Происхождение космических лучей.

Таким образом, можно считать, что релятивистские нуклоны проходят через атмосферу с незначительным отклонением от первоначального направления.
Предположим, в соответствии с экспериментальными данными (см. обзоры в [5,16-17]), что кратность генерации частиц т в элементарном акте взаимодействия пропорциональна , где − энергия падающей первичной частицы. Коэффициент пропорциональности , стоящий перед в выражении для кратности генерации, есть ( − атомный вес). Здесь измеряется в единицах покоя протона (т.е. в ГэВ). Так как для воздуха , то и . Генерируемые нуклоны, взаимодействуя в свою очередь с ядрами атомов воздуха, также вызывают рождение новых частиц (если их энергия больше 1ГэВ) или производят ядерные расщепления.
Рассмотрим мультипликации частицы, падающие на границу атмосферы по вертикали с энергией Е0. В результате первого столкновения с ядром атома воздуха родится частиц π-мезонов и нуклонов.
Предположим, что средняя энергия рождаемых π-мезонов и нуклонов одинакова. Тогда, поскольку ведущая частица уносит энергию, средняя энергия π-мезонов и нуклонов Число рождаемых нуклонов определяется выражением а π-мезонов .
На Рис. 7. представлены натурные данные по высотному распределению нейтронов (а) и расчеты интенсивности нейтронов, проведенные согласно ядерно-каскадной модели [2,5, 18].



Рис. 7. Высотное распределение потока интенсивности (в частиц/см2с) вторичных нейтронов: 1) распределение нейтронов трех поколений; 2) распределение суммарного потока нейтронов [18].

Сформулируем основные положения используемой модели:
1. Столкновения первичного протона с ядром атома воздуха рассматриваются как означает, что процесс столкновения «лишен памяти», а следовательно, допускает описание на языке марковских процессов.
2. Предполагается, что столкновения происходят через одинаковые интервалы, равные пробегу до столкновения нуклонов – 90 г∙см-2.
3. Сечение взаимодействия протонов и порождаемых нейтронов остается постоянным в данном энергетическом интервале.
4. Первичный протон теряет приблизительно 50 % от первоначальной энергии в процессе каждого соударения с ядром атома воздуха.
5. Энергия первичного протона одинаково распределяется между вторичными частицами.
6. Генерация вторичных частиц происходит, пока энергия первичного протона не уменьшится до 1 ГэВ.
7. Спектр генерации вторичных частиц предполагается степенным.
Полная интенсивность вторичных нейтронов дается выражением:

(8)


где – параметр взаимодействия нуклонов, [19]; – атмосферное давление (мбар); – длина свободного пробега до столкновения; – номер столкновения первичного нуклона с ядром атома воздуха; – энергия нейтрона.


Из сопоставления расчетов, выполненных высотно-каскадным методом (8) с экспериментальными данными работ [1] следует, что высотно-каскадного методом, можно адекватно описывать высотное распределение нейтронов.

2.4.2.  Электронно-фотонные ливни и мягкая компонента вторичных космических лучей
Большая часть вторичных электронов образуется в результате распада мюонов:

(9)

Для электронов темп энергетических потерь значительно выше и может достигать катастрофических значений. Точная формула для ионизационных потерь электронов имеет следующий вид [20]:

(12)

В 30-е гг. 20 в. Андерсен заметил, что энергетические потери электронов при релятивистских энергиях сильно занижены. Скоро осознали, что имеется какой-то дополнительный источник энергетических потерь, который получил название тормозного излучения, Физический механизм этого явления достаточно прост. Когда заряд ускоряется или замедляется, он излучает электромагнитные волны, а тормозное излучение испускается при любых электромагнитных взаимодействиях между зарядом и ядрами вещества, через которое он проходит. Релятивистские потери на тормозное излучение имеют экспоненциальную форму:

(13)

Это позволяет определить радиационную длину, на которой электрон теряет своей энергии. В ультрарелятивистском пределе

(14)

Радиационную длину удобнее выражать в единицах атомной массы вещества. Если − число Авогадро, то . Можно теперь написать выражение для , полезное для численных расчетов:

(15)

Кривая поглощения релятивистских электронов в свинце показана на Рис. 8.
Примерно до 1 МэВ, где электроны только становятся релятивистскими, ионизационные потери преобладают, но выше этого значения релятивистские потери начинают преобладать. Можно определить критическую энергию , при которой тормозные потери становятся равными ионизационным. Для воздуха, свинца и водорода равны соответственно 83, 6.9 340 МэВ. Это очень важный результат для анализа атмосферных ливней. Можно привести радиационные длины для некоторых типичных веществ: воздух − 36.5 г/см2 = 280 м; свинец − 5.8 г/см2 = 5.6 мм, − 58 г/см2 = 6.7 км.


Рис. 8. Энергетические потери электронов в свинце и алюминии.

Радиационная длина для воздуха играет особую роль, поскольку глубина атмосферы равна 1000 г/см2, поэтому электроны космических лучей могут претерпеть катастрофические потери, войдя в атмосферу.

2.4.3. Космические мюоны и нейтрино. Проникающая компонента вторичного излучения
Мюоны возникают в результате распада π-мезонов:

(16)

Мюоны сравнительно слабо взаимодействуют с веществом. При энергиях ниже 200 ГэВ темп потерь можно описать приблизительно следующим выражением [3,19]:


(17)

или

(18)

Эффективную скорость потерь можно принять равной МэВ см2/г. Энергетические потери в основном приходятся на ионизацию.
Число мюонов, родившихся в слое равно числу распавшихся π-мезонов в этом слое [5]:

(19)

где – энергия π-мезонов; − спектр генерации π-мезонов; − пробег до поглощения π-мезонов (предполагается ,что совпадает с пробегом до взаимодействия первичного нуклона); − энергия мюона на уровне регистрации; МэВ∙см²/г – эффективная скорость энергетических потерь для области низких энергий ( до 200 ГэВ ).
Вероятность прохождения мюона от уровня с давлением до уровня регистрации без распада и захвата:

(20)

Отсюда находим полную интенсивность мюонов:

(21)


Предварительный расчет для мюонов дает:

(22)


где – неполная гамма-функция.
Электронное и мюонное нейтрино космических лучей образуется в результате распада π-мезонов и мюонов в реакциях (8) и (15). Другой источник нейтрино – термоядерные реакции в солнечных недрах. Солнечное нейтрино в процессе движения от Солнца до Земли подвергается осцилляциям, в результате которых электронные нейтрино превращаются в мюонное и тау-нейтрино. Это объясняет недостаток солнечных нейтрино в эксперименте KAMIOKANDE.
Нейтринная компонента является самой проницаемой компонентой космических лучей. Стоит отметить, что нейтрино свободно проходит сквозь земные недра, которые для него являются прозрачными.
Несколько иначе ведет себя нейтрино ультравысоких энергий. Нейтрино сверхвысоких энергий космического происхождения способно взаимодействовать с веществом детектора. Подобный диапазон энергий пока недоступен для современных ускорителей.
Нейтринные ШАЛ имеют характерную сигнатуру, которая является результатом аномальных энергетических и угловых распределений.
Нейтрино с длиной свободного пробега , где обусловлено взаимодействием с атмосферой [21]. В этом случае максимум ШАЛ смещается в атмосфере до уровня г/см2. Меньшая, чем в протонном ливне передача энергии замедляет развитие ШАЛ и усиливает вертикальные и горизонтальные неоднородности в распределении частиц. Таким образом, характер развития протонного и нейтринного ШАЛ очень сильно различаются.
Характерная для ШАЛ, обусловленного нейтрино сверхвысоких энергий, малая передача энергии позволит отличить нейтринный ШАЛ от протонного (Рис. 9).





Рис. 9. Потоки мюонных нейтрино от 1. ГЗК образования (Грейзем-механизм); 2. активных галактических ядер; 3. от топологических эффектов; 4. Z-вспышек [21].

Нейтрино сверхвысоких энергий можно использовать для тестирования новых физических теорий, в частности теории суперструн. Так, отсутствие горизонтальных ливней в эксперименте «Fly's Eye» позволило получить ограничение на массу струны. Если предположить, что сечение нейтрино-нуклонного взаимодействия будет увеличиваться с ростом энергии, то эксперименты нового поколения позволят выявить дополнительные размерности [22].
Таким образом, в этой главе мы ознакомились с основными свойствами первичных космических лучей, а именно: химическим составом, энергетическим спектром, плотностью энергии, и т.д.
Также были рассмотрены основные модели происхождения космических лучей: галактическая дисковая модель, галактическая модель гало и метагалактическая модель. На основе галактической модели с гало была произведена оценка возраста галактических космических лучей.
Было показано, что основными источниками галактических космических лучей являются оболочки сверхновых звезд.
Были приведены основные характеристики солнечных космических лучей и их отличие от первичных космических лучей.
Исследовано взаимодействие космических лучей с веществом: ядерно-активной компоненты, электрон-фотонной и мюонно-нейтринной компонент. Данные компоненты обладают следующими основными свойствами: 1) основная часть ливня достигает поверхности Земли в виде мюонов, хотя в максимуме своего развития она приходится в основном на электроны; 2) энергия ливня пропорциональна числу частиц в максимуме его развития, в максимуме ливня на одну частицу приходится приблизительно 1,4 ГэВ; 3) положение максимума ливня определяется энергией частицы, – чем больше энергия частицы, тем ниже в атмосфере расположен максимум ливня.








СПИСОК ИСПОЛЬЗОВАННЫХ ИСТОЧНИКОВ

1. Лонгейр М. Астрофизика высоких энергий / М. Лонгейр. – М.: Мир. – 1984. – C/ 85.
2. Салагаева, А.В. Влияние нейтронов вторичных космических лучей на тропосферу и биосферу Земли: эколого-экономический аспект / А.В. Салагаева, Хлебопрос Р.Г. – Красноярск: Изд-во СФУ. – 2014. – 88 с.
3. Хаякава С. Физика космических лучей, Часть 2. Космофизический аспект / С. Хаякава. – М.: Мир. - 1973. – С. 3-10, 20-100.
4. Панасюк М.В. Модели космоса / М.В. Панасюк. – Т.1. − М.: Наукa. – 2007. − 920 с.
5. Дорман Л.И. Экспериментальные и теоретические основы астрофизики космические лучей / Л.И. Дорман. – М.: Наука. – 1975. – 462 с.
6. Зацепин Г. Т., Кузьмин В. А. О верхней границе спектра космических лучей. // Письма в ЖЭТВ. – Т.4. № 3. – 1966. – Р. 114–117.6.
7. Greisen, Kenneth. End to the Cosmic-Ray Spectrum? // Physical Review Letters. – 17(16). – Р. 748 – 750.
8. A. Creusot. For the Pierre Auger Collaboration Latest results of the Pierre Auger Observatory. // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment : 4th International workshop on Acoustic and Radio EeV Neutrino detection Activities. – 2012.  – Т. 662, Supplement 1. – Р. 106–112.
9. Гинзбург В.Л. Астрофизика космических лучей (история и общий обзор) // УФН. – 2001. – Т. 171. - № 10. – С. 1112, 1115-1117.
10. Границкий Л.В.: дисс. …канд. ф-м. н. / Границкий Лев Васильевич. – М.: СибИЗМИР СО АН СССР, 1970.
11. Мирошниченко Л.И., Вашенюк Э.В., Перес-Пераса Х.А. Солнечные космические лучи: 70 лет наземных наблюдений // Геомагнетизм и аэрономия. – 2013. – Т. 53. - № 5. – С. 580, 588.
12. Дорман, Л.И.Солнечные космические лучи / Л.И. Дорман, Л.И. Мирошниченко − М.: изд-воНаука, − 1968, − 320 с.
13. Shea M.A., Smart D.F. Dual acceleration and/or release of relativistic solar cosmic rays // Proc. 25th Int. Cossmic Ray Conf. ( Durban, South Africa). - V. 1. - Durban, South Africa, 1997. - P. 129–132.
14. Størmer C. Nhepolaraurorae / C. Størmer. – Oxford: UniversityPress. – 1995.
15. Эйткин М.Дж. Физика и археология / М.Дж. Эйткин. – М.: И.Л. – 1963.
16. Валл А. Н., Наумов В. А., Синеговский С. И. Адронная компонента космических лучей высоких энергий и рост неупругих сечений // ЯФ. – 1986. – Т. 44. – С. 1240.
17. Калиновский А.Н., Мохов Н.В., Никитин Ю.П. Прохождение частиц высоких энергий через вещество. – М.: Энергоатомиздат. – 1985. – 248 с.
18. Cалагаева А. В. Исследование нуклонного компонента вторичных космических лучей как источника радиационного загрязнения верхней и нижней тропосферы: дисс….канд. техн. наук: 05.11.13 / Cалагаева Анжелика Валериевна. – Красноярск, 2011. – С. 20.
19. С. Хаякава. Физика космических лучей, Часть 1. Ядерно-физический аспект / С. Хаякава. – М.: Мир, 1973. – С. 105.
20. БеловА.В., БайсултановаЛ.М., ЕрошенкоЕ.А., и др. Необычно большой магнитосферный эффект в космических лучах 20 ноября 2003 г // Изв. РАН. Сер.физ. – 2010. –Vol. 69. – № 6.
21. Бедняков В.А. Почему исследования космических лучей сверхвысоких энергий следует проводить на орбите // Физика элементарных частиц и атомного ядра. – Т. 33. – Вып. 5. – С. 1166, 1168.
22. Baltrusaitis R. M. et al.// Phys. Rev. D. - 1985. - V.31. - P.2192.
















6