говно собачее. Сборник лабораторных работ по ядерной физике часть третья элементарные частицы свойства и взаимодействия
 Скачать 1.88 Mb.
|
|
3 2 1 φ i ’ γ γ φ i 67 4. Сравнить полученное значение массы π 0 -мезона с табличны- ми значениями. Дать качественную характеристику использован- ного в данной работе метода определения массы π 0 -мезона. Контрольные вопросы 1. Каким образом установить на кадре направление движения К + -мезона? 2. Нарисуйте импульсную диаграмму γ-квантов при распаде π 0 -мезона и укажите на ней минимальный угол разлета γ- квантов. 3. На каком расстоянии от места образования распадается π 0 -мезон? 68 Р а б о т а 19 СОХРАНЕНИЕ Р-ЧЕТНОСТИ ПРИ АННИГИЛЯЦИИ ПОЗИТРОНОВ Цель – проверка выполнения закона сохранения Р-четности в электромагнитном взаимодействии. ВВЕДЕНИЕ При любых изменениях замкнутой физической системы можно найти величины, сохраняющие свое значение. О таких величинах говорят, что они подчиняются определенным законам сохранения. Примерами могут служить законы сохранения энергии, импульса и момента импульса. Формально существование сохраняющихся величин (и законов сохранения) следует из инвариантности уравнений, описывающих данный физический объект, относительно определенных групп пре- образований. Например, инвариантность уравнений при переносе объекта во времени приводит к закону сохранения энергии, при пе- реносе в пространстве – к закону сохранения импульса, при поворо- тах в пространстве – к закону сохранения момента импульса. В современной физике широко используются такие преобразо- вания, как отражение (инверсия) пространственных координат, приводящее к замене правого левым, и наоборот (P-преобразо- вание); зарядовое сопряжение, преобразующее частицы в античас- тицы (С-преобразование); отражение времени (Т-преобразование). Действие Р-, С- и Т-преобразований на некоторые физические величины иллюстрируется табл. 19.1. Величина, сохраняющая свой знак, называется четной относительно соответствующего преобра- зования, меняющая знак – нечетной. Например, волновой функци- ей фотона является векторный потенциал, генерируемый движу- щимся зарядом. Как видно из табл. 19.1, векторный потенциал A G нечетен относительно Р- и С-преобразований. Поэтому волновая функция фотона при инверсии и зарядовом сопряжении нечетна, т.е. P Ψ = (–1)Ψ, C Ψ = (–1)Ψ; P и C – операторы, а (–1) – их соб- ственные значения. 69 Таблица 19.1 Исходная величина (выбирается положительной) Преобразованная величина P C T Координаты: пространственная координата время – r t r t r – t Заряды: электрический е лептонный L барионный B e L B – e – L – B e L B Производные величины: cкорость dt r d / v = энергия E = E(v 2 ) импульс 2 /c v E p = момент импульса (спин) p r J = электрический дипольный момент r e d = магнитный дипольный момент mc J e 2 / = μ (положительный, если направлен по спину частицы) векторный потенциал c r e A / v = напряженность электрического поля dt A d c 1 − = ε напряженность магнитного поля A H rot = – v E – p J – d μ – A – ε H v E p J – d – μ – A – ε – H – v E – p – J d μ – A ε – H Из квантовой теории поля следует CРТ-теорема Людерса – Паули, которая утверждает, что все взаимодействия должны быть инвариантны относительно действия трех операций С, Р, Т, проведенных в любой последовательности. Другими слова- ми, вероятности (интегральные и дифференциальные) всех процессов взаимодействий данного типа в «нашем» мире и в СРТ-отраженном равны. Утверждение очень сильное и имеет для физики такое же фун- даментальное значение, как законы сохранения энергии и импуль- са. Однако справедливость этой теоремы основана на общих прин- ципах и не имеет столь солидных экспериментальных оснований, как сохранение энергии. Поэтому необходимость эксперименталь- 70 ной ее проверки очевидна. В сильных и электромагнитных взаимо- действиях Р-, С- и Т-четности по отдельности сохраняются с боль- шой степенью точности [7]. В отличие от них, слабые взаимодейст- вия инвариантны относительно комбинированной четности CP и не инвариантны относительно каждой из них по отдельности (см. «Введение» к работе 13). Методика экспериментального изучения поведения взаимодей- ствия относительно выбранной инверсии состоит, во-первых, в вы- боре процесса (реакции), в котором вкладами других типов взаи- модействий можно пренебречь; во-вторых, существенно, чтобы четность одного из состояний – начального или конечного – была однозначно известна из существующих экспериментальных и тео- ретических данных. Взаимодействие инвариантно относительно данного отражения O, если O Ψ н = O Ψ к , где O – оператор отра- жения, Ψ н и Ψ к – функции состояния системы до и после взаимо- действия соответственно. Положим, что четность начального состояния Ψ н известна. Приняв одну из гипотез: а) в процессе данного взаимодействия четность сохраняется; б) четность не сохраняется, определяют, от каких из измеряемых экспериментально характери- стик продуктов реакции и как именно должна зависеть Ψ к для удовлетворения гипотезе. В качестве характеристик используются реально наблюдаемые и измеряемые в эксперименте величины, на- пример импульсы, спины (для сильных взаимодействий и изоспи- ны), электрические заряды, векторные потенциалы электромагнит- ного поля, тип частиц и их число, моды распада для нестабильных частиц и т.п. Характеристики и (или) их комбинации, однозначно удовлетворяющие принятой гипотезе, обязаны присутствовать в Ψ-функции состояния, так как только они реально определяют за- данную его четность. С другой стороны, вероятность процесса dW ∼ ∼ |M| 2 ∼ Ψ 2 . Поэтому в случае справедливости гипотезы dW также зависит от тех же параметров или их комбинаций, что и должно проявиться в эксперименте. В данной работе на примере анализа процесса аннигиляции e + e – -пары в два γ-кванта (e + + e – → 2γ) предлагается ознакомиться с методикой такого рода исследований и проверить сохранение P-четности в электромагнитном взаимодействии. 71 Сохранение P-четности при аннигиляции позитрония Реакция e + + e – → nγ (n = 2, 3, 4, ...) аннигиляции атома позитро- ния (Ps), состоящего из электрона и позитрона в S-состоянии ( = 0), является наглядным примером проверки сохранения Р- и C-четностей при электромагнитном взаимодействии. В зависимости от полного момента J позитроний в S-состоянии может находиться в 1 S 0 (J = 0, спины e + e – антипараллельны – пара- позитроний) и в 3 S 1 (J = 1, спины параллельны – ортопозитроний) состояниях. Так как спин фотона равен 1 и всегда коллинеарен его импульсу, из закона сохранения момента из первого состояния Ps может аннигилировать только в четное число γ-квантов – 2, 4, ... а второе – 3 S 1 в нечетное. Поскольку аннигиляция на два фотона почти в тысячу раз вероятнее трехфотонной [7], измерения проще проводить на нем. Рассмотрим подробно случай двухфотонной ан- нигиляции. Собственное значение оператора Pˆ , действующего на волновую функцию одиночной частицы, называют внутренней четностью частицы. Из уравнения Дирака следует противоположность внут- ренних четностей фермионов и антифермионов. Для однозначности четность фермионов полагают равной +1, а антифермионов –1. Бо- зоны (спин целый – 0, 1, 2, 3, ...) и их античастицы можно рассмат- ривать как связанные состояния пары фермион – антифермион, они имеют одинаковую внутреннюю четность. P-четность волновой функции системы, состоящей из двух час- тиц с внутренними четностями Р 1 и Р 2 , можно найти по формуле P = P 1 ⋅ P 2 ⋅ P 3 , (19.1) где P 1 , P 2 – внутренние P-четности частиц 1 и 2 соответственно, P 3 = (-1) L – четность волновой функции, описывающей относитель- ное движение частиц с орбитальным квантовым числом L. Таким образом, в соответствии с (19.1) P-четность Ps в 1 S 0 - состоянии отрицательна. Состояние со спином 0 и отрицательной P-четностью обозначают 0 – . Оно обладает свойствами преобразо- вания псевдоскаляра. 72 Если Р-четность при электромагнитном взаимодействии сохра- няется, то при аннигиляции e + + e – в два фотона Р-четность волно- вой функции системы из двух фотонов также должна обладать свойствами псевдоскаляра. Простейшую псевдоскалярную функ- цию, обладающую необходимой симметрией относительно пере- становки фотонов и включающую их волновые функции, можно представить как скалярное произведение полярного вектора на ак- сиальный вектор (псевдовектор): ( ) γ φ 2 ∼ 2 ↓↑ − ↑↓ ∼ [ ] 2 1 A A p × ∼ [ ] 2 1 ε × ε ⋅ p ∼ , sin φ (19.2) где вертикальными стрелками обозначены Ψ-функции фотона с данным направлением спина, p – импульс одного из фотонов, на- пример первого; i A – волновые функции фотонов (векторные по- тенциалы поля фотонов), i ε – векторы электрической напряженно- сти поля фотонов (см. табл. 19.1), φ – угол между ними. Из формулы (19.2) следует, что фотоны аннигиляции должны рождаться плоскополяризованными, преимущественно со взаимно перпендикулярными плоскостями поляризации. Итак, для доказательства сохранения P-четности в электро- магнитном процессе – аннигиляции позитрония из 1 S 0 состоя- ния – необходимо экспериментально доказать, что γ-кванты e + e – -аннигиляции рождаются плоскополяризованными; рас- пределение по углу φ между плоскостями поляризации γ- квантов анизотропно ( ∼ sin 2 φ) с максимумом при φ = 90°. Для проверки этого используются особенности сечения компто- новского рассеяния поляризованных фотонов. В этом случае сече- ние зависит не только от угла рассеяния фотона θ, но и от угла Θ между плоскостями поляризации до и после рассеяния [10]. Сече- ние комптоновского рассеяния максимально при θ = 90°, и Θ = 0°, т.е. если плоскость поляризации в процессе рассеяния не изменяется. Аналогичные рассуждения можно провести и для другого фотона аннигиляционной пары. Поэтому, если в направле- ниях рассеяния фотонов поместить два счетчика (рис. 19.1), вклю- ченных в режим двойных совпадений, то в случае сохранения Р-четности при аннигиляции позитрона, максимальное число сов- 73 падений будет зарегистрировано при установке счетчиков по на- правлениям P 3 и P 4 ( φ = 90°, Θ = 0°, θ = 90°) и минимальное – в на- правлениях P 3 и P 5 ( φ = 0°, Θ = 0°, θ = 90°). Рис. 19.1 ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА Экспериментальная установка, схематически изображенная на рис. 19.2, аналогична использованной в известном опыте Ву и Шавлова [11]. Источник позитронов 1 помещен в центре трубы коллиматора 2, окруженной свинцовой защитой 3. Коллиматор с обоих концов за- крывается съемными пробками 4 из алюминия – рассеивателями фотонов аннигиляции, рождающимися в источнике позитронов 74 22 Na. Фотоны регистрируются сцинтилляционными счетчиками S1 и S2 (на рис. 19.2 – 5 и 6) на основе кристаллов NaI(Tl). Счетчик S2 закреплен неподвижно, а счетчик S1 может поворачиваться в плос- кости, нормальной к оси коллиматора, на угол φ ≤ 360°. Рис. 19.2 Для выделения пары фотонов, родившихся в одном акте анни- гиляции, сигналы со счетчиков подаются на схему двойных совпа- дений (СС), число срабатываний которой регистрируется счетчи- ком числа импульсов (СИ). ПОРЯДОК ВЫПОЛНЕНИЯ РАБОТЫ 1. Ознакомиться с установкой. Работа выполняется в линию с ЭВМ под управлением программы в диалоговом режиме. Имя про- граммы сообщает преподаватель. 2. Включить блоки электроники и высоковольтного питания счетчиков. 3. Оценить анизотропию установки. Для этого измерить число импульсов N 1 от подвижного счетчика S1 при φ от 0° до 360° c ша- 75 гом 45°. При этом канал СС счетчика S2 надо отключить. Для бо- лее надежной оценки флуктуаций N 1 измерения выполнить 2–3 раза при каждом φ. 4. Включить схему совпадений в режим счета двойных совпаде- ний от S1 и S2 и определить t опт и τ разр схемы совпадений. Измере- ние зависимости N 12 (t зад ) можно проводить в ручном или автомати- ческом режиме. Для сокращения времени измерения N 12 (t зад ) рекомендуется под- вижной счетчик S1 установить в ВЕРТИКАЛЬНОЕ положение (по оси коллиматора). Рассеиватель можно при этом удалить. По окон- чании ВЕРНУТЬ S1 в горизонтальное положение и установить рассеиватель на место. 5. Снять зависимость счета двойных совпадений N 12 последова- тельно от φ = 0° до φ = 360° c шагом Δφ = 45° при оптимальной за- держке t опт . Измерения проводить столько раз, чтобы в сумме при каждом φ было зарегистрировано НЕ МЕНЕЕ 200 совпадений. 6. Вычислить счета случайных совпадений за время t проведе- ния измерения N эксп ( φ) N сл = τ р ⋅ N 1 ⋅ N 2 ⋅ t, где N 1 , N 2 – счета счет- чиков за 1 с. ОБРАБОТКА РЕЗУЛЬТАТОВ ИЗМЕРЕНИЙ 1. Вычесть из полученных результатов измерений фон случай- ных совпадений N( φ) = N эксп ( φ) – N сл 2. Построить график зависимости N( φ)±ΔN(φ) от угла φ. 3. В случае сохранения Р-четности зависимость N( φ) должна иметь вид F( φ) = D (1 + b sin 2 φ), где b > 0; D – нормировка. Используя экспериментальную зависи- мость N(x) = D (1 + b ⋅ x 2 ), где x = sin φ, определить b±Δb и χ 2 – па- раметр Пирсона – параметр соответствия гипотезы полученной экспериментальной зависимости (см. приложение к данному сбор- нику и описание работы 11). Нанести расчетную кривую на график п. 2. При сохранении P-четности ожидаемая b для данной геомет- рии эксперимента близка к двум. 4. Объяснить полученные результаты. 76 Контрольные вопросы 1. Чему равна Р-четность волновой функции системы, состоя- щей из двух частиц? 2. В какой реакции предлагается провести проверку закона со- хранения Р-четности? 3. Какой вид должна иметь ожидаемая Ψ(2γ) функция в случае сохранения Р-четности в электромагнитном взаимодействии? 4. Какой фундаментальный вывод следует из полученных экс- периментальных данных по поводу характеристик е ± -лептонов? 77 Р а б о т а 20 ИЗУЧЕНИЕ СХЕМЫ РАСПАДА ПОЛОЖИТЕЛЬНОГО ПИОНА Цель – экспериментальная проверка схемы распада положи- тельного π-мезона и измерение энергии мюона, образующегося в результате его распада. ВВЕДЕНИЕ Сильновзаимодействующие элементарные частицы – адроны – делятся на две подгруппы: мезоны и барионы. π-Мезоны (пионы) – легчайшие из адронов – входят в подгруппу мезонов. Существуют положительные, отрицательные и нейтральные π-мезоны. Спин этих частиц равен нулю. Масса заряженных π ± -мезонов mс 2 = = 139,57018(35) МэВ; масса нейтрального π 0 -мезона несколько меньше: mc 2 = 134,9766(6) МэВ. π-Мезоны нестабильны. Заряженные пионы распадаются со временем τ 0 = (2,6033±0,0005) ⋅ 10 –8 с в системе покоя мезона. Вре- мя жизни нейтрального пиона τ 0 = (0,84±0,06) ⋅ 10 –16 с. Для заря- женных π + -мезонов установлены следующие схемы (моды) распа- дов: 1) π + → μ + + ν μ ; 4) π + → e + + ν e + γ; 2) π + → e + + ν e ; 5) π + → e + + ν e + π 0 3) π + → μ + + ν μ + γ; Основной модой распада является распад по схеме 1. Его веро- ятность (называют «бренчинг») составляет практически 100 %. Схему распада можно установить, изучая характеристики продук- тов реакции. Анализ основан на законах сохранения. Так, исполь- зуя законы сохранения энергии и импульса, легко увидеть, что для двухчастичного распада энергия каждого продукта зависит только от масс участвующих в реакции частиц и постоянна в системе по- коя π-мезона. Для распада по схеме 1 кинетическая энергия мюона выражается в виде 78 2 2 2 2 кин 2 ) ( c m c m c m E μ μ π μ − = (20.1) и равна 4,12 МэВ. Масса мюона m μ c 2 = 105,658357(5) МэВ. Распад по схеме 2 (бренчинг равен ≅ 10 –4 %), как это следует из законов сохранения, сопровождается вылетом ультрарелятивистского элек- трона с энергией E e = m π c 2 /2 ≈ 70 МэВ. И, наконец, для схем 3–5 должен наблюдаться непрерывный спектр кинетических энергий вторичных частиц, что обусловлено трехчастичным характером распада. Продукты реакции могут быть отождествлены по ионизации в веществе, пробегам и по виду их распада, если они нестабильны. При идентификации распадов π-мезонов следует обратить внима- ние на то, что электрон с энергией 70 МэВ обладает ионизацией во много раз меньшей, чем мюон с энергией ≈ 4 МэВ, и существенно бóльшим пробегом. Облегчает задачу и то, что мюоны нестабиль- ны. Они распадаются со временем жизни τ μ ≈ 2,2 ⋅ 10 -6 с по схемам (для μ + -мюона) ; γ + + + → μ + + → μ μ + + μ + + v v e v v e e e (20.2) Первая мода распада – основная – составляет 98,6 %. Выше указывалось, что в случае двухчастичного распада в экс- перименте должны наблюдаться моноэнергетические частицы. Од- ним из методов измерения энергии является метод, использующий зависимость между энергией заряженной частицы и ее пробегом в веществе. При этом, однако, оказывается, что пробеги моноэнерге- тических частиц не одинаковы, а распределены возле некоторого среднего значения. Это обусловлено как флуктуациями в потерях энергии, так и случайными погрешностями при измерениях. В ито- ге реальное распределение пробегов имеет вид, практически совпа- дающий с нормальным распределением: ( ) 2 2 0 2 / e ) ( σ − − ⋅ = R R A dR R dN . (20.3) 79 Здесь R 0 – средний пробег; σ = ( ) 2 0 R R − – стандартное отклоне- ние, A – нормировочный коэффициент. На рис. 20.1 распределению (20.3) с σ = 0,1 ⋅ R 0 и нормировкой на 100 событий отвечает кри- вая 1. Экспериментально установленный факт соответствия распреде- ления по пробегам вторичных частиц (а значит, и энергетического распределения) нормальному может служить, таким образом, при- знаком двухчастичного распада. В данной лабораторной работе распад положительного π-мезона изучается с помощью фотографий, полученных при облучении пу- зырьковой камеры в пучке π + -мезонов. На фотографиях представ- лены проекции треков, с помощью которых путем достаточно гро- моздких измерений и вычислений можно восстановить истинную величину пробега. Для упрощения предлагается измерять только одну проекцию пробега мюона. Ожидаемое распределение проек- ций пробегов мюонов от π → μν – распада может быть получено следующим образом. Обозначим р-проекцию пробега R 0 на плос- кость фотоснимка: p = R 0 sin θ, где угол θ отсчитывается от верти- кали к плоскости. Так как спин π-мезона равен нулю, угловое рас- пределение мюонов в системе координат покоящегося пиона изо- тропно, т.е. не зависит от углов θ и ϕ. Поэтому с точностью до нормировки имеем θ θ ≈ θ θ ⋅ ϕ = Ω ≈ d d d d dN sin sin . (20.4) Пусть P = p/R 0 = sin θ. Безразмерная проекция P в зависимости от угла θ изменяется в интервале от нуля до единицы. Тогда соотно- шение (20.4) можно переписать в виде ( ) 2 1 P dP P P dN − = . (20.5) Расходимость dN(P) при P = 1 не приводит к N → ∞, так как ( ) ∫ = 1 0 dP P dN 1 0 2 1 P − − конечен. Действительно, ( ) = dP P dN , 2 1 P − = ( ) 2 1 dP P + − − конечна при любом P. На рис. 20.1 кривая 80 2 – распределение проекций P, построенная таким способом с нор- мировкой на 100 событий. Эта кривая, однако, не отвечает экспе- риментальной, так как реально измеренная любая из длин проекций P i распределена по нормальному закону с погрешностью σ, приро- да которой описывалась выше. Для получения реального ожидае- мого распределения N(P) необходимо провести свертку распреде- ления (20.5) с нормальным распределением на интервале измене- ния P: ( ) ( ) ( ) ∫ σ − − − ⋅ = 1 0 2 / 2 2 2 e 1 P t t dt t A dP P dN , (20.6) A – нормировка. Интеграл (20.6) аналитически не берется. На рис. 20.1 (кривая 3) приведено численно проинтегрированное рас- пределение (20.6) с σ = 0,1R 0 и нормировкой на 100 событий. Рассмотрим распад пиона на три частицы – мюон и две ней- тральные частицы с нулевыми массами покоя. В этом случае из-за наличия третьей частицы энергия мюона, а значит, и его пробег R могут изменяться от нуля до максимальной величины. Можно по- казать, что в данном случае E μ,макс равна энергии мюона при 2-частичном распаде пиона и R макс = R 0 . Энергетическое распреде- ление мюонов имеет вид [5, с. 62] ( ) , dE E E dN ⋅ ≈ где E – кинетическая энергия мюона. При малых энергиях R a E ⋅ = . Используя эту связь, получаем 4 / 1 − ≈ Ω R d dR dN Отсюда распределение для проекций пробегов мюонов с учетом флуктуаций их длин для трехчастичного распада пиона имеет вид: ( ) ( ) ( ) ( ) ∫ ∫ − ⋅ ⋅ ⋅ = σ − 1 0 1 2 4 / 5 2 / / 1 e 2 2 t P t R t R dR dt t A dP P dN . (20.7) 81 Зависимость N(P), полученная в результате численного интег- рирования (20.7), представлена на рис. 20.1 (кривая 4). Как видно из рисунка, распределение проекций пробегов мюонов при 3-частичном распаде пионов почти равномерное, в то время как при распаде на две частицы оно растет с ростом P и имеет макси- мум в области P = 1, т.е. при p ∼ R 0 Pис. 20.1 ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА В данной лабораторной работе распад положительного π-мезона изучается с помощью фотографий, полученных при облучении пу- зырьковой камеры в пучке π + -мезонов с кинетической энергией Е = = 70 МэВ. Камера объемом 750 см 3 заполнялась пропаном (C 3 H 8 ). Пузырьковая камера (ПК) представляет собой сосуд, наполненный прозрачной перегретой жидкостью. Ионизирующая частица, про- ходящая через камеру, вызывает резкое вскипание жидкости в уз- кой области вдоль следа. Таким образом, получается видимое изо- бражение (след частицы), которое можно регистрировать визуаль- но или фотографировать. В пузырьковых камерах можно использо- вать самые разнообразные жидкости как органические, так и неор- ганические. Следы частиц были получены в водороде, гелии, ксе- 82 ноне, пропане, изопентане, бутане, фреоне-12 и -13. Было показано, что двуокись серы, жидкий азот, бензол, этиловый и метиловый спирты чувствительны к излучениям. Идеальной средой для изуче- ния взаимодействия частиц с протонами в пузырьковой камере яв- ляется жидкий водород. По способности анализировать сложные события со многими треками ПК до сих пор остается уникальным прибором. В состав установки пузырьковой камеры, кроме собственно ка- меры, входят: расширительная система, термостатирующее устрой- ство, осветительная система, фотоаппараты и система управления. Таким образом, пузырьковая камера в целом представляет собой сложный физический прибор. Поскольку время, необходимое для перевода жидкости в перегретое состояние порядка 0,1–1 с (зави- сит от размеров ПК), а время чувствительности к излучению по сравнению с ним мало ( ∼ 30 мс), управление запуском ПК сигна- лом от проходящей частицы не может быть осуществлено. Рассмотрим организацию совместной работы пузырьковой ка- меры и ускорителя. Схема опыта на синхроциклотроне изображена на рис. 20.2. Рис. 20.2 При работе ПК на пучках ускорителей необходимо согласовать с помощью соответствующих синхроимпульсов появление уско- ренных частиц в объеме ПК в течение времени ее чувствительно- сти к излучению. Например, синхроциклотрон работает с частотой 83 ∼ 100 Гц, т.е. с периодом ∼ 0,01 с, что много меньше цикла работы ПК ( ≤ 1 с). В этом случае ускоритель переключают в ждущий ре- жим. Как только ПК готова к работе, с пульта ее управления на со- ответствующие системы управления ускорителем подается сигнал- команда на однократный цикл его работы. Время подачи сигнала выбирается таким, чтобы ускоренные частицы прошли в ПК в нужный интервал времени. При работе ПК на синхротронах на энергии протонов несколько ГэВ и более время цикла работы ускорителя составляет несколько секунд, что больше времени цикла работы ПК (1 с и менее). При готовности ПК к очередному срабатыванию (температура камеры достигла заданной величины, жидкость в камере не перегрета, дав- ление выше давления насыщенных паров) синхронизирующий им- пульс с ускорителя с соответствующим опережением сгустка час- тиц заставляет срабатывать расширительное устройство, резко по- нижающее давление в камере до значения, достаточного для того, чтобы жидкость пришла в перегретое состояние. Проходя через камеру, частицы образуют следы. Через некоторое время после пролета частиц поджигаются осветительные лампы и производится фотографирование. Затем цикл повторяется сначала. Пример фотографии π + → μ + → e + -распадов, полученной с по- мощью ПК, дан на рис. 20.3. Рис. 20.3 |