Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка):
n_-»u~ + vM; ц~->е~ +vjt + ve. (110.11)
4. ИСКУССТВЕННОЕ ОБРАЗОВАНИЕ я±-МЕЗОНОВ. ПОРОГ РОЖДЕНИЯ И МАССА
Из существования сильного ядерного взаимодействия тс-мезонов с веществом, выражающегося в захвате остановившегося я "-мезона ядром, следует, что с большой вероятностью должен идти также и обратный процесс рождения я-мезонов при ядерных взаимодействиях. В каких ядерных реакциях
216
Глава XIX. п-Мезоны
может происходить такой процесс и какая энергия должна быть у бомбардирующих частиц? Для ответа на эти вопросы необходимо рассмотреть процесс рождения тс*-мезонов с помощью известных нам законов сохранения энергии, импульса, электрического и барионного зарядов.
Начнем с закона сохранения барионного заряда. Как известно (см. § 33), закон сохранения барионного заряда проявляется в том, что в процессе всех ядерных реакций обычного типа число нуклонов остается неизменным. Аналогичным образом дело обстоит при а- и р-распадах и у-переходах. Этот результат может быть сформулирован количественно, если считать, что барионный заряд для нуклонов равен единице, а для электрона, позитрона, нейтрино и у-кванта—нулю.
Считая закон сохранения барионного заряда выполняющимся при ц- и тс-распадах, можно распространить понятие барионного заряда на мюоны и тс-мезоны, приписав им нулевой барионный заряд: Bli = B„ = 0.
Предполагая, что закон сохранения барионного заряда должен выполняться в процессе рождения тс*-мезонов, и используя закон сохранения электрического заряда, легко записать схемы ядерных реакций, в которых могут рождаться одиночные я*-мезоны под действием быстрых протонов:
р+р-*р + п + п +; р+п->р+р + п~; р+п^п + п + п +. (110.12)
Аналогично под действием быстрых нейтронов возможны следующие реакции:
п+п-*п+р + п~; п+р^иг + п + п + ; п+р^р+р + п~. (110.13)
Если использовать известное из теоретической физики инвариантное выражение
E2-P2c2 = mv, (110.14)
где Е—полная энергия; Р—полный импульс системы взаимодействующих частиц, то можно легко получить формулу для пороговой энергии рождения я-мезона в нуклон-нуклонных соударениях:
(Тр)мип = 2тпс2{1+mj4mN)x290 МэВ. (110.15)
Следует обратить внимание на то, что для рождения я-мезона нужна кинетическая энергия, приблизительно равная двум массам покоя тс-мезона, а не одной, как может показаться на первый взгляд. Очевидно, что это обстоятельство является следствием закона сохранения импульса, который запрещает процессы вида N->N+k.
§ 110. Свойства заряженных п-мезонов
217
Аналогичная формула может быть получена для общего случая рождения каких-либо частиц (например, нескольких я-мезонов) при столкновении двух других частиц. Эта формула имеет вид
Т^ = М1с4~УС\ (1.0.16) 2Мс2 V '
где М2 — масса образующихся частиц; М, — масса сталкивающихся частиц; М—масса частицы-мишени. Из нее как частный случай {Мх~2тр, М2 = 2тр + т„, М = тр) получается формула (110.15).
Итак, рассмотрение реакций (110.12) и (110.13) привело к выводу, что для искусственного образования я-мезонов нужны протоны с энергией порядка 300 МэВ *. Такая возможность появилась после введения в строй ускорителя протонов до 345 МэВ, а затем и на еще большие энергии. Схема устройства для искусственного получения я-мезонов приведена на рис. 412.
я-Мезоны образуются при бомбардировке быстрыми протонами внутренней мишени М. В соответствии со схемами (110.12) и (110.13) на ней рождаются как я + -, так и я "-мезоны, которые при достаточно высокой энергии падающих протонов вылетают из мишени под любыми углами. При этом очевидно, что из-за движения системы центра инерции тс-мезоны, летящие вперед, будут иметь большие энергии, чем я-мезоны, летящие назад. Образовавшиеся тс-мезоны отклоняются полем ускорителя по круговым орбитам, кривизна которых определяется энергией тс-мезона. Из числа я-мезонов, летящих вперед, из камеры ускорителя выводятся я ""-мезоны, тогда как я+-мезоны отклоняются магнитным полем внутрь камеры**. Для я-мезонов, летящих назад, наблюдается обратная картина. Выведенные пучки п-мезонов дополнительно коллимируются системой фокусирующих магнитов, позволяющих выделять я-мезоны с заданным импульсом.
Наличие тс-мезонных пучков позволило уточнить характеристики я-мезонов, найденные раньше, а также установить
* Легко показать, что для рождения я-мезона -у-квантом достаточна энергия
Еу = тпс2( 1 + mJ2mN) = 1,075m„c2 = 150 МэВ.
** В современных больших ускорителях используются кольцевые магниты, а камера имеет форму тора. Поэтому из камер таких ускорителей в' принципе можно выводить пучки обоих знаков из числа я-мезонов, летящих вперед.
218
Глава XIX. к-Мезоны
новые. В частности, уточнили значения масс я*-мезонов и мюонов. Они равны соответственно *
w„±=(273,12685 ±0,00065) те\ тц± = (206,76825 ± 0,00012)те.
(110.17)
Уточнили также и значения времен жизни положительных и отрицательных л-мезонов и мюонов, которые были получены из распределения во времени импульсов от (я —ц)- и (ц — е)-распадов в кристалле сцинтилляционного детектора:
