейтральных каонов являются одним из самых замечатель- ных успехов квантовой механики и физики элементарных частиц.
Описание процессов распада каонов основано на фундамен- тальных положениях теории слабых и электромагнитных взаимо- действий. Поэтому исследования распадов каонов важны для все- стороннего понимания таких проблем, как изотопические свойства слабого взаимодействия, проблема симметрии в микромире, про- блема нейтральных токов и др. Так, например, исследование распа- да заряженных каонов привели Ли и Янга к фундаментальному вы- воду о том, что в этих распадах (и вообще в слабом взаимодейст- вии) не сохраняется пространственная четность P. В 1957 г. соот- ветствующими экспериментами эта гипотеза была подтверждена.
Исследования распада нейтральных каонов привели к открытию несохранения СР-четности в этих распадах.
Наряду с разрешёнными законами сохранения каналами рас- пада:
( )
( )
⎪
⎪
⎪
⎩
⎪⎪
⎪
⎨
⎧
π
+
π
+
π
π
+
π
+
π
ν
ν
+
π
+
ν
ν
+
π
+
μ
→
−
+
±
μ
μ
±
0 0
0 0
0
;
;
;
e
e
L
e
K
∓
∓
в 1964 г. наблюдались каналы распада, запрещенные законом со- хранения СР-четности:
⎪⎩
⎪
⎨
⎧
π
+
π
π
+
π
→
−
+
0 0
0 2
K
48
Степень нарушения закона сохранения CP-четности невелика
(
∼ 2 ⋅ 10
–3
). Для объяснения нарушения СР-четности было сделано предположение, что долгоживущий нейтральный каон не является чистым состоянием с СР = –1 (т.е. не чистый
0 2
K
-мезон), а имеет небольшую примесь состояния с СР = +1. Поэтому вместо состоя- ний
0 1
K
и
0 2
K
ввели некоторые новые состояния, которые были обозначены символами
0
S
K
(короткоживущий компонент) и
0
L
K
(долгоживущий компонент);
0
S
K
и
0
L
K
уже не являются собствен- ными состояниями оператора СР. Впоследствии нарушение СР- инвариантности было обнаружено также и в полулептонных распа- дах
0
L
K
-мезонов:
0
L
K
→ e
+
π
–
ν
e
и
0
L
K
→ e
–
π
+
e
ν ,
0
L
K
→ μ
+
π
–
ν
μ
и
0
L
K
→ μ
–
π
+
μ
ν .
Несохранение СР-четности в этих распадах приводит к зарядо- вой асимметрии.
В данной лабораторной работе исследуются распады долгожи- вущего K
0
-мезона.
Работа проводится по снимкам, полученным с помощью
180-литровой ксеноновой камеры института теоретической и экс- периментальной физики (ИТЭФ).
Примеры изучаемых в данной работе случаев распада
0
L
K
-мезонов показаны на рис. 17.1. Значения вероятностей иссле- дуемых каналов распада приведены в табл. 17.1 [8].
Таблица 17.1
Тип распада
Относительная вероятность распада, %
3
π
0 21,08±0,27
π
+
π
–
π
0 12,58±0,19
π
μ ν
27,18±0,25
π e ν
38,79±0,27
49
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА
В эксперименте использовалась 180-литровая ксеноновая пу- зырьковая камера. Снимки с пузырьковых камер исключительно наглядны и информативны для исследования взаимодействия и распада странных частиц. Очевидно, что для изучения радиацион- ных распадов частиц (т.е. распадов, вторичными продуктами кото- рых являются
γ-кванты) необходимо наполнение камеры жидко- стью с высокой вероятностью регистрации
γ-квантов, т.е. с боль- шой плотностью и малой радиационной длиной x
0
. Одним из таких детекторов является ксеноновая пузырьковая камера (x
0
= 3,7 см).
Для характеристики способности детекторов к регистрации ра- диационных процессов используется эффективность регистрации
γ-квантов η, которая численно равна доле первоначального числа
γ-квантов, зарегистрированных в данных условиях. Величину η можно найти, определив долю
γ-квантов, выбывшую из пучка при прохождении слоя вещества толщиной
δ:
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
δ
−
−
=
η
0 9
7
exp
1
x
Здесь x
0
– радиационная длина, выраженная в тех же единицах, что и
δ. Эффективность регистрации одиночных γ-квантов в
180-литровой ксеноновой пузырьковой камере размерами 103
×43×
×40 см, x
0
= 3,7 см, усредненная по объему, составляет 0,95.
Для исследования
0
L
K
-распадов внутрь камеры была введена дю- ралюминиевая трубка, проходящая через весь объём камеры вдоль её большой оси. Во время экспозиции камеры воздух из трубки от- качивался и сквозь трубку пропускался пучок нейтральных частиц, рождённых на внутренней мишени ускорителя,
0
L
K
-мезоны явля- лись компонентом этого пучка. Часть
0
L
K
-мезонов распадалась внутри вакуумной трубки в пределах рабочего объема камеры. Ка- мера регистрировала вторичные продукты, возникающие при распа- де. Один распад
0
L
K
-мезона в пределах рабочего объёма камеры на- блюдался приблизительно на 3 – 4 цикла ускорителя и, следователь- но, 3 – 4 цикла расширения пузырьковой камеры. Фон от взаимодей- ствий других нейтральных частиц (n,
γ) был пренебрежимо мал.
50
Рис. 17.1
Фотографирование следов частиц в камере производилось двумя объективами 1 (рис. 17.1) через смотровое окно из орг- стекла 2. При фотографирова- нии часть рабочего объема 3 камеры загораживается труб- кой 4.
Поэтому для того чтобы иметь возможность фотографи- ровать следы, расположенные под трубкой, на дне камеры бы- ло помещено зеркало 5, что по- зволило существенно умень- шить объем невидимой зоны. На рис. 17.1 показано сечение ра- бочего объема камеры плоско- стью, перпендикулярной на- правлению пучка. На нем видно расположение вакуумной труб- ки и зеркала в камере.
Постановка эксперимента. Эксперимент проводился на ней- тральном пучке протонного синхротрона ИТЭФ. Расположение оборудования на пучке показано на рис. 17.2.
Рис. 17.2
51
Пучок формировался в трубе длиной около 30 м. Передний конец трубы помещался непосредственно вблизи камеры протонного син- хротрона, напротив внутренней мишени. Направление трубы состав- ляло угол
∼ 42° с направлением циркулирующего пучка протонов.
Главные элементы канала – коллиматоры
1,
3,
5,
8 и магниты
2,
4,
7.
Роль магнитов заключалась в очистке пучка от заряженных частиц.
Для получения оптимальной геометрии тракта коллиматоры были собраны так, что они являлись частями одного конуса, вершина ко- торого совпадала с внутренней мишенью ускорителя.
Для снижения интенсивности
γ-квантов в пучке перед коллима- тором
3 устанавливался конвертор из свинца толщиной в две ра- диационные длины. Здесь
γ-кванты конвертировали в
e+
e–
-пары, которые удалялись из пучка отклоняющими магнитами.
Труба, составляющая тракт нейтрального пучка, соединялась посредством фланцев с трубкой, проходящей через рабочий объем камеры
9. Чтобы предотвратить регенерацию
0 0
SLKK↔
на пути
0
LK-мезонов от мишени до камеры, весь тракт вакуумировался до
∼ 2 ⋅ 10
–2
мм рт. ст. Вакуумирование избавляло также от фона вто- ричных частиц, возникающих при взаимодействии пучка с ядрами воздуха. Для снижения радиационного фона установка окружена бетонной защитой
6.
МЕТОДИКА ИДЕНТИФИКАЦИИ РАСПАДОВ
Наряду с распадами
0
LK-мезонов в ксеноновой пузырьковой ка- мере регистрируются также взаимодействия, обусловленные фоно- вым излучением ускорителя и космическим излучением. Поэтому для того чтобы иметь возможность изучать распады
0
LK-мезонов, необходимо прежде всего выделить их. В данном эксперименте выделение облегчается тем, что распады имеют характерный при- знак, которым является положение в пространстве точки распада.
Как указывалось выше, особенности формирования пучка таковы, что
0
LK-распадами следует считать такие события, которые обра- зованы следами, начинающимися внутри вакуумной трубки.
После
того как установлено, что наблюдаемая на снимках кар- тина может быть результатом
0
LK-распада, необходимо провести
52 дальнейшую интерпретацию этого события или, как говорят, иден- тифицировать распад. Обычно под идентификацией распада пони- мают установление природы как первичной частицы, так и всех частиц, которые образовались в результате распада.
Методика идентификации распадов в данном эксперименте предполагает необходимость выполнения следующих операций: определения положения точки распада; нахождения всех частиц, образовавшихся при распаде; идентификации частиц – продуктов распада; идентификации типа распада.
Последовательность первых трех операций может быть произ- вольной и часто определяется соображениями удобства. Последний шаг возможен лишь при выполнении трех предыдущих. Рассмот- рим каждую из перечисленных операций подробнее.
Определение точки распада. Точку распада можно определить, лишь восстановив пространственную картину, например с помо- щью стереопроекторов. В данной работе точка распада устанавли- вается более простым, но менее точным способом – по проекциям.
Как можно видеть из табл. 17.1, все распады, с точки зрения опре- деления положения точки распада, условно можно разделить на две группы: распады, в которых образуются заряженные частицы, и распады на нейтральные частицы. В первом случае положение точ- ки распада на снимках определяется как пересечение двух прямых, которые являются продолжением начальных участков треков, со- ответствующих этим заряженным частицам. Если при
0
L
K
-распаде образовались также и нейтральные пионы, то на снимке должны наблюдаться электрон-позитронные пары (иногда комптоновские электроны), образованные
γ-квантами – продуктами распада π
0
- мезонов. При этом «направление вылета
γ-кванта» должно прохо- дить через найденную точку пересечения следов заряженных час- тиц. Направление вылета
γ-кванта для комптоновского электрона определяется как направление касательной к наблюдаемому треку в начальной точке, а для электрон-позитронной пары – как направ- ление прямой, проведенной между электронным и позитронным треками. При этом прямая должна проводиться ближе к тому тре- ку, который обладает наибольшей энергией.
53
Во втором случае положение точки распада на снимках можно найти пересечением «направлений вылета
γ-квантов».
Если на обоих снимках найденная точка пересечения находится в области вакуумпровода, то она принимается за точку распада
0
LK-мезона. Для тех точек, которые были найдены пересечением всего лишь двух прямых (как, например, будет в случае
Kπeν-,
Kπμν
- распадов), необходимо убедиться в том, что они не являются случайным пересечением. С этой целью необходимо проверить выполнение ещё одного условия,
обязательного для всех точек распада, а именно: равенство измеренных на обеих проекциях про- летных расстояний
0
LK-мезона в камере. Это условие вытекает из особенностей расположения объективов фотоаппарата относитель- но камеры: оптические оси объективов параллельны, а плоскость, проходящая через них, перпендикулярна к направлению пучка. Для оценки равенства пролетных расстояний удобно пользоваться мет- ками, нанесенными на стенке трубки. Точность совпадений этих расстояний должна быть
∼ 5 мм.
Скачать 1.88 Mb.