Istituzioni di Fisica Subnucleare A. Bettini 2006 Capitolo 4 Gli adroni

1. Istituzioni di Fisica SubnucleareA. Bettini 2006Capitolo 4 Gli adroni C.4 A. Bettini

2. La risonanza in meccanica Oscillatore che si muove lungo x (x=0 posizione di equilibrio) sollecitato dalla forza esterna Soluzione stazionaria • In risonanza • L’ampiezza è massima • Al variare della frequenza la fase passa velocemente per 90˚ C.4 A. Bettini

3. – – – + – – La risonanza Modellino: atomo = nuvola negativa, al centro massa positiva. Classico 1. Eccitarlo nel modo normale di pulsazione propria = w0; larghezza propria = G e lasciarlo oscillare liberamente t è la costante di tempo del decadimento dell’intensità 2. Eccitiamolo con un campo elettrico periodico di pulsazione w e misuriamone la risposta (ampiezza2 di oscillazione) in funzione di w La larghezza della curva di risonanza dell’oscillatore forzato è uguale all’inverso della sua vita media quando libero La curva di risposta è il quadrato della trasformata di Fourier della legge oraria Nei pressi della risonanza e per G<<w0 Lorenziana o Breit-Wigner C.4 A. Bettini

4. rivelatore Lorenziana o Breit-Wigner Esperimento: Sorgente di radiazione monocromatica accordabile in frequenza Bersaglio = gas di atomi A Rivelatore della luce diffusa ad un angolo Misurare intensità in funzione di w Risultato: l’intensità diffusa ha un picco ogni volta che la pulsazione e quella propria di un livello eccitato Ai Misurando la distribuzione angolare della radiazione diffusa con w=wi si trova momento angolare dello stato Fisica subnucleare. Si misura la sezione d’urto totale - o una parziale - in funzione dell’energia C.4 A. Bettini

5. Risonanza in produzione Ci sono risonanze che decadono R cd? Studiare una reazione in cui cd siano prodotte assieme ad altre Per ogni evento misurare le grandezze cinematiche e calcolare Mcd Se in qualche caso procede attraverso a+bR+e+… c+d+e +…, nella distribuzione c’è un picco C.4 A. Bettini

6. Risonanze in formazione e terminologia Bersagli semplici: p e n (nel d). Stati adronici iniziali possibili π+p; π+n osservate risonanze π–p; π–n osservate risonanze K+p; K+n non osservate risonanze (S=+1) K–p; K–n osservate risonanze (S=–1) Risonanze πN: 32=24 N(xxxx) se I=1/2; ∆(xxxx) se I=3/2 Risonanze ≠KN: 22=13 L(xxxx) se I=0 ; S (xxxx) se I=1 C.4 A. Bettini

7. Sezione d’urto π+p La sezione d’urto p+p totale ed elastica mostrano una serie di picchi corrispondenti a risonanze. In realtà ce ne sono molte di più che non si appaiono a prima vista La più grande è la ∆(1232), completamente elastica Fu scoperta da Fermi e collaboratori nel 1952 misurando le sezioni d’urto totali p+p e p–p al ciclotrone di Chicago I=3/2 (da rapporti delle sezioni d’urto) Momento angolare JP=3/2+ (onda P) da sezioni d’urto differenziali in risonanza C.4 A. Bettini

8. Sezioni d’urto K+p e K–p Molte risonanze si trovano nei canali ≠KN (Stranezza=–1, B=1) Per lo studio delle risonaze non bastano le sezioni d’urto totali ed elastiche in figura. Le risonanze si trovano studiando le ampiezze di probabilità di diffusione in un definito JP e in un definito I in funzione dell’energia Il modulo dell’ampiezza di diffusione ha un massimo in risonanza L’anomalia dell’ampiezza passa rapidamente per 90˚ (a cui va aggiunto eventualmente un contributo non risonante che varia lentamente). Caratteristica principale Nessuna risonanza nei canali KN (Stranezza=+1, B=1) C.4 A. Bettini

9. S(1385) in produzione In esperimenti di formazione K–p si possono osservare solo stati che abbiano massa > m(K– ) + m(p) = 494 + 938 = 1532 MeV Se avessimo bersagli L potremmo studiare reazioni π L  π L (m +mπ=1115+140=1155 MeV) Si deve studiare in produzione 1963. Fascio di K– dal Bevatrone, p = 1.5 GeV camera a bolle da 72” di Alvarez Casi possibili C.4 A. Bettini

10. S(1385) Diagramma di Dalitz Ogni areola del diagramma è proporzionale al volume dello SF Se elemento di matrice costante, densità di eventi uniforme Disuniformità = fisica Due bande = due risonanze Stessa massa, stessa larghezza  due stati di carica dello steso iperone M=1385 MeV, =35 MeV Lp  I=1, S=–1 Distribuzioni angolari  JP=3/2+ B=1, S=–1 C.4 A. Bettini

11. X(1530) in produzione Eventuali iperoni di stranezza S=–2 (o –3) non possono essere “formati”, solo in produzione 1963. Fascio di K– dal Bevatrone, p = 1.5 GeV camera a bolle da 72” di Alvarez Risonanza su poco fondo non risonante nello stato neutro Risonanza anche nello stato carico con intensità circa 1/4 M=1530 MeV; G = 7 MeV  I=1/2 B=1, S=–2 Analisi distribuzioni angolari  JP=3/2+ C.4 A. Bettini

12. X(1530) isospin Uno stato che decade per IF in Xp può avere I=1/2 o 3/2 Si esclude 3/2 Lo spin isotopico iniziale (e quindi anche finale) potrebbe essere 0 o 1; nell’ipotesi fatta deve essere = 1 Invece di 4 C.4 A. Bettini

13. Clebsh-Gordan C.4 A. Bettini

14. Gli iperoni JP=3/2+ C.4 A. Bettini

15. Nove mesoni 0– L’ipercarica (del sapore) Y=B+S Ce ne sono altri due, entrambi con I=0 e S=0: h ed h’ C.4 A. Bettini

16. q e t Inizio anni ‘50: situazione sperimentale sulle particelle strane nei raggi cosmici confusa. In particolare 1. q un “mesone” (K+π+ π˚); traccia carica lunga, esce dalle lastre 2. t (K+π+ π+ π–); sembra avere la stessa massa, ma pochi eventi 1953. Rostagni con Powel avevano organizzato la collaborazione tra Padova e Bristol (tecnologia di esposizione e analisi delle lastre nucleari, lancio e recupero di palloni ad alta quota nel Tirreno e in Val Padana) 1953. M. Merlin propone l’esperimento del G-stack, un pacco di emulsioni grande, 15 l, per risolvere problemi 1 e 2. 1955. Diverse dozzine di eventi sia q sia t; prime particelle strane prodotte artificialmente  q e t hanno la stessa massa e la stessa vita media; sono la stessa particella. Ma JP(q )= 0+, 1–, 2+, … e JP(t )?? Dalitz analizza i dati JP(t )=0– C.4 A. Bettini

17. Stato finale a tre corpi. Diagramma di Dalitz • Decadimento in 3 corpi. Stato finale definito da 9 grandezze p1, p2 e p3 • p1+p2+p3=0 (3 vincoli), E1+ E2+ E3=M (1 vincolo) • 5 variabili p1+p2+p3=0 definisce il piano del decadimento: due angoli per definire direzione di n, un angolo per rotazione rigida dei tre vettori p sul piano di decadimento. Se non ci sono spin o non si misurano polarizzazioni non c’è dipendenza dagli angoli  2 variabili Possibili scelte: due energie nel c.m. del decadimento (E1, E2) [anche energie cinetiche T1, T2], due masse quadre di coppie (m232, m132). Sono correlate linearmente. Ad es. E1 e m232 Contorno determinato dalla conservazione dell’energia C.4 A. Bettini

18. Lo spazio delle fasi a 3 corpi Il volume dello spazio delle fasi è proporzionale all’area nel diagramma di Dalitz l’osservazione di qualsiasi non uniformità nella densità di eventi elemento di matrice Ci interessa una relazione di proporzionalità, quindi possiamo ignorare i fattori numerici Integrando su p3 L’integrazione sugli angoli è su tutte le direzioni possibili dei due vettori. Conviene iniziare fissando l’angolo tra i due vettori q12 ed integrando su q1, f1 e anchef2 C.4 A. Bettini

19. Lo spazio delle fasi a 3 corpi La conservazione del momento Differenziando l’ultima a p1 e p2 costanti E infine integrando su E3 C.4 A. Bettini

20. Diagramma di Dalitz e risonanze Una risonanza si evidenzia come banda di alta densità di eventi Lungo la banda delle risonanza varia l’angolo di decadimento di questa I valori minimo e massimo della massa dei due corpi sono C.4 A. Bettini

21. Il diagramma di Dalitz per 3π Storicamente Dalitz definì il diagramma per lo studio di un sistema di 3π (il decadimento t del K+). In questo caso, e in generale per tre particelle uguali, è simmetrico Per ogni configurazione dei 3π la somma delle tre energie cinetiche T1+T2+T3= costante Per i punti in un triangolo la somma delle altezze è costante Quindi prendiamo le energie cinetiche proporzionali alle distanze dai lati di un triangolo equilatero La conservazione della quantità di moto definisce il contorno (a energie non relativistiche è il cerchio inscritto) • Anche in assenza di risonanze nelle coppie di pioni e di effetti dinamici l’elemento di matrice non è costante, perché lo stato di 3π ha determinati JP e I • Lo studio del diagramma di Dalitz permette di ricavare JP e I per lo stato dei 3π • Sono quelli della particella madre? Dipende dal tipo di decadimento • Interazione forte: sì per tutti (es. w) • Interazione elettromagnetica: sì JP e non si sa per I (∆I=1possibile)(es. h) • Interazione debole:sì J e non si sa per P e per I (es. t del K) C.4 A. Bettini

22. Momento angolare totale Parità Isospin totale No JP=0+ L’analisi di spin-parità-isospin di 3π Si dimostra che se si lavora nel sistema del cm, si possono usare quantità cinematiche 3-vettori o 3-scalari e ottenere elementi di matrice relativisticamente invarianti Momento angolare e parità totale = JP Isospin totale = I Prendiamo (arbitrariamente) uno dei pioni (π3) Momento angolare (orbitale) del rimanente “dipione”= l12 Momento angolare di π3 relativo al dipione = LJ=l12+L Isospin del “dipione”= I12 Isospin totale I=I12+1 L’elemento di matrice deve essere “costruito” usando le quantità cinematiche disponibili e deve essere “simmetrizzato” come richiesto La semplice osservazione dei luoghi in cui l’elemento di matrice si annulla permette spesso di determinare JP e I C.4 A. Bettini

23. Quantità cinematiche Parità intrinseca di 3π = –1  se i 3π hanno JP, l’elemento di matrice deve essere J–P quantità cinematiche C.4 A. Bettini

24. I=0 Per qualunque π3, I3=1  I12=1,  le coppie di pioni sono antisimmetriche per isospin Bose  l’elemento di matrice deve essere antisimmetrico per scambio entro ogni coppia Le espressioni più semplici (ma le proprietà di simmetria sono le stesse per tutte) Le linee e punti rossi segnalano i punti di annullamento Al centro E1=E2=E3M=0 Al vertice della diagonale p1=p2 =–p3/2; E2=E1 M=0 C. Zemach Phys Rev. 133 (1963) 1201 C.4 A. Bettini

25. I=1 (non π˚π˚π˚) π+ π+ π– π3=π–;  coppia 12=++ l’elemento di matrice deve essere simmetrico in 12 π0 π0 π– π3=π–;  l’elemento di matrice deve essere simmetrico in 12 π0 π+ π– π3=π0;  I12 ≠ 1, infatti coppia 12 simmetrica in I-spin: l’elemento di matrice deve essere simmetrico in 12 C.4 A. Bettini

26. t (K+p+ p+ p–) Non può essere I=0, prendiamo I=1 0– 1+ 1– Conclusione: nello stato finaleJP= 0– Quindi poteva avere solo JP=0+, 1–, 2+, …L’enigma q t  violazione della parità nelle ID (1957) Altra violazione ∆I=1/2 C.4 A. Bettini

27. w h h Ci sono 8 barioni di spin 1/2+, solo 7 mesoni 0– . Che non ce ne sia un ottavo? 1961. Esperimento di Block e Pevsner e collab. Fascio: π+, momento 1.23 GeV dal Bevatrone, camera a bolle 72” di Alvarez, riempita di deuterio liquido m = 548 MeV, G = 1.3 MeV Larghezza piccola!? Altra scoperta  h decade elettromagneticamente! Spiegazione: h  gg  C=+ solo neutra  I=0  G=+  decadimento 3π proibito in IF Determinazione di spin parità Assenza di hππ  JP ≠ 0+, 1–, 2+,… Presenza di hgg  JP ≠ 1 Se J=1 elemento di matrice: vettore. Unico vettore nel cm: k momento di uno dei g; dispari per scambio dei g, viola Bose Assegnazione più probabile JP=0– C.4 A. Bettini

28. 0– 1+ 1– Dalitz plot dell’h Il decadimento EM non conserva isospin, può violarlo di 1 3π possono avere I=0 o I=1 I=1 0– 1– 1+ I=0 L’analisi del Dalitz plot conferma che lo stato finale è JP=0– I=1 C.4 A. Bettini

29. h’ C=+ perché decade (2%) in gg I=0 perché solo stato neutro G=+ di conseguenza h’π+ π– πº vietato per IF h’π+ π– h OK per IF ma piccolo Q=130 MeV (BR=44%) h’ppg EM (BR=50.6%) C.4 A. Bettini

30. La scoperta dell’w Reazione ≠pp  π+ π+ π– π– πº Fascio ≠p dal Bevatrone p = 1.61 GeV, √s= 1.19 GeV Camera a bolle a H2 72” Alvarez Ogni impulso di fascio, 3 foto per ricostruzione spaziale Lavoro off-line scanning = ricerca degli eventi a “4 rami” (2500) misura delle tracce (curve in campo magnetico) ricostruzione spaziale fit cinematico alle reazioni ≠pp  π+ π+ π– π– “4c” ≠pp  π+ π+ π– π– πº “1c” (800 eventi) Distribuzioni di massa a tre (ci sono più combinazioni per evento) La risonanza è osservata solo nel canale neutro  I=0 C.4 A. Bettini

31. 1– 0– 1+ Spin e parità dell’w Sappiamo che I=0 JP=1– I casi di spin maggiori si escludono con un’analisi più dettagliata C.4 A. Bettini

32. I mesoni pseudoscalari C.4 A. Bettini

33. I mesoni vettori Q=32 MeV  stretta C.4 A. Bettini

34. Il modello a quark • Conosciamo (sinora) • 9 mesoni JP=0– (2 singoletti, 2 doppietti, 1 tripletto di SU(2)) • 9 mesoni JP= 1– (2 singoletti, 2 doppietti, 1 tripletto di SU(2)) • 8 barioni JP= 1/2+ (1 doppietto Y=+1, un tripletto e un singoletto Y=0, 1 doppietto Y=–1) • 9 barioni JP= 3/2+ (1 quartetto Y=+1, un tripletto Y=0, 1 doppietto Y=–1) C.4 A. Bettini

35. Il modello a quark 1964 G. Zweig, CERN, propone che gli adroni si possano costruire formalmente con oggetti, forse con senso fisico, che chiamò assi. I mesoni erano coppie, i barioni tris (d’assi). Qualche settimana dopo, ma indipendentemente, M. Gell-Mann fece una proposta analoga, chiamandogli oggetti quark. Barione =3 quark; mesone = quark+antiquark I tre quark (u, d e s) stanno in un tripletto, la rappresentazione fondamentale di SU(3)f. I quark dovevano avere caratteristiche precise e differire da tutte le particelle per la loro carica frazionaria (2/3 e 1/3). Furono cercati in collisioni violente di fasci accelerati su bersagli materiali, come prodotti dei raggi cosmici, se presenti nella materia ordinaria (e nelle rocce portate dagli astronauti dalla Luna), ma non furono mai trovati Per molto tempo furono da molti considerati come meri oggetti matematici utili per la spettroscopia adronica. Al prossimo capitolo dinamica dei quark SU3 ha due rappresentazioni fondamentali 3 e≠3, diverse tra di loro Non sono utilizzati dalla natura per adroni, ma per i q e gli ≠q C.4 A. Bettini

36. SU(3)f e oltre • Nella fisica subnucleare i gruppi di simmetria SU(2) e SU(3) compaiono in due ruoli distinti • Classificazione delle particelle e relazioni tra sezioni d’urto e velocità di decadimento; sono simmetrie rotte: SU(2) dalle interazioni EM, SU(3) anche dalle IF. Chiameremo SU(3)f • Simmetrie di gauge, simmetrie esatte, cui obbediscono le lagrangiane di interazione • Sappiamo (ora) che i quark sono 6, ciascuno con un “sapore” (flavour) definito • SU(2)f per adroni con d e u. Buona perché m(d), m(u) <<<< masse adroni • SU(3)f per adroni con d, u, s. Buonetta perché m(s) << masse adroni, ma non altrettanto Regola: il segno del sapore del quark = segno carica elettrica C.4 A. Bettini

37. I mesoni Nel modello a quark i mesoni sono stati legati q≠q’, dove q e q’ possono essere uguali o diversi Spin totale può essere S=0 (antisimmetrico nella funzione d’onda di spin) o S=1 (simmetrico) Parità P=(–1)l+1 Coniugazione di carica C=(–1)l+S Stati possibili Quindi un sistema q≠q’ non può essere in uno degli stati JPC=0––, 0+–, 1–+, 2+–, …. I mesoni osservati sperimentalmente sono tutti di uno stato possibile (tranne alcuni possibili interpretabili come glueballs, previste da QCD) I mesoni “leggeri” sono composti dei quark u, d, e s e dei loro antiquark Ci limiteremo al livello fondamentale, l = 0 comprendente i 9 mesoni pseudoscalari (JPC = 0–+) e i 9 mesoni vettori (JPC = 1––) C.4 A. Bettini

38. I mesoni 3≠3 =18 9 caselle, quante ne servono Non basta, i multipletti del sottogruppo SU(2) devono essere quelli giusti Se SU(3)f fosse esatta tuttel le particelle dello stesso multipletto avrebbero la stessa massa, ma ciò è vero solo in primissima approssimazione C.4 A. Bettini

39. La terza combinazione è quella ortogonale alle prime due I mesoni pseudoscalari Banale sistemare le particelle cariche Ci sono tre neutre e tre caselle, come si sistemano? π˚ ha I=1, quindi in SU(3) deve essere 8 |I=1, Iz=0> è la combinazione antisimmetrica per ud Il singoletto di SU(3) è la combinazione completamente simmetrica La natura ha deciso che i due stati di I=0 con massa e vita media definita = autostati non fossero h1 e h8 ma due combinazioni lineari Hanno tutti i numeri quantici uguali, tranne la rappresentazione (il Casimir) di SU3 Il mescolamento viola quindi solo SU3, che è rotta anche dalle IF In pratica mescolamento piccolo C.4 A. Bettini

40. I mesoni vettori Completa analogia con 0–, tranne per il mescolamento Nel caso dei vettori, uno dei due stato fisici isoscalari, f è fatto solo di quark strani, ha “stranezza nascosta” Conseguenza: preferisce decadere in ≠KK anche se sfavorito dal Q  larghezza piccola Perché? Risposta dalla dinamica, QCD C.4 A. Bettini

41. I barioni I barioni sono fatti di tre quark qq’q’’. Per ora 3 quark scelti tra u, d, s. La situazione è simile, ma più complicata che per i mesoni Se 3 identici è immediato: uuu = D++; ddd=∆–; sss=??? Se diversi, ambiguità: uud = p o D+ uds = S0, L0, S *0, L(1405) Cominciamo da quel che manca Un barione con B=1, S=–3, I=0, Q=–1, chiamato W– M1530+150=1680 MeV Se gli iperoni metastabili (che decadono ID sono tutti scoperti, deve decadere con IF. In cosa? Lo stato di massa minore con i giusti numeri quantici è K–X0 149 MeV 145 MeV M(K–)+M(X0)=1809 MeV  è metastabile!, o non c’è La previsione del modello a quark deve essere testata C.4 A. Bettini

42. L’W– Barnes e coll. 1964. Esperimento a Brookhaven C.4 A. Bettini

43. L’W– I momenti delle tracce cariche si misurano dalle curvature nel campo magnetico Le energie si ottengono assumendo un valore per la massa tra quelli possibili Ad ogni vertice conservazione energia e momento  4 equazioni Sistema sovra-determinato  best fit riduzione errori e scelta delle masse delle tracce La camera a bolle forniva informazione completa sulle tracce cariche. Per i g la probabilità di produzione di coppia in idrogeno è piccola. Qui si sono convertiti entrambi!! Un solo evento bastò per la scoperta mW = 1674 ±3 MeV C.4 A. Bettini

44. { deve essere completamente simmetrica se non ci fosse il colore dovrebbe essere completamente antisimmetrica Teorema spin-statistica I fermioni identici devono avere funzione d’onda completamente antisimmetrica rispetto allo scambio di ogni coppia (Pauli) I tre (ma anche se erano due) barioni: uuu = D++; ddd=∆–; sss=W– hanno Livelli fondamentali Tutti momenti orbitali = 0  parte spaziale simmetrica JP=3/2, con tre spin 1/2  parte spin simmetrica Soluzione: esistono tre quark u, tre d, tre s, etc. ciascuno con un “colore” diverso Proprietà di QCD: ycolore=antisimmetrica Per i livelli fondamentali yspazio=simmetrica Completamente simmetrica Questa conclusione spiega molto altro C.4 A. Bettini

45. Simmetrie di scambio degli spin [SU(2)] Analizziamo le simmetrie di yspin per stati di tre spin 1/2 Cominciamo con due spin 1/2 Il singoletto (J=0) è antisimmetrico, il tripletto J=1è simmetrico Andiamo a tre spin M,A = misto-antisimmetrico = antisimmetrico nello scambio di due quark M,S = misto-simmetrico = simmetrico nello scambio di due quark C.4 A. Bettini

46. Simmetrie di scambio SU(3) • Una combinazione di tre quark simmetrica (S) indipendentemente dal contenuto di quark si può realizzare in 10 modi diversi • Se almeno un quark differisce dagli altri, possiamo definire una combinazione mista-simmetrica (MS) che è simmetrica nello scambio di due quark, e una mista-antisimmetrica (MA) antisimmetrica nello scambio di due quark. In entrambi i casi lo si può fare in 8 modi diversi • Se tutti sono diversi si può costruire una combinazione antisimmetrica (A) nello scambio di qualsiasi coppia in 1 modo • Queste proprietà di simmetria sono soddisfatte per le rappresentazioni di SU(3) C.4 A. Bettini

47. I barioni Abbiamo trovato che le seguenti possibilità per la parte di spin e quella di SU(3)f della funzione d’onda di 3 quark u,d,s Chiamiamo le possibilità con le molteplicità (SU3,Spin). Ci sono due possibiltà Il modello a quark prevede che ci siano un singoletto, due ottetti, un decimetto di barioni, ma non esistono tutti in natura. Esistono solo quelli previsti da QCD Nota in particolare che non esiste lo stato di singoletto SU3 L1, quindi l’iperone L è puro ottetto. Non esiste un mixing dei barioni analogo a quello dei mesoni NB. Le masse dei quark u, d sono piccolissime, danno un contributo trascurabile alla massa dei nucleoni. La massa della materia è energia del campo del colore C.4 A. Bettini

48. Ottetto e decimetto C.4 A. Bettini

49. Il charm L’esistenza e proprietà di adroni con “charm” era stata predetta (≠stranezza) per due ragioni 1. 1. 1970. Meccanismo GIM: Glashow, Iliopoulos e Maiani ipotizza il charm per spiegare la soppressione di processi deboli di “corrente neutra” tra quark di sapore diverso, che altrimenti la teoria prevedeva dovessero essere parecchi ordini di grandezza più intensi di quanto misurato 2. 1972‘t Hooft la teoria elettrodebole è “rinormalizzabile” (si possono trattare in maniera coerente i termini divergenti che vi compaiono), se la somma delle cariche elettriche di tutti i fermioni è nulla Con 4 leptoni (e–, ne), (m–,nm) e 3 quark (d,u) e s, ciascuno tre colori (1973) • Servirebbe un altro quark, in tre colori, con carica 2/3, simile quindi a u • Le previsioni erano che le particelle charm dovessero essere • piuttosto pesanti, con massa  2 GeV • prodotte in coppie • con vite medie brevi  0.1 ps e decadere più spesso in adroni strani che non • Ma nel 1974, voluto dai teorici, ancora non si era trovato. O così pensava in Occidente C.4 A. Bettini

50. Charm La tecnica delle emulsioni, abbandonata in Europa e negli US, fece molti progressi in Giappone Niu e collaboratori a Nagoya svilupparono la “camera ad emulsione”. Due parti molti strati di emulsione, perpendicolari alle tracce sandwitch di emulsioni e fogli di Pb (t=1 mm)  identificazione di e, misura energia dei g Misura dei momenti nella regione di TeV con lo scattering multiplo Esposizione ad alta quota con palloni Sviluppo di tecniche di scanning e misura automatici (sino ad oggi) 1971. Pubblicazione di evento prodotto da primario di energia di una decina di TeV Produzione associata di due particelle che decadono in  qulache 10–14 s  decad. debole Le tracce OB, BB’ e il π˚ sono complanari. Particella h che decade in B sta in uno sciame adronico  è un adrone; massa mx=1.5 -3.5 GeV (a seconda della natura della traccia BB’) Con questa massa e vita non può essere strana. 1972. Ha le caratteristiche del charm. Intensificare ricerca. Nel 1975 si era trovata una dozzina di eventi Ma in occidente (o fuori della comunità dei raggi cosmici) la scoperta fu ignorata C.4 A. Bettini