Что является источником космических лучей в галактике. Космические лучи самых высоких энергий. Физика космических лучей и история открытия

1. ВВЕДЕНИЕ

Под космическими лучами (КЛ) обыкновенно понимаются потоки заряженных релятивистских частиц, начиная от протонов и ядер гелия и кончая ядрами более тяжёлых элементов вплоть до урана, рождённых и ускоренных до высоких и предельно высоких (вплоть до 10 20 эВ) энергий вне пределов Земли. При этом в потоке частиц с энергией до 10 9 эВ доминирует вклад Солнца, а частицы более высоких энергий имеют галактическое (и, возможно, при самых высоких энергиях экстрагалактическое) происхождение.
Естественно, что протоны и ядра не исчерпывают всего многообразия излучений, приходящих на Землю из космического пространства. Однако вопросы, связанные с исследованием других компонент, входящих в состав космического излучения: электронов, позитронов, антипротонов, нейтрино, гамма-квантов, а также различных электромагнитных излучений, здесь не освещаются.
В составе галактических космических лучей (ГКЛ) преобладают протоны, на долю остальных ядер приходится менее 10%. Протоны остаются доминирующей компонентой, по крайней мере, до энергий ~1ТэВ, хотя доля ядер возрастает с увеличением энергии частиц. На рисунке 1 относительная распространённость ядер в КЛ сравнивается с представленностью элементов в солнечной системе (Simpson, 1997). В целом наблюдается подобие, за двумя исключениями: группа Li, Be, B и элементы от Cl до Mn.

Рис. 1 Представленность элементов. Тёмные точки – КЛ, светлые – Солнечная система.

Как видно из рисунка, в составе ГКЛ содержание лёгких ядер (с зарядом Z от 3 до 5) на несколько порядков превосходит их содержание в звёздах. Кроме того, ГКЛ характеризуются значительно большим присутствием тяжёлых ядер (Z>20) по сравнению с их естественной распространённостью. Аномально высокая представленность этих элементов связана с дополнительным вкладом от расщепления более тяжёлых элементов в межзвёздной среде. Оба эти фактора весьма существенны для выяснения вопроса о происхождении ГКЛ.

Солнце также является источником КЛ, и потоки солнечных космических лучей (СКЛ), особенно во время солнечных вспышек, могут достигать очень больших значений, однако характерная величина их энергии, как правило, не превосходит 109эВ, тогда как ГКЛ распределены в очень широком диапазоне энергий от 109 до 1020 эВ. Поэтому разделение КЛ на галактические и солнечные отражает существо дела, поскольку как характеристики, так и источники СКЛ и ГКЛ совершенно различны. При энергиях ниже 10 ГэВ/нуклон интенсивность ГКЛ, измеряемая вблизи Земли, зависит от уровня солнечной активности (точнее, от меняющегося в течение солнечных циклов магнитного поля).
В области более высоких энергий интенсивность ГКЛ постоянна во времени. Согласно существующим представлениям, собственно ГКЛ заканчиваются в области энергий между 10 17 и 10 18 эВ. Поэтому при энергиях выше 10 18 эВ более правильно использовать обозначение просто КЛ, поскольку происхождение космических лучей предельно высоких энергий, скорее всего, с Галактикой не связано. Наблюдаемый дифференциальный энергетический спектр КЛ (Cronin, 1999) показан на Рис.2. Спектр описывается степенным законом в очень широком диапазоне энергий от 10 11 до 10 20 эВ с небольшим изменением наклона около 3·10 15 эВ (излом, иногда называемый коленом, knee) и около 10 19 эВ (ankle, лодыжка). Интегральный поток КЛ выше лодыжки равен приблизительно 1 частице на км 2 в год.

Рис.2 Энергетический спектр космических лучей.

Степенной характер энергетического спектра КЛ свидетельствует о нетепловом происхождении их энергии, а это, в свою очередь, налагает определённые требования на источники КЛ, которые должны обеспечить формирование степенного энергетического спектра. Максимальная энергия частиц КЛ, которая была зарегистрирована по наблюдениям широких атмосферных ливней, составляет 3.10 20 эВ и существует более 10 событий, энергия которых >10 20 эВ. Такие энергии вряд ли могут быть обеспечены источниками, находящимися в нашей Галактике. В то же время взаимодействие КЛ предельно высоких энергий с реликтовым излучением с температурой 2.75ºК ограничивает диапазон расстояний, с которого могли бы приходить частицы с такими энергиями, областью местного сверхскопления галактик, а в нём, как и в нашей Галактике, также нет объектов, могущих обеспечить ускорение до столь высоких энергий. Эта проблема привлекает пристальное внимание исследователей, и для её решения создаются установки, обладающие огромными чувствительными площадями, поскольку интенсивность частиц предельно высоких энергий крайне мала (см. Рис. 2).

Плотность энергии, несомой космическими лучами, составляет ~1эВ /cм3, наибольший вклад в эту величину из-за круто падающего спектра вносят частицы сравнительно малых энергий. Между тем существенно, что величина плотности энергии ГКЛ оказывается сравнимой с плотностью энергии теплового движения межзвёздного газа и его турбулентных движений, с плотностью суммарного электромагнитного излучения звёзд нашей Галактики и с плотностью энергии, заключённой в магнитном поле Галактики. Это означает, что роль ГКЛ в энергетическом балансе протекающих во Вселенной процессов достаточно велика, и это обстоятельство должно быть учтено теорией происхождения космических лучей (Астрофизика КЛ, 1990).

Поток ГКЛ характеризуется высокой степенью изотропии. Значения коэффициента анизотропии вплоть до 10 14 эВ не превосходят 0.1%, при дальнейшем увеличении энергии коэффициент анизотропии КЛ возрастает и достигает нескольких десятков процентов при энергиях >10 19 эВ, однако статистическая значимость экспериментальных результатов в области сверхвысоких и предельно высоких энергий (10 15 –10 20 эВ), как правило, невелика.

Теория происхождения ГКЛ, которую можно было бы назвать вполне завершённой, в настоящее время отсутствует, в особенности, если иметь в виду происхождение ГКЛ сверхвысоких энергий (>10 15 эВ), хотя в течение последних 10–15 лет в понимании общего характера процессов, в которых появляются и ускоряются космические лучи, и был достигнут существенный прогресс. Законченная теория происхождения ГКЛ должна объяснить основные характеристики ГКЛ: степенную форму энергетического спектра, величину плотности энергии, массовый (химический) состав первичных КЛ, включая данные о потоках антипротонов, электронов, позитронов, гамма-квантов, практическое постоянство во времени интенсивности ГКЛ и очень слабую их анизотропию. Ещё в конце 1950-х годов энергетические соображения (Гинзбург и Сыроватский, 1963) привели к заключению, что источником ГКЛ (по крайней мере, основной их массы) следует считать взрывы сверхновых в нашей Галактике. Количественная теория преобразования энергии взрыва сверхновой в энергетический спектр космических лучей путём ускорения заряженных частиц ударными волнами в расширяющихся оболочках сверхновых начала развиваться в конце 1970-х годов (Крымский, 1977) и к настоящему времени стала общепринятой, хотя и не получила ещё окончательного экспериментального подтверждения. Эта теория позволяет описать формирование степенного спектра ГКЛ вплоть до энергий ~10 15 .Z эВ, где Z – заряд ускоряемого иона, и даже до ~10 17 .Z эВ (Ptuskin and Zirakashvili, 2005) при учёте большой магнитогидродинамической турбулентности, возникающей из-за неустойчивости потока КЛ на ранней стадии эволюции сверхновой, но нужны дополнительные усилия, чтобы понять, каким образом происходит ускорение частиц вплоть до энергий 10 20 эВ.

Энергетический спектр ГКЛ и их массовый состав, наблюдаемые вблизи Земли, образуются в результате трансформации за время прохождения от источников, распределённых, в основном, в пределах центральной части галактического диска, до солнечной системы, расположенной на периферии Галактики. Поскольку в Галактике существуют как регулярные, так и случайные магнитные поля, характерное значение напряжённости которых составляет ~3.10 -6 Гс, частицы ГКЛ распространяются по весьма запутанным траекториям, и их движение может быть в хорошем приближении описано как диффузия. Основные аргументы в пользу наличия диффузии связаны с почти полной изотропией потока ГКЛ и наличием в потоке ГКЛ лёгких ядер (Li, Be, B) в количествах, в сотни тысяч раз превышающих их распространённость в Галактике. Время жизни ГКЛ, т.е., время их пребывания в Галактике, равно ~3.10 7 лет, что на 4 порядка превышает время, необходимое для пересечения Галактики при движении по прямой. За это время пробег ядер средних элементов (C, N, O) составит 5 –10 г/см 2 в межзвёздном газе, что достаточно для образования лёгких ядер. Время жизни ГКЛ и количество проходимого ими вещества уменьшаются с ростом энергии частицы; частицы предельно высоких энергий диффузии практически уже не испытывают.
Энергетический спектр и массовый состав ГКЛ могут быть измерены либо непосредственно, т.е., в результате прямой регистрации частиц ГКЛ в экспериментах, осуществляемых на баллонах и спутниках, либо с использованием косвенных методов, основывающихся на исследовании характеристик широких атмосферных ливней (ШАЛ), возникающих в результате развития каскадного процесса в атмосфере. Преимущество метода ШАЛ состоит в том, что некоторые компоненты ливня могут быть зарегистрированы на очень больших расстояниях от траектории первичной частицы, генерировавшей ШАЛ (вплоть до десятков километров при регистрации флуоресценции, создаваемой заряженными частицами ливня в атмосфере), чем достигается огромное увеличение эффективной плошади регистрации события. Это позволяет преодолеть неизбежную ограниченность статистики, присущую прямым экспериментам и не позволяющую использовать их для изучения ГКЛ выше определённого энергетического порога, зависящего от геометрического фактора детектора. В настоящее время рекордной является величина энергии, достигнутой в экспериментах на спутниках серии «Протон» (1968) и составляющей ~ 2.10 15 эВ. Для большинства прямых экспериментов этот порог пока существенно ниже, так что граница между прямыми и косвенными экспериментами проходит между энергиями 10 14 –10 15 эВ. Однако платой за использование преимуществ косвенных методов является необходимость определять энергию и массовое число первичной частицы по результатам развития каскада в атмосфере, что связано со значительной неопределённостью даже в том случае, если точно известно, каким образом происходит элементарный акт взаимодействия. Между тем наши сведения относительно адрон-нуклонных взаимодействий ограничены энергией 2.10 15 эВ (эквивалентная энергия Тэватрона в лабораторной системе). Одновременно следует подчеркнуть, что та же неопределённость была бы присуща и экспериментам, осуществляемым с использованием ионизационных калориметров на спутниках и баллонах, если бы эти эксперименты были нацелены на область энергий, для которой отсутствуют экспериментальные данные относительно адрон-нуклонных взаимодействий.

2. МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ

Из-за большой протяжённости спектра КЛ по энергии и из-за его круто падающего характера необходимо использовать различные методы измерений.

2.1 Прямые методы

Экспериментальное исследование ГКЛ прямыми методами предполагает возможность непосредственного измерения заряда и энергии первичных частиц. Как уже упоминалось во Введении, верхняя граница энергетического диапазона, внутри которого в настоящее время возможно применение прямых методов, составляет примерно 10 15 эВ. Эта граница определяется, исходя из естественного требования достижения минимально приемлемой статистической точности за разумное время осуществления эксперимента. Хотя эта величина много меньше, чем верхняя граница спектра КЛ (~ 10 20 эВ), однако и в этом случае энергетический диапазон, в котором проводятся исследования прямыми методами, простирается на 5 порядков, что приводит к необходимости использовать различные методы измерения заряда и энергии (или импульса) первичных частиц.
Как известно, магнитное поле Земли может служить анализатором магнитной жёсткости частиц, что позволило в прошлом получить первую информацию относительно энергетического спектра ГКЛ в области приблизительно до 10 ГэВ. Интервал от 10 ГэВ до 10 15 эВ исследовался при помощи фотоэмульсий, ионизационных калориметров, магнитных спектрометров, рентгеноэмульсионных камер и некоторых других приборов, устанавливаемых на спутниках или поднимаемых на баллонах.

Ионизационный калориметр представляет собой достаточно толстый блок вещества, прослоенный детекторами ионизации, что позволяет, используя показания детекторов, определять полную ионизацию, создаваемую каскадом, генерированным первичной частицей, и затем найти первичную энергию, используя либо моделирование каскадного процесса, либо калибровки ионизационного калориметра на ускорителе. В идеале ионизационный калориметр должен полностью поглотить весь каскад, создаваемый первичной частицей в веществе. Однако при размещении ионизационного калориметра на спутнике или баллоне такое требование нереализуемо, так что калориметр непосредственно может измерять лишь часть энергии первичной частицы, в связи с чем ошибки в измерении энергии возрастают с ростом энергии частицы. Ионизационный калориметр может существовать в фотоэмульсионном варианте, а также представлять собой сочетание слоёв рентгеноэмульсионной плёнки, используемой как детектор ионизации, измеряемой по оптической плотности почернения плёнки, со слоями поглотителя; возможно также использование полупроводниковых детекторов ионизации. Если толщина калориметра мала, так что имеется лишь 1-2 слоя детекторов ионизации, то калориметр превращается в так называемую толчковую установку (толчком называется всплеск ионизации в детекторе при прохождении лавины заряженных частиц). В отличие от калориметров, толчковые установки позволяют измерять лишь число заряженных частиц в максимуме каскада, а не полную ионизацию, создаваемую каскадом.

Для измерения заряда первичной частицы, как правило, применяются специальные детекторы. Эти детекторы используют то обстоятельство, что как ионизационные потери, так и потери на черенковское излучение пропорциональны Z 2 – квадрату заряда первичной частицы. Это позволяет осуществить разделение по Z либо по величине ионизационных потерь частицы, либо по потоку черенковского излучения, создаваемому частицей (черенковский счётчик).

Исследования в космическом пространстве были начаты в 1960-ые годы Григоровым с сотрудниками в экспериментах на спутниках серии «Протон» (Бугаков и др, 1970). В этих экспериментах заряд и направление движения частицы определялись с помощью черенковских счётчиков с плексигласовыми радиаторами, а для определения энергии использовался ионизационный калориметр (Рис. 3), содержащий 140 г/см 2 Pb и 855 г/см 2 Fe в качестве поглотителя между 16 слоями ионизационных камер (до настоящего времени этот калориметр остаётся рекордным по весу и светосиле).

Рис. 3 Принципиальная схема спектрометра ИК-15 для изучения частиц космических лучей высокой энергии; М – сменные графитовые и полиэтиленовые мишени, ЧС – черенковские счётчики, ТМ – тонкие мишени из графита, ДН – детекторы заряда и направления частиц, ИК – ионизационные камеры, ПС – пропорциональные счётчики.

В экспериментах на спутниках серии «Протон» был измерен энергетический спектр всех частиц при энергиях 10 11 –10 15 эВ и отдельно спектры протонов и α-частиц.

Продолжившееся в последующие годы развитие технологий привело к осуществлению трёх крупных экспериментов в космосе: HEAO-3, СОКОЛ и CRN, в которых были измерены спектры до энергий ~1ТэВ/нуклон для элементов вплоть до железа. Балонные эксперименты были начаты в 1970-ые годы для измерения спектров различных элементов при энергиях выше 100ГэВ/нуклон.
В связи с развитием метода эмульсионных камер стали возможными длительные полёты, обеспечивающие большую экспозицию. Были выполнены серии экспериментов: MUBEE, JACEE, RUNJOB. Типичная эмульсионная камера, используемая для прямых измерений КЛ и их взаимодействий наверху атмосферы коллаборацией JACEE (Asakimori, 1998), показана на Рис. 4.

> Эта камера предназначалась для измерения первичного состава при экспонировании выше 99,5% атмосферы. Верхняя часть камеры состоит из слоёв чувствительной эмульсии, разделённых слоями пластика. Заряд падающего первичного ядра измеряется до его взаимодействия по степени потемнения трека в эмульсии. Средняя часть камеры предназначена для прослеживания треков с минимальной вероятностью взаимодействия. Это позволяет трекам достаточно разойтись, так, чтобы каскады, генерированные за счёт взаимодействий в калориметрической части камеры, могли быть индивидуально измерены.

Рис. 4 – Эмульсионная камера в эксперименте JACEE.

Существенные элементы калориметра – это рентгеновские плёнки и свинцовые пластины. Электромагнитные каскады, порождённые или непосредственно электронами или фотонами, или фотонами от распада π 0 -мезонов, развиваются быстро в свинце, и их энергия может быть определена путём суммирования измерений почернения в слоях рентгеновской плёнки вдоль каждого каскада. Характеристики ряда экспериментов в космосе и на баллонах а также данные о планируемых в будущем экспериментов суммированы в Таблице 1 (Wefel, 2003).

Табл.1 Эксперименты по исследованию спектров и химсостава галактических космических лучей

Эксперимент, Годы проведения	Ядро	Методика	Энерг.диапазон, эВ	Геом. фактор,/м 2 .ср	Фактор экспозиции /м 2 .ср.день
Космические аппараты
Протон 1-4 1965-1968	Все ядра, H, He	калориметр	10 11 - 10 15	0.05 - 10	5 - 2000
HEAO-3 1979-1980	16≤Z≤28	ионизация/черенковские	3.10 10 - 10 13	1.2	370
HEAO-3 1979-1980	4≤Z≤28	черенковские детекторы	3.10 10 - 2.10 12	0.14	33
CRN Spacelab2 1985	5≤Z≤26	Детекторы переходного излучения	7.10 11 - 3.10 13	0.1- 0.5 0.5 -0.9	0.3 -3
СОКОЛ (Космос) 1984-1986	1≤Z≤26	калориметр	2.10 12 - 10 14	0.026	0.4
Аэростаты
Ryan et al 1969-1970	1≤Z≤26	калориметр	5.10 10 - 2.10 12	0.036	0.01
JACEE	1≤Z≤26	эмульсионная камера	10 12 - 5.10 14	2-5	107(H,He) 65(Z>2)
MUBEE 1975-1987	1≤Z≤26	эмульсионная камера	10 13 - 3.10 14	0.6	22
RUNJOB 1995-1999	1≤Z≤26	эмульсионная камера	10 13 - 5.10 14	1.6	43
ATIC Antarctic 2000-2001	1≤Z≤28	калориметр	10 10 - 10 14	0.23	3.5
ATIC Antarctic 2002-2003	1≤Z≤28	калориметр	10 10 - 10 14	0.23	6.9
TRACER 2004-2005	1≤Z≤28	детекторы переходного излучения	10 11 - 3.10 14	5	70
CREAM 2004-2005	1≤Z≤28	детекторы переходного излучения/калориметр	10 12 - 5.10 14	1.4 -0.35	35 - 140
Новые эксперименты
Космические аппараты
ACCESS		детекторы переходного излучения	10 13 - 5.10 15	7 - 12	7000 - 12000
(CSTRD)		калориметр	10 12 - 10 15	0,9	900
PROTON-S		калориметр	10 12 - 3.10 16	18	18000
INCA		нейтронный калориметр	10 14 - 10 16	48	48000
AMS		сверхпроводящий	10 10 - 10 13	50	50000

На рис. 5 представлена принципиальная схема прибора эксперимента AMS (Casaus et al, 2003).

Рис. 5 Принципиальная схема прибора AMS.

При рассмотрении результатов по измерению спектров и состава ГКЛ прямыми методами (см. далее в тексте) очевидны статистические ограничения данных, так что качественное и количественное улучшение экспериментальной ситуации необходимо. C учётом падающего характера энергетического спектра ГКЛ, приводящего к резкому падению интенсивности потока ГКЛ с увеличением энергии регистрируемых частиц, детектор площадью 1 м 2 на границе атмосферы зарегистрирует около 100 событий в год с энергией > 10 15 эВ. Отсюда следует заключение, что энергия ≈ 10 15 эВ отделяет область энергий, в которой возможно использование прямых методов, от области сверхвысоких энергий, где в настоящее время можно рассчитывать на использование только косвенных методов.

2.2 Косвенные методы

Возможность получать информацию о ГКЛ сверхвысоких энергий обусловлена существованием земной атмосферы, в которой первичная частица развивает адронно- электромагнитный каскад, состоящий из большого числа вторичных частиц и называемый широким атмосферным ливнем (ШАЛ). Это название связано с тем, что вторичные частицы, возникающие в результате взаимодействий и распадов, могут быть зарегистрированы на достаточно больших расстояниях от оси ШАЛ – прямой, совпадаюшей с направлением движения первичной частицы. В зависимости от первичной энергии регистрация ШАЛ может происходить на расстояниях порядка сотен и даже тысяч метров от оси, так что эффективная площадь может достигать десятков квадратных километров. Всё это позволяет изучать ШАЛ при помощи системы изолированных детекторов, размещаемых так, чтобы охватить возможно большую площадь (Христиансен и др, 1975).

Для реализации метода ШАЛ требуются детекторы большой площади, рассчитанные на длительную экспозицию, что обусловлено малостью потока частиц таких энергий. Наиболее распространённый путь – это строить на поверхности земли установки, которые могут охватывать площади, измеряемые квадратными километрами, и эксплуатироваться годами.
Метод ШАЛ до настоящего времени остаётся наиболее светосильным методом получения сведений о ПКЛ с энергией более 10 15 эВ. Именно этим методом вплоть до самых больших наблюдённых энергий ~ 3.10 20 эВ получено большинство данных об основных характеристиках ПКЛ: энергетическом спектре, массовом составе и анизотропии (Kalmykov and Khristiansen, 1995).

Исторически первым методом, использованным для исследования ШАЛ, был метод детектирования ШАЛ путём регистрации потоков заряженных частиц, и вследствие относительной простоты широко распространён и в настоящее время. Свойства ШАЛ и методические вопросы подробно описаны в обзоре Грейзена (1958), до сих пор не утратившем своего значения.


Основу ШАЛ составляет адронный каскад в атмосфере, развивающийся от первичной частицы – протона или ядра (Рис.6), провзаимодействовавшей на границе атмосферы.

Рис. 6– Схема развития ШАЛ (Haungs, 2003).

По мере развития каскада образуются другие компоненты ШАЛ – электронно-фотонная компонента, мюонная, а также возникающие в результате прохождения заряженных частиц через атмосферу оптические излучения (черенковское и флуоресцентное). Наиболее многочисленными среди заряженных частиц ШАЛ являются электроны, к которым принято относить и позитроны. Количество мюонов составляет примерно 10% от числа электронов (при числе электронов Ne ≈10 5 –10 6). Число гамма-квантов примерно вдвое превосходит число электронов, а адроны составляют ~1% от полного числа частиц в ШАЛ.
Развитие ливня в атмосфере происходит таким образом, что число частиц в ШАЛ сначала увеличивается, затем достигает максимума, а далее уменьшается по мере того, как энергия всё большего числа частиц падает ниже порога для дальнейшего образования частиц. Частицы ШАЛ образуют тонкий диск релятивистских частиц. Адроны высокой энергии, составляющие ствол ШАЛ, подпитывают электромагнитную часть ливня, в основном, фотонами от распада нейтральных пионов. Нуклоны и другие адроны высокой энергии дают вклад в адронный каскад. Заряженные пионы и каоны более низкой энергии распадаются, давая вклад в мюонную компоненту. (Соотношение между распадом и взаимодействием зависит от энергии и глубины в атмосфере.)
При каждом адронном взаимодействии несколько более трети энергии переходит в электромагнитную компоненту. Так как большинство адронов взаимодействует неоднократно, б?льшая часть первичной энергии постепенно переходит в электромагнитную компоненту. Тормозное излучение фотонов электронами и позитронами, а также генерация электрон- позитронных пар фотонами приводят к быстрому размножению частиц в электромагнитных каскадах, так что число электронов и позитронов в ливне нарастает. После прохождения ливнем максимума число электронов и позитронов начинает уменьшаться, поскольку из-за дробления энергии между частицами их характерная энергия становится ниже критической (Ес~80МэВ), после чего электроны и позитроны быстро теряют оставшуюся энергию на ионизацию. Поэтому большая часть энергии ливня окончательно диссипирует за счёт ионизационных потерь электронов и позитронов. За исключением небольшой доли F(E0) энергии, уносимой мюонами и нейтрино, первичная энергия Е0 определяется суммарной длиной траекторий всех электронов в атмосфере (track length integral):

Где N(x) – число заряженных частиц в ливне на глубине x (измеренной вдоль оси ливня) и α– энергетические потери на единицу длины пути в атмосфере.

Пример установки для изучения ШАЛ приведен на Рис. 7.
Наряду с регистрацией ШАЛ по потоку заряженных частиц получили широкое распространение также методы детектирования ШАЛ, основанные на регистрации сопутствующих ШАЛ оптических излучений - черенковского излучения и ионизационного свечения или флуоресценции.

Рис. 7– Установка KASCADE (Klages et al, 1997).

Существенно, что потоки как черенковского света, так и флуоресценции определяются, в основном, характеристиками электронно-фотонных каскадов, которые могут быть рассчитаны с лучшей точностью, чем характеристики адронных каскадов, и поэтому потоки черенковского излучения и флуоресценции в меньшей степени подвержены модельной зависимости. Это является важным преимуществом, хотя реализация метода предполагает работу установки только в ясные безлунные ночи, что уменьшает реальное время эксперимента до 5-10% от астрономического. Детекторы флуоресценции являются существенной частью установки Pierre Auger и при первичной энергии ~ 10 20 эВ позволяют регистрировать прохождение ШАЛ на расстоянии до 40 км от детектора. Разрабатываются проекты, предусматривающие регистрацию флуоресценции, создаваемой ШАЛ в атмосфере, на установках космического базирования.

Интересные данные, существенные для определения массового состава ГКЛ, даёт изучение адронной компоненты ШАЛ. Однако потоки адронов существенно уступают потокам электронной и мюонной компонент, а аппаратура, необходимая для регистрации адронов, достаточно сложна (ионизационный калориметр) и дорога, поэтому адронная компонента на современных установках для регистрации ШАЛ изучается редко.
Представляется перспективным использование в составе установок ШАЛ рентгеноэмульсионных камер большой площади до ~1000 м 2 (Рис. 8), как в эксперименте «Памир» (Байбурина и др., 1984), для измерения высокоэнергичной центральной части ШАЛ, позволяющих регистрировать ТэВ-ные частицы с пространственным разрешением 300 мкм.

Рис. 8 Схема использования рентгеноэмульсионной камеры (Kempa, 1997).

Чтобы получить сведения о первичных КЛ из данных ШАЛ, необходим комплексный подход, обеспечивающий нахождение возможно большего числа характеристик в каждом ливне. Одновременная регистрация мюонной компоненты наряду с электронной даёт возможность извлечь информацию о массовом составе первичного излучения. Для этой же цели можно использовать информацию о продольном развитии электронно-фотонного каскада в атмосфере, а также о функциях пространственного распределения тех или иных компонент.
Использование ШАЛ для определения энергетического спектра и массового состава ГКЛ неизбежно связано с необходимостью восстанавливать параметры первичной частицы (энергию, массовое число, а также направление её прихода) по откликам детекторов, входящих в состав установки. Такое восстановление невозможно, если не располагать моделью этого явления, основанной на экстраполяции ускорительных данных относительно характеристик адронных взаимодействий на область сверхвысоких энергий, где такие данные отсутствуют. Формально ускорительные данные заканчиваются сейчас на эквивалентной лабораторной энергии 1.8.10 15 эВ, однако ряд важных характеристик взаимодействий адрон-нуклон и, в особенности, адрон- ядро, известен лишь до энергий ~1ТэВ. Поскольку используемые в настоящее время модели адронных взаимодействий являются феноменологическими, то, строго говоря, надёжность их предсказаний не может быть гарантирована вне той области энергий, внутри которой были определены параметры модели. Это обстоятельство следует всегда иметь в виду при интерпретации экспериментальных данных, полученных путём исследования ШАЛ.

3. КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ У ЗЕМЛИ

3.1 Область модуляционных эффектов

Частицы самых низких энергий не могут наблюдаться непосредственно у Земли, поскольку солнечный ветер препятствует вхождению этих частиц в нашу Гелиосферу. Эта гелиосферная модуляция уменьшается с увеличением энергии и приводит к солнечному циклу вариации интенсивности КЛ при низких энергиях. В интенсивности и спектре ГКЛ, попадающих в Гелиосферу, происходят заметные изменения. Эти изменения, прежде всего, связаны с взаимодействием потока космических лучей с солнечным ветром и вмороженными в этот ветер магнитными полями. В результате энергетический спектр галактических космических лучей, измеренный у Земли, заметно отличается от спектра ГКЛ в межзвёздной среде. На Рис.9 представлены результаты измерений спектра галактических космических лучей в периоды времени, соответствующие различным фазам солнечной активности (Heber, 2001).

Рис. 9 Энергетический спектр различных элементов, измеренный вблизи Земли в год минимума солнечной активности (верхние кривые) и в год максимума (нижние).

Видно, что при энергиях более 10 ГэВ/нуклон интенсивности ГКЛ в различные фазы солнечной активности отличаются незначительно. В то же время при энергиях ~ 10 МэВ интенсивности спектров могут отличаться на порядок.
При рассмотрении различных явлений в гелиосфере на протяжении нескольких десятилетий определяющим их фактором является 11-летняя и 22-летняя цикличность солнечного процесса, характеризующегося рядом чётко установленных закономерностей, касающихся уровня активности Солнца, расположения активных областей на фотосфере, а также магнитного поля активных образований. Граница области модуляции находится на расстояниях ~100 а.е.
На Рис.10 показана модуляция интенсивности КЛ в 11-летнем солнечном цикле (Базилевская и др., 2005). Интенсивность ГКЛ меняется в противофазе с числом солнечных пятен. Однако процессы солнечной модуляции оказываются довольно сложными и не сводятся только к антикорреляции с числом солнечных пятен.

Теоретической основой транспорта ГКЛ в гелиосфере является уравнение переноса Паркера (Parker, 1965):

Где – функция распределения космических лучей, R–жёсткость, r и t– соответственно расстояние от Солнца и время. V – скорость солнечного ветра. В правой части уравнения записаны члены, описывающие конвекцию частиц, продольный и поперечный дрейф, диффузию, адиабатические изменения энергии и источник частиц соответственно. Источником частиц может быть любой гелиосферный источник. K– тензор, симметричная часть которого описывает диффузию, а антисимметричная часть тензора описывает дрейф частиц в гелиосферном магнитном поле со средней скоростью V D . В последние годы особенно важным становится учёт диффузии в направлении, перпендикулярном магнитному полю.
Уравнение (1) решают, как правило, численно. Его решение, в принципе, позволяет получить значения модуляции внутри гелиосферы. Однако, многообразие природных процессов и связей, в которые вовлечены КЛ, так велико, что при решении этого уравнения возникает проблема – необходимость детального знания пространственных, временных и энергетических зависимостей основных параметров уравнения от размеров и геометрии области модуляции.

Рис. 10 Интенсивность КЛ с энергией > 100 МэВ на границе атмосферы в Мурманской области по данным стратосферных измерений. Сплошной линией обозначена интенсивность КЛ, пунктиром – число солнечных пятен.

В связи со сложностью проблемы в последнее время очень активно совершенствуются модели модуляции, основанные на трёхмерном, зависящем от энергии численном моделировании. Результаты расчётов могут быть сопоставлены с экспериментальными данными, полученными на аэростатах и космических аппаратах. В работе (Bonino et al, 2001) с использованием приближённого решения транспортного уравнения представлен дифференциальный по энергии спектр протонов, зависящий от параметра солнечной модуляции М:

Здесь Т – кинетическая энергия на нуклон, а Е0 – энергия покоя нуклона. В этой же работе проанализированы экспериментальные данные наблюдений спектра галактических космических лучей на баллонах и космических аппаратах. Рассмотрено 29 различных экспериментов. Путём сопоставления результатов расчётов по формуле (2) с этими данными были определены параметры солнечной модуляции М, наилучшим образом описывающие значения экспериментальной интенсивности. (Рис.11)

Рис. 11 Дифференциальные спектры космических лучей, полученные на основе уравнения (2) для различных значений солнечной модуляции М = 390, 600, 820, 1080 МэВ (соответственно кривые 1,2,3,4) в сопоставлении с экспериментальными данными, полученными на баллонах и космических аппаратах в течение 1965, 1968, 1980 и 1989 гг. соответственно.

Существует полуэмпирическая динамическая модель (Ныммик, 2005), позволяющая описывать потоки частиц ГКЛ с Z от 1 до 92 и с энергиями от 5 до 10 5 МэВ/нуклон. В модели учтена зависимость потоков от уровня солнечной активности, а также величина и направление магнитного поля Солнца.

3.2 Область энергий 10 11 –10 17 эВ

3.2.1 Прямые эксперименты

Выше энергий ~10.Z ГэВ модуляция, обусловленная магнитным полем гелиосферы, пренебрежимо мала и можно считать, в первом приближении, что спектры отдельных элементов, входящих в ГКЛ следуют степенному закону. То же замечание справедливо и относительно всех частиц ГКЛ. Показатель спектра меняется при энергии 3-4 ПэВ приблизительно с –2.7 на –3.1, и этот излом спектра часто называется «коленом». Происхождение колена,открытого почти 50 лет назад (Куликов и Христиансен, 1958), все еще является предметом обсуждения. Различные возможности возникновения излома вследствие либо изменения характера распространения ГКЛ в нашей Галактике, либо изменения процесса ускорения частиц, рассмотрены далее в разделах 4 и 5. Надо, однако, подчеркнуть, что в обоих вариантах энергия, при которой должен иметь место излом для ядер с зарядом Z, оказывается пропорциональной Z.

На рис. 12, 13, 14 приведены результаты прямых экспериментов по исследованию потоков протонов, ядер гелия и ядер железа (Horandel, 2003), а также аппроксимации, построенные согласно таблице из той же работы.

Рис.12-14 Спектры протонов,ядер гелия и железа

3.2.2 Методика определения энергетического спектра и массового состава ГКЛ по данным ШАЛ

При использовании ШАЛ в качестве инструмента для изучения КЛ сверхвысоких энергий определение первичной энергии и массового состава оказываются, вообще говоря, взаимосвязанными. Действительно, применяемые методики основываются либо на одновременном измерении нескольких компонент индивидуального ШАЛ на данном уровне наблюдения, либо на информации о его продольном развитии. Развитие ШАЛ зависит как от энергии первичной частицы, генерировавшей ливень, так и от ее массового числа. Наиболее широко применяемым методом получения информации о массовом числе первичной частицы является изучение зависимости между числом электронов Ne и числом мюонов Nμ. В среднем, ШАЛ от первичных ядер развиваются быстрее в атмосфере и имеют большее число мюонов.
Пространственные распределения различных компонент ШАЛ и, в частности, черенковского излучения, несут информацию о форме каскадной кривой и, следовательно, о том, как быстро ливень развивается в атмосфере. Изучение распределений времен прихода различных компонент ШАЛ на уровень наблюдения (черенковского или флуоресцентного света, мюонов) также несет информацию о реальном развитии ШАЛ и используется в экспериментальной практике.
Извлечение физических выводов из анализа экспериментально наблюдаемых ШАЛ представляет собой достаточно сложный процесс в связи с тем, что существуют флуктуации, связанные со случайным характером каскадных процессов, а также различного рода систематические неопределенности, возникающие при регистрации ШАЛ. В общем случае интересующие нас характеристики первичной частицы должны определяться с максимально точным учетом как внутренне присущих каскадным процессам флуктуаций, так и всех необходимых деталей процесса измерения.
Для целей моделирования процесса развития ШАЛ разработан ряд монте- карловских программ: CORSIKA (Heck et al, 1998), MOCCA (Hillas, 1981), AIRES (Sciutto, 1999) и продолжают развиваться новые. Поскольку прямое использование метода Монте-Карло от энергии первичной частицы до пороговой энергии непосредственно регистрируемых частиц требует значительного машинного времени, при первичных энергиях >10 16 эВ, как правило, используются схемы с введением статистических весов (Hillas, 1997), что может приводить к искусственным флуктуациям. Использование численных методов позволяет существенным образом сократить время вычислений средних характеристик процесса, но оказывается значительно менее удобным инструментом, если требуется учитывать флуктуации и моделировать процесс регистрации ШАЛ. Поэтому наиболее перспективным направлением развития вычислительных методик представляется синтез монте-карловских подходов и численных методов (Kalmykov et al, 1997).

Для определения энергетического спектра ГКЛ в области первого излома (10 15 –10 17 эВ) необходимо иметь оценку энергии ШАЛ, причем наилучшим образом поставленной задаче соответствовала бы оценка калориметрического типа, по возможности, не зависящая от массового числа частицы, генерировавшей данный ливень. К сожалению, это возможно далеко не всегда, так что различные установки используют разнообразные методы перехода от наблюдаемых спектров к спектрам по энергии.
Оценка энергии и массового числа первичной частицы по результатам регистрации потоков вторичных компонент ШАЛ сводится к решению обратной задачи. Применяемые методы разделяются на два существенно различных класса: использование процедуры деконволюции (развертывания), в которой энергетический спектр и массовый состав извлекаются из экспериментально измеренных спектров по Ne, Nμ и т.д., и применение различных методов теории распознавания образов, где путем сравнения с теоретическими распределениями осуществляется отнесение индивидуальных зарегистрированных ШАЛ к тому или иному массовому числу.
Метод деконволюции применяется для решения интегрального уравнеия Фредгольма 1 рода, которое, применительно к поставленной задаче, может быть записано следующим образом:

Где F(Ne(μ)) – экспериментально измеренный установкой спектр электронов (или мюонов), Ii(E) – энергетический спектр первичных частиц, относящихся к группе i (протоны, ядра гелия, ядра группы CNO и т. д. вплоть до ядер железа), – вероятность того, что первичная частица с энергией E и массовым числом, соответствующим группе ядер i создаст ливень с требуемым числом электронов или мюонов.
Для повышения точности решения задачи желательно рассматривать одновременно как можно большее число данных, например, при анализе данных KASCADE были использованы спектры электронов и мюонов в нескольких диапазонах зенитных углов (Roth et al, 2003). В качестве оценки энергии в эксперименте KASCADE применяется так называемое «усеченное» (truncated) число мюонов, равное интегралу от плотности мюонов в пределах от 40 до 200 м от оси ШАЛ. Как известно, требуются специальные дополнительные меры, чтобы получить однозначное решение интегрального уравнения Фредгольма 1 рода (регуляризация (Blobel, 1985), положительность передаточной функции (Gold, 1964) или требование гладкости решения (D’Agostini, 1995)). Следует также отметить, что расчет вероятности требует больших вычислительных затрат, и пока что статистика теоретического банка событий уступает экспериментальной. Преодоление такой ситуации требует развития комбинированных методик расчета.

Распознавание образов можно рассматривать как задачу оценки плотности распределений в многомерном пространстве с последующим разбиением исследуемой области на участки, попадание в которые интерпретируется как отнесение первичной частицы, генерировавшей данный ШАЛ, к той или иной группе ядер. Теоретически наилучшим является так называемый Байесовский классификатор, минимизирующий вероятность ошибки классификации (Fukunaga, 1972). Однако применяются и другие методы, в частности, метод нейронных сетей (Bishop, 1995). Применение классификации индивидуальных событий (Glasmacher et al, 1999) наилучшим образом работает в том случае, когда исследуемая выборка априори содержит только два различных типа частиц (например, разбиение на легкие и тяжелые ядра). При большем количестве групп эффективность метода снижается в связи с ростом ошибки классификации.

3.2.3 Энергетический спектр ГКЛ по данным ШАЛ

Поскольку природа излома энергетического спектра ГКЛ при энергии ~ 3·10 15 эВ ещё не понята до конца, поэтому в настоящее время трудно предложить расчётную модель, которая позволила бы описать спектры индивидуальных ядер, включая область излома, и при этом не вызывала бы сомнений. Спектры индивидуальных групп ядер, полученные в эксперименте KASCADE (Horandel, 2003), демонстрируют наличие изломов, причём энергия излома оказывается пропорциональной заряду ядра. Однако интенсивности индивидуальных спектров зависят от принимаемой модели взаимодействия, которая в настоящее время не может быть окончательно установлена. Тем не менее, анализ данных прямых экспериментов и установок для исследования ШАЛ позволил предложить феноменологическую модель излома (Horandel, 2003), удачно описывающую имеющиеся экспериментальные данные.
Энергетическая зависимость потока частиц с зарядом Z принимается в следующей форме:

Ниже энергии излома E Z спектры имеют обычный степенной вид, причём γZ зависит от Z. Эта зависимость определяется по данным прямых измерений. При энергиях много выше EZ спектр определяется показателем γc, причем |γc|>|γZ|. Величина εc определяет, насколько резко происходит переход от одного режима к другому. Параметры EZ, γc и εc определяются по результатам анализа данных установки KASCADE.

Наиболее интересным результатом этого анализа представляется следующий. Несмотря на наличие модельной зависимости величин I 0Z , спектр всех частиц практически не обнаруживает такой зависимости. Более того, экстраполяция данных прямых измерений в соответствии с предполагаемым видом энергетических спектров I Z (Е) хорошо сшивается с результатами, полученными при анализе данных большого числа установок ШАЛ, в особенности, если осуществить некоторую перенормировку энергетических спектров ГКЛ, восстанавливаемых по данным ШАЛ (см. рис.15). При этом, как правило, достаточно изменения энергии всего на несколько процентов. Оптимальные значения EZ, γc и εc равны: EZ=Z Ep, где Eр=(4.51±0.52) ПэВ; γc=–4.68±0.23; εc=1.87±0.18.

Рис. 15 Дифференциальные энергетические спектры всех частиц.

Таким образом, показатели парциальных спектров после излома увеличиваются почти на 2.0. Величине εc≈2 соответствует область перехода от γZ к γc, занимающая примерно полпорядка. С учетом наличия в ГКЛ элементов вплоть до урана, испытывающего излом при энергии ~4.10 17 эВ, предложенная феноменологическая модель позволяет описать энергетический спектр ГКЛ, примерно, до указанной энергии. При больших энергиях надо допускать, что космические лучи имеют иное, скорее всего, экстрагалактическое происхождение.

3.3 Результаты исследования анизотропии КЛ

Одной из основных характеристик КЛ является их возможная анизотропия. Измерения анизотропии важны с точки зрения выявления пространственного распределения источников в Галактике и характера движения релятивистских заряженных частиц. Информация об анизотропии представляет особый интерес для интерпретации излома в энергетическом спектре ГКЛ при Е 0 ≈ 3·10 15 эВ.
Одним из источников анизотропии является анизотропия, связанная с пекулярным движением солнечной системы относительно общей массы звёзд, межзвёздного газа и крупномасштабного магнитного поля Галактики (эффект Комптона-Геттинга). Возникающая при этом анизотропия порядкаσ ≈3·10 -4 . Другие причины появления анизотропии обусловлены общим вытеканием космических лучей, генерируемых в нашей Галактике, в метагалактическое пространство без существенной роли обратного потока и вкладом отдельных близких источников (пульсаров, остатков сверхновых).

Надёжные сведения об анизотропии космических лучей в Галактике с помощью наземных измерений можно получить лишь для частиц с энергиями более 5·10 11 –10 12 эВ, так как движение частиц меньших энергий сильно искажается магнитным полем солнечной системы.
Изучение анизотропии КЛ обычно основывается на анализе зависимости их интенсивности I(t) от звёздного времени t. Интенсивность можно представить в виде ряда Фурье:

где A 0 - изотропная составляющая, ω = 2π/T, T – длительность звёздных суток, An – амплитуда, а φn - фаза n-ой гармоники. Обычно ограничиваются отысканием A1 и φ1, разбивая весь период измерений на отдельные интервалы, на протяжении которых температурные и барометрические перепады относительно малы.
(Барометрический коэффициент составляет 1% на 1 мм Hg, а температурный около 1% на 10С. Поэтому при исследовании нарушения анизотропии с погрешностью порядка процента точный учёт барометрического и температурного эффектов необходим.)
Из определения анизотропии

И выражения для I(t), пренебрегая гармониками второго и более высокого порядка, получаем

Использование диффузионных моделей для вычисления анизотропии носит ограниченный характер, так как анизотропия во многом может определяться локальной структурой магнитного поля вблизи солнечной системы.
Связь между величиной анизотропии δ и градиентом концентрации КЛ

Возникающая в модели изотропной диффузии, нарушается из-за тензорного характера диффузии, связанного с «замагниченностью» релятивистского газа КЛ.

Результаты измерений анизотропии: амплитуда первой гармоники A и её фаза φ, то-есть направление на максимум интенсивности, приведены на рисунке 16 (Ambrosio et al, 2003).

Рис.16 – Анизотропия КЛ. Амплитуда первой гармоники (а) и её фаза (б)

Представлены только наиболее надёжные данные, для которых A/σ≥3, где σ– среднеквадратичная ошибка. Как видно из рисунка, амплитуда и фаза анизотропии не показывают заметной зависимости от энергии до энергии Е0≤10 15 эВ.
При больших энергиях имеющияся в настоящее время данные по анизотропии КЛ весьма неопределённые, в основном, из-за недостатка статистики, и позволяют оценить только верхнюю границу анизотропии. Однако, по-видимому, можно говорить о тенденции к росту анизотропии и к изменению её направления.

При энергиях Е ≥ 10 15 эВ анизотропия в основном обусловлена вытеканием ГКЛ из Галактики за счёт диффузии, причём коэффициент диффузии зависит от энергии как D~E 0 0.6 . При этих энергиях может быть существенен вклад в анизотропию за счёт дрейфа частиц в регулярном магнитном поле Галактики. За счёт эффекта дрейфа (холловской диффузии) ГКЛ (Зиракашвили и др., 1991) в общем регулярном магнитном поле Галактики анизотропия δ~D(E) и допустима анизотропия ~10 -2 при Е0≈10 17 эВ.

3.4 Космические лучи при энергии выше 10 17 эВ

Выделение КЛ с энергиями более 10 17 эВ в отдельный пункт целесообразно по двум причинам. Во-первых, энергия 10 17 эВ является граничной энергией удержания частиц такой энергии в Галактике магнитными неоднородностями, имеющими характерный масштаб ~100пк. Во-вторых, с экспериментальной точки зрения при этих энергиях происходит переход от компактных установок ШАЛ, позволяющих определять полное число частиц в ливне на уровне наблюдения, отражающее энергию первичной частицы, к раздвинутым установкам, в которых для нахождения первичной энергии используется тот или иной классификационный параметр.
Большинство данных при энергии более 10 17 эВ получено на установках ШАЛ: Havera Park, Якутск, AGASA и с помощью детекторов, регистрирующих флуоресцентный свет от возбужденных в атмосфере атомов азота: Fly’s Eye и HiRes. К сожалению, прекращена работа установок Havera Park, AGASA и Fly’s Eye.

Рис.17 Дифференциальный энергетический спектр КЛ с энергиями более 10 17 эВ.

На рисунке 17 представлены дифференциальные энергетические спектры ПКЛ при энергиях более 10 17 эВ, измеренные в Якутске (Glushkov et al, 2003), в экспериментах AGASA (Sakaki et al, 2001) и HiRes (Abbasi et al, 2005).
Из рисунка видно, что интенсивность КЛ по данным Якутской группы заметно выше (по сравнению с HiRes в 2.5 раза), а спектр несколько круче.
По всей совокупности эскпериментальных данных энергетический спектр характеризуется следующими особенностями: спектр укручается до E-3..3 выше 10 17.7 эВ (dip), а затем уполаживается до E -2.7 при 10 18.5 эВ (ancle). Наиболее распространенная интерпретация лодыжки состоит в том, что выше 10 18.5 эВ новая популяция КЛ внегалактического происхождения начинает доминировать над галактической компонентой (Cocconi, 1996).
В поддержку этой гипотезы указывают данные об анизотропии. При энергии около 10 17 эВ отклонения от изотропии невелики. Согласно данным Havera Park (Lloyd-Evans and Watson, 1983) и Якутска (Михайлов и Правдин, 1997) возможная анизотропия равна: (1.52±0.44)% и (1.35±0.36)% соответственно. Однако фазы анизотропии отличаются на 90º (212º±17º и 123º), так что к результатам следует относиться осторожно. При энергии около 10 18 эВ угловое распределение ШАЛ в эксперименте AGASA (Hayashida et al, 1999) коррелирует с Галактическим центром (анизотропия ~4%), в то время как при более высоких энергиях (>410 19 эВ) анизотропия исчезает.

Для выбора из возможных моделей происхождения важна также информация о массовом составе. Имеющиеся результаты весьма неопределенны. При энергиях 10 17 –3?10 17 эВ по данным установок ШАЛ МГУ (Khristiansen et al, 1994) и Fly’s Eye (Bird et al, 1993) наблюдается обогащение КЛ тяжелыми ядрами, обусловленное изломом в спектре КЛ при энергии ~3.10 15 эВ. При энергиях более 10 18 эВ (Abbasi et al, 2005) и более 10 19 эВ (Shinozaki et al, 2003) данные не противоречат предположению о протонном составе КЛ.
Переходя к предельно высоким энергиям, отметим, по-видимому, установленный факт существования в КЛ частиц с энергией более 10 20 эВ, что значительно выше обрезания спектра за счет эффекта GZK (Greisen, 1966; Зацепин и Кузьмин, 1966), обусловленного взаимодействием КЛ с реликтовыми фотонами. К настоящему времени зарегистрировано по разным оценкам от 10 до 20 событий, при этом максимальная энергия равна ~3.10 20 эВ.
Для разрешения парадокса GZK высказываются различные идеи, которые будут обсуждаться в разделе «Происхождение КЛ». Здесь отметим одну из гипотез, связанную с возможным нарушением лоренцевской инвариантности при сверхвысоких энергиях (Киржниц и Чечин, 1971), в рамках которой (Coleman and Glashow, 1999) нейтральные и заряженные пионы могут быть стабильными частицами при энергиях выше 1019эВ и входить в состав первичных КЛ.

4. РАСПРОСТРАНЕНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В ГАЛАКТИКЕ

4.1 Основные параметры межзвёздной среды

Основными особенностями межзвёздной среды являются её нестационарность и большое разнообразие физических условий (Астрофизика КЛ, 1990). Межзвёздный газ, масса которого составляет 5·10 9 М O , существует в нескольких модификациях. Горячий газ, образующийся в результате взрывов сверхновых, характеризуется плотностью n≈3·10 -3 /см3, температурой Т≈10 6 К и занимает в галактическом диске долю f≈0.2-0.8. Кроме того, имеются тёплая межоблачная среда (n≈0.1 см -3 , Т≈104 К, f≈0.2-0.8), облака атомарного водорода (n≈40 см -3 , Т≈100 К, f≈0.03), молекулярные облака (n≈200 см -3 , Т≈10 К, f≈3·10 -3). Средняя концентрация ядер водорода в галактическом диске составляет ≈1 см-3>.

Большая часть межзвёздного газа Галактики, как и большинство молодых звёзд, сосредоточены в спиральных рукавах Галактики, ширина которых в галактической плоскости составляет несколько сотен парсек. Массы атомарного и молекулярного водорода примерно равны (~2·10 9 МO). Горячий газ из диска должен проникать и в гало, где, возможно, содержится порядка нескольких процентов от общей массы газа; концентрация ядер водорода в гало ≈0.01 /см 3 .
Наблюдения, проводимые различными методами, свидетельствуют о существовании заметных случайных движений межзвёздной среды с максимальным масштабом ≈100 пк. Общая плотность энергии, связанной со случайными движениями, составляет около 1 эВ/см -3 , т.е., соизмерима с плотностью энергии космических лучей.

Распределение сверхновых звёзд в Галактике также не является однородным, и, помимо отдельных сверхновых, существуют их скопления. В результате последовательных взрывов сверхновых в пределах ассоциации ОВ звёзд возникают гигантские горячие каверны (superbubble) размерами 10 2 -10 3 пк и с полной выделившейся энергией порядка 10 54 эрг. Частота таких процессов в Галактике оценивается как 10 -4 в год, а время существования каверны ~10 7 лет.
В кавернах следует ожидать повышенного уровня турбулентности, что даёт дополнительные возможности для ускорения космических лучей (Быков и Топтыгин, 1995).

Процесс распространения космических лучей в Галактике зависит, очевидно, от структуры магнитных полей. Силовые линии регулярного поля лежат в галактической плоскости и приблизительно идут вдоль спиральных рукавов. Средняя амплитуда напряжённости поля составляет (2-3)·10 -6 Гс. Случайная составляющая магнитного поля Галактики характеризуется основным масштабом L≈100 пк и амплитудой, превышающей амплитуду регулярного поля, так что () 1/2 /B reg ≈(1-3). Cпектр неоднородностей магнитного поля в настоящее время точно неизвестен, однако нельзя исключить, что этот спектр, как и спектр неоднородностей газа близок к колмогоровскому в интервале масштабов от 10 12 см до 100 пк. Магнитное поле существует также и в гало, причём в литературе нет единой точки зрения относительно его величины.

4.2 Диффузия КЛ в галактических магнитных полях

Мы уже упоминали выше, что космические лучи не распространяются по прямой, а диффундируют в магнитных полях Галактики. Наблюдаемое экспериментально отношение потоков легких и средних ядер составляет (для ядер с энергией выше 2.5 ГэВ/нуклон) NL/NM=0.3±0.05, тогда как соответствующая величина для звезд составляет 10 -6 . Следовательно, космические лучи экстремально обогащены легкими ядрами, и раз этих ядер практически нет в источниках, они появляются в результате взаимодействий более тяжелых ядер. Для того, чтобы это произошло, требуется, как показывают оценки, пройти в межзвездной среде количество вещества x g =(5–10)г/см2. Эту величину следует сопоставить с количеством вещества Галактики, проходимого по прямой x og =ρ·R G ≈0.01 г/см 2 . Отношение xg/xog≈103, что и означает необходимость диффузии. При энергии несколько ГэВ на нуклон время жизни космических лучей составляет ≈3.10 7 лет и затем убывает.

Кроме того, поскольку Солнечная система находится на периферии Галактики, то при отсутствии диффузии (или слабой диффузии) поток из центра Галактики мог бы заметно превысить поток с противоположного направления. Но данные по анизотропии потока космических лучей свидетельствуют, что величина анизотропии вплоть до энергий 10 14 эВ остается малой (Диффузия в магнитном поле имеет не скалярный, а тензорный характер. Пусть Ni(E,r,t) – концентрация ядер группы i с энергией E, на расстоянии r (измеряемом, например, от центра Галактики) в момент времени t. Уравнение диффузии, которому удовлетворяет Ni(E,r,t), имеет вид

Где Di – тензор диффузии, bi(E) описывает непрерывные энергетические потери частиц, Ti и Tk – времена жизни частиц относительно неупругого взаимодействия, Pki –коэффициенты фрагментации, задающие среднее число ядер группы i, возникающих в неупругих взаимодействиях ядер группы k, Q(E,r,t) –функция источника.

Рассмотрим простейший случай, когда можно пренебречь ядерными взаимодействиями и непрерывными потерями энергии (последнее для космических лучей сверхвысоких энергий справедливо практически всегда, тогда как пренебрежение ядерными взаимодействиями в некоторых случаях недопустимо, как, например, при оценке потока ядер группы L).В этих условиях стационарное уравнение диффузии для какой-либо группы ядер имеет вид (Астрофизика КЛ, 1990):

Компоненты Dij тензора диффузии определяются следующим образом:

Dij=(D II -D ⊥)bibj +D⊥δij+DAe ijn b n ,

где bi=B0i/B0 - компонента единичного вектора магнитного поля; D II ,D ⊥ и DA коэффициенты параллельной, перпендикулярной и холловской диффузии соответственно, δij –символ Кронекера, e ijn –абсолютный антисимметричный тензор, индекс, определяющий группу ядер, опущен.

В реальных условиях нашей Галактики наиболее существенную роль играют коэффициенты диффузии D ⊥ и DА. Заметим, что холловская диффузия “на другом языке” представляет собой дрейф частиц в крупномасштабном регулярном магнитном поле Галактики (Ptuskin et al, 1993). При малых энергиях, существенно меньших энергии 3.10 15 эВ, при которой наблюдается излом в энергетическом спектре ГКЛ, доминирует D ⊥ , и имеет место обычная скалярная диффузия с коэффициентом диффузии D=D ⊥ , где D ⊥ определено следующим образом:

D ⊥ ~D ⊥0 (E/3 ГэВ)m, m=(0.1-0.2).

Коэффициент холловской диффузии DA пропорционален ларморовскому радиусу частицы,т.е. DA~E.
Подчеркнем важное обстоятельство, присущее решениям уравнения диффузии: если коэффициент диффузии является функцией энергии, то энергетический спектр космических лучей у Земли I(E) будет отличен от их спектра в источниках Q(E), а именно I(E ~Q(E)/D(E).
Информацию относительно энергетической зависимости коэффициента диффузии можно получить, изучая анизотропию δ как функцию энергии.

Имеющиеся данные по анизотропии в области энергий 10 12 –10 15 эВ (см. Рис.16) трудно согласовать с предположением о том, что D (и, следовательно, δ) растет с энергией как Е 0.6-0.7 , что требуется для получения наблюдаемого экспериментально спектра ГКЛ из спектра, получаемого в модели ускорения КЛ на ударных фронтах расширяющихся оболочек сверхновых с . Можно несколько понизить требования к росту D с энергией (до D~E 0.3), рассматривая процесс доускорения частиц во время их распространения в Галактике. В то же время зависимость типа D~E (0.6-0.7) не противоречит результатам исследования энергетической зависимости отношения L/M при энергиях до 10 11 эВ/нуклон.

4.3 Влияние дрейфа в регулярном магнитном поле Галактики

Нерегулярность в первичном энергетическом спектре при E~3.10 15 эВ (см. Рис.15) была обнаружена около 50 лет назад, но до сих пор вопрос о том, чем же обусловлен этот излом, окончательно не решён. Поэтому имеется возможность трактовать излом как результат распространения космических лучей в Галактике. Поскольку существование зависимости коэффициента диффузии от энергии меняет спектр космических лучей по сравнению с источником, то нужный результат может быть получен, если до 3.10 15 эВ D(E) cлабо зависит от E, а затем эта зависимость усиливается. Так как величина DA пропорциональна ларморовскому радиусу частицы, то, начиная с некоторой энергии, влияние холловской диффузии будет доминировать, и произойдет смена режима распространения с переходом на более сильную зависимость D(E). В данном подходе можно правильно воспроизвести первичный энергетический спектр в диапазоне энергий вплоть до 10 17 эВ. При более высоких энергиях диффузионное приближение становится неадекватным и необходимо использовать прямое моделирование движения заряженных частиц в магнитных полях Галактики.
В области относительно небольших энергий (Е≤10 11 эВ) вместо диффузионного приближения используется однородная модель (иначе называемая моделью leaky box), представляющая собой упрощённый вариант диффузионной (Астрофизика КЛ, 1990). В однородной модели второй член уравнения диффузии заменяется на Ni(T)/T CR (hom) , где параметр T CR (hom) представляет собой характерное время выхода космических лучей из Галактики. При этом считается, что диффузия происходит достаточно быстро, и концентрация космических лучей в Галактике в целом постоянна.
Однородную модель можно формально получить как предельный случай диффузионной при условии слабой утечки частиц из системы. Расчёты в рамках однородной модели оказываются много проще, чем процесс решения диффузионных уравнений, что является причиной её широкой популярности, однако применение диффузионной модели, конечно, более предпочтительно.

4.4 Фрактальная диффузия

В последние годы получили распространение идеи (Лагутин и Тюменцев, 2003), согласно которым диффузию в Галактике следует рассматривать скорее как диффузию в среде фрактального типа, а не как «обычную» диффузию в среде с непрерывными параметрами. Основанием для такого подхода является наличие неоднородностей в пространственном распределении вещества и, следовательно, магнитных полей в Галактике. При этом крайне существенно, что упомянутые неоднородности, обусловливающие хаотическое движение космических лучей, наблюдаются на разных масштабах. Всё это стимулирует развитие новых подходов к распространению космических лучей в Галактике. В частности, принятие допущения, что распределение неоднородностей имеет фрактальный характер, означает, что необходимо перейти от обычной диффузии в однородной или квазиоднородной среде к диффузии в среде фрактального типа (так называемой аномальной диффузии). Описанный подход успешно развивается, однако, вплоть до настоящего времени, работы в данном направлении не привели к отказу от традиционного математического аппарата.

5. ПРОИСХОЖДЕНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ

Если иметь в виду весь энергетический диапазон, в котором наблюдаются космические лучи, то, безусловно, следует признать, что завершённая теория этого вопроса отсутствует. Даже в отношении происхождения ГКЛ вряд ли в настоящее время можно претендовать на большее, чем создание разумных моделей, объясняющих наиболее существенные факты.
К таковым следует, в первую очередь, отнести величину плотности энергии космических лучей (~10-12 эрг/см 3), а также степенную форму энергетического спектра ГКЛ, не претерпевающую каких-либо резких изменений вплоть до энергии ~3·10 15 эВ, где показатель дифференциального энергетического спектра всех частиц меняется с -2.7 на -3.1.

5.1 Взрывы сверхновых как основной источник галактических КЛ

Требования к энергетической мощности источников, генерирующих космические лучи, весьма высоки, так что обычные звёзды Галактики не могут им удовлетворять (мощность PCR порядка 3·10 40 эрг/сек). Однако такая мощность может быть получена от взрывов сверхновых (эта идея была высказана около 50 лет назад (Гинзбург и Сыроватский, 1963)). Если во время взрыва выделяется энергия ~10 51 эрг, а взрывы происходят с частотой 1 раз в 30–100 лет, то мощность, генерируемая при взрывах сверхновых, составляет ~10 42 эрг/см 3 и для обеспечения необходимой мощности космических лучей достаточно лишь нескольких процентов энергии вспышки.
Вопрос о формировании наблюдаемого экспериментально энергетического спктра ГКЛ далеко не тривиален. Необходимо передать макроскопическую энергию намагниченной плазмы (расширяющейся оболочки взорвавшейся сверхновой) индивидуальным заряженным частицам, обеспечив при этом такое распределение энергии, которое существенным образом отличается от теплового.

5.2 Стандартная модель ускорения КЛ ударными волнами

Наиболее вероятным механизмом ускорения ГКЛ до энергии ~10 15 эВ, а, возможно, и выше, представляется следующий. Движение сброшенной при взрыве оболочки порождает в окружающей межзвёздной среде ударную волну. Диффузионное распространение заряженных частиц, захваченных в процесс ускорения, позволяет им многократно пересекать фронт ударной волны (Крымский, 1977). Каждая пара последовательных пересечений увеличивает энергию частицы пропорционально уже достигнутой энергии (механизм, предложенный Ферми), что и приводит к ускорению ГКЛ. По мере увеличения числа пересечений фронта ударной волны растёт и вероятность покинуть область ускорения, так что количество частиц падает по мере роста энергии примерно степенным образом. Ускорение оказывается весьма эффективным, а спектр ускоренных частиц жёстким: ~E -2 вплоть до ~Еmax –максимально достижимой энергии ускоренных частиц.
Поэтому необходимо учитывать обратное воздействие космических лучей (наиболее существенна роль протонов, поскольку более тяжёлые ядра можно рассматривать как малые примеси) на среду, приводящее к модификации ударной волны и к возникновению, помимо обычного теплового фронта, плавного протяжённого участка, так называемого предфронта. Такая модификация, в свою очередь, влияет на спектр космических лучей. Таким образом, в общем случае нельзя пользоваться приближением, когда обратное влияние космических лучей на среду не учитывается, и необходимо пользоваться самосогласованным решением, процесс которого ещё окончательно не отработан (в том смысле, что, возможно, пока ещё не учтены полностью все необходимые факторы). Отражением этого обстоятельства является наблюдающийся в течение последних 10 лет почти непрерывный рост теоретической оценки максимально достижимой энергии. Так, в работе (Бережко и Ксенофонтов, 1999) приводится следующая оценка для максимально достижимой энергии Emax:

Emax=5·10 14 Z (E SN /10 51 эрг)1/2 (M ej /1.4 M O) -1/6 (N H /3·10 -3 см -3)1/3·(B 0 /3 мкГс), эВ,

Где Z –заряд ускоряемой частицы, E SN –энергия вспышки, Mej –масса сброшенной оболочки, N H – концентрация атомов водорода, B 0 –напряжённость магнитного поля. Согласие результатов расчётов (Berezhko, 2001) с экспериментальными спектрами (Shibata, 1995), как видно из Рис.18 достаточно хорошее.

Приведенная формула предполагает использование Бомовского предела для коэффициента диффузии D B =(1/3)?R L .c, где R L –ларморовский радиус частицы.
Правомерность этого традиционного приближения, вообще говоря, не очевидна и может быть подвергнута сомнению. Заметим, что в приближении, не учитывающем обратное влияние космических лучей на ударную волну, оценка Emax получается приблизительно на порядок ниже. Время ускорения достигает ~10 4 лет, но эффективность его (понимаемая как возможность генерации частиц с энергией, близкой к Emax) падает со временем, так что время, в течение которого могут ускоряться частицы с наибольшими энергиями, составляет ~10 3 лет.

Рис.18. Интенсивность КЛ вблизи Земли как функция кинетической энергии. Кривые – расчёт, точки – экспериментальные данные.

Из формулы следует также, что, меняя характеристики вспышки (например, энергия, высвобождающаяся при вспышках так называемых Гиперновых, может значительно превысить 10 51 эрг) и учитывая распределение вспышек по ESN, можно существенно повысить предел Emax. Кроме того, ударная волна может распространяться не в усреднённой мезжвёздной среде, а в среде, модулированной испущенным ранее звёздным ветром и характеризующейся значительно большим значением напряжённости магнитного поля (как в звёздах Вольфа-Райе). Наконец, учёт того, что потоковая неустойчивость ускоряемых частиц в предфронте ударной волны приводит к появлению сильной магнитодинамической турбулентности, что также увеличивает максимальную энергию ускоренных частиц. В итоге, нельзя исключить, что оценка может быть доведена до Emax~10 17 .Z эВ.

Не вполне определённой выглядит сейчас ситуация с экспериментальным обнаружением ускорения ударными волнами. В частности, анализ данных гамма-астрономии показывает, что не всегда от близких остатков сверхновых наблюдаются гамма-вспышки высоких (~1 ТэВ) энергий и, наоборот, существуют источники гамма-квантов высоких энергий, которые не видны ни в оптическом, ни в рентгеновском диапазонах. Поэтому, возможно, что происхождение ГКЛ не обусловлено исключительно вспышками сверхновых.
Нельзя не отметить, что расчётный спектр космичеcких лучей вплоть до максимально достижимой энергии получается весьма жёстким (Е -2), так что для компенсации различия между теоретическим (-2) и экспериментальным (-2.7) показателями спектра требуется значительное смягчение энергетического спектра в процессе распространения космических лучей от источников. Такое смягчение может быть достигнуто, если коэффициент диффузии D~E 0.7 , но это предположение ведёт к чрезмерно сильной анизотропии ГКЛ при энергии меньше 1014 эВ, что противоречит экспериментальным данным. Поэтому более естественной представляется зависимость типа D~E 0.3 (что, примерно, соответствует колмогоровскому спектру турбулентностей) и учёт доускорения частиц в процессе распространения.

Можно констатировать, что при надлежащем выборе параметров инжекции (строгая теория инжекции пока не создана), определяющих количество инжектируемых частиц и их скорость, и учёте укручения спектра ГКЛ по сравнению со спектром в источниках за счёт зависимости коэффициента диффузии от энергии, теория ускорения ГКЛ на ударных волнах позволяет хорошо описать энергетические спектры протонов и ядер вплоть до энергии, соответствующей излому в спектре.
Как отмечалось выше, взрывы сверновых могут происходить в ассоциациях О-, В- звёзд, причём в этом случае взрывы оказываются коррелированными во времени и пространстве (время жизни ассоциаций ~107 лет, число их достигает нескольких тысяч и частота взрывов оценивается как 10 -5 –10 -6 в год). Результатом является образование каверны (superbubble) с горячей плазмой низкой плотности и размерами, достигающими сотен парсек. В этой каверне могут генерироваться случайные магнитные поля с масштабами L до нескольких парсек и амплитудами В в десятки микрогаусс. При энергиях, не превышающих Emax, ускорение осуществляется на отдельных ударных волнах, а при энергиях, превышающих Emax, ускорение осуществляется ансамблем ударных волн и магнитных полей, существующим в каверне (Быков и Топтыгин, 1995). Модель ускорения в ассоциациях сверхновых позволяет качественно объяснить спектр ГКЛ в диапазоне энергий 1015–1018эВ. В данном подходе излом в энергетическом спектре ГКЛ интерпретируется как смена режима ускорения.

5.3 Другие механизмы ускорения

Обсуждая взрывы сверхновых, следует отметить, что ускорение ГКЛ может иметь место не только в их расширяющихся оболочках, но и при эволюции остатков взорвавшихся звёзд. Источником энергии при этом является энергия вращения нейтронной звезды, достигающая (для массы 1.4.М O и радиуса 10 6 см) величины 2·10 50 эрг/(T 10) 2 , где T 10 – период вращения в единицах 10 миллисек. Поскольку магнитное поле на поверхности звезды достигает 10 12 Гс, нейтронная звезда должна интенсивно терять энергию на магнитное дипольное излучение. Однако, так как собственная частота плазмы в окрестности звезды много больше частоты вращения диполя, распространения электромагнитной волны не будет, и процесс ускорения будет осуществляться стоячей ударной волной. Оценка максимальной энергии оказывается ~(10 17 –10 18).Z эВ, а время эффективного ускорения оценивается примерно как ~10 лет (Gaisser, 1990).

Если нейтронная звезда является частью бинарной системы, то ускорение может также происходить за счёт процесса аккреции – перетекания материи на поверхность нейтронной звезды; в этом случае ускорение космических лучей обеспечивается гравитационной энергией.
В связи с тем, что в потоке КЛ имеются частицы с энергией, превосходящей 10 20 эВ, следует рассмотреть имеющиеся возможности для ускорения до таких энергий. Источником частиц таких энергий, например, как отмечено в (Ptuskin, 1995), может быть процесс Ферми первого порядка, но происходящий при столкновении галактик. Такое событие может осуществляться с частотой примерно 1 раз за 5.10 8 лет. Максимально достижимая энергия оценивается как 3.10 19 .Z эВ. К аналогичной оценке приводит и процесс ускорения ударными волнами в струях, генерируемых активными ядрами галактик. Примерно столько же дают оценки в моделях, связанных с рассмотрением ускорения ударными волнами, вызванными аккрецией в галактических кластерах.
Наибольшие оценки можно получить в рамках модели космологического происхождения гамма-всплесков. В этой модели в результате слияния нейтронных звезд или черных дыр генерируются ультрарелятивистские ударные волны, распространяющиеся в окружающей среде с лоренц-фактором Г~10 3 . Энергия протона, покоившегося в лабораторной системе, в результате отражения от фронта ударной волны возрастёт до значения Г 2 Мс 2 . Таким образом, всего за один цикл энергия может возрасти в 10 6 раз, а после двух циклов достичь 10 21 эВ.
Следует, однако, признать, что все оценки такого рода остаются пока на полукачественном уровне, и вопросы получения необходимой интенсивности и формы энергетического спектра КЛ сверхвысоких энергий еще ожидают своего решения.

Вскоре после обнаружения реликтового излучения Greisen (1966) в США и Зацепин и Кузьмин (1966) в СССР одновременно пришли к выводу, что наличие реликтового излучения самым серьезным образом должно сказаться на форме энергетического спектра КЛ предельно высоких энергий, а именно: должно иметь место так называемое реликтовое (или чернотельное) обрезание спектра в области предельно высоких энергий, называемое также GZK-эффектом. Обсуждая проблему источников частиц с энергиями ≥5.10 19 эВ, превышающими порог GZK- зффекта, необходимо иметь в виду, что расстояния, с которых частицы таких энергий могут достигать Земли, ограничены, по-видимому, пределами местного Сверхскопления галактик.
Между тем, в нём нет галактик, имеющих какие-либо преимущества по сравнению с нашей Галактикой с точки зрения возможностей для ускорения космических лучей. Но и с учётом ограничения расстояний до источников остаётся достаточно много кандидатов на роль источников частиц предельно высоких энергий.

Источники частиц предельно высоких энергий могут формироваться в рамках двух принципиально различных групп сценариев (Nagano and Watson, 2000). Первая группа (bottom- up) характеризуется наличием ускорения; при этом для преодоления ограничения расстояний до источников иногда рассматриваются новые частицы, возникающие от обычных, но не испытывающие потерь, приводящих к появлению GZK-предела. К этой же группе следует отнести и модели, в которых существование значимых потоков частиц с энергиями выше порога GZK-эффекта связывается с гипотетическим нарушением лоренц-инвариантности. Вторую группу (top-down) составляют сценарии, не требующие ускорения, поскольку в них КЛ возникают в результате распадов или аннигиляции так называемых топологических дефектов (космические струны, монополи и т.д.), возникших в первые мгновения расширения Вселенной в связи с фазовыми переходами, соответствующими отделению сильного взаимодействия от электрослабого (при температуре 10 15 –10 16 ГэВ) и затем отделению электромагнитного взаимодействия от слабого (при температуре ~10 2 ГэВ).

6. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Исследования ГКЛ, продолжающиеся уже в течение нескольких десятилетий, не привели, тем не менее, к закрытию «белых пятен» в этой интересной области, хотя многие вопросы были успешно решены. Можно, например, констатировать, что накопленной информации вполне достаточно для оценки вклада ГКЛ в радиационный фон на орбитах космических аппаратов. Однако, по мере повышения энергии частиц, качество информации ухудшается. Недостаточная светосила используемых установок на больших высотах и в космическом пространстве не позволяет исследовать область 10 14 –10 15 эВ прямыми методами с досаточной статистикой, не говоря уже о том, чтобы продвинуться в область энергий, в которой происходит излом спектра ГКЛ. Следствием такой ситуации является некоторая нестабильность экспериментальных данных, которые в области выше 10 12 эВ после осуществления новых экспериментов меняют оценки интенсивности на 20–30%. Поэтому ближайщей и актуальной задачей остается создание аппаратуры с большими геометрическими факторами, что позволило бы исследовать область излома прямыми методами.

Использование косвенных методов (в первую очередь, изучение ШАЛ) позволило за последнее десятилетие достичь определенного прогресса в исследовании энергетического спектра ГКЛ, хотя проблема модельной зависимости результатов все еще существует. В настоящее время вопрос о получении спектров отдельных групп ядер начал находить экспериментальное решение. Можно с уверенностью предположить, что предстоящий в 2007 году запуск LHC коллайдера позволит получить информацию относительно адронных взаимодействий вплоть до эквивалентной энергии ~10 17 эВ и значительно сузить существующую в настоящее время неопределенность, возникающую при экстраполяции феноменологических моделей адронных взаимодействий в область сверхвысоких энергий.
Установки ШАЛ следующего поколения должны обеспечить прецизионные исследования энергетического спектра и состава космических лучей в области 10 17 –10 19 эВ. В этой области, по видимому, происходит переход от ГКЛ к КЛ экстрагалактического происхождения.
Можно также надеяться, что в ближайшие годы будет окончательно решен вопрос о существовании GZK-эффекта, на что сейчас имеются серьезные указания.

Литература

Астрофизика космических лучей. Под ред. В.Л.Гинзбурга. М.: Наука. 1990. 528 с.
Базилевская Г.А., Махмутов В.С., Свиржевская А.К., Cвиржевский Н.С., Стожков Ю.И., Долговременные измерения космических лучей в атмосфере Земли, Изв. РАН. Сер. физ., Т.69, №6, С.835-837, 2005.
Байбурина С.А., Борисов А.С., Гусева З.М. и др. Эксперимент «Памир». Взаимодействия адронов космических лучей сверхвысоких энергий. М.: Наука. 1984. Труды ФИАН. Т.154. С.3-217. Бережко Е.Г., Ксенофонтов Л.Т., Состав космических лучей, ускоренных в остатках сверхновых, ЖЭТФ, Т.116, С.737-759, 1999.
Бугаков В.В., Беляков С.А., Григоров Н.Л., Губин Ю.В., Калинкин Л.Ф., Кахидзе Г.П., Рапопорт И.Д., Савенко И.А., Смирнов А.В., Ширяева В.Я., Шишков П.П., Шестериков В.Ф., Яковлев Б.М., Тригубов Ю.В., Принципы устройства научной аппаратуры для изучения космических лучей высокой энергии на космической станции «Протон-4», Изв. АН СССР, Сер. физ., Т.34, С.1818- 1828, 1970.
Быков А.М., Топтыгин И.Н., Спектры частиц высоких энергий, генерированных в ОВ- ассоциациях, Изв. РАН. Сер. физ., Т.59, №4, С.162-165, 1995.
Гинзбург В.Л., Сыроватский С.И., Происхождение космических лучей, М.: АН СССР. 1963. 384 с.
Грейзен К., Широкие атмосферные ливни. В сб: «Физика космических лучей». Под ред. Дж.Вильсона. М.: ИЛ. 1958. Т.3. №.7-141.
Зацепин Г.Т., Кузьмин В.А., О верхней границе спектра космических лучей, Письма в ЖЭТФ, Т.4, С.114-116, 1966.
Зиракашвили В.Н., Клепач Е.Г., Птускин В.С., Роговая С.И., Христиансен Г.Б., Чувильгин Л.Г., Диффузия космических лучей высоких энергий в Галактике, Изв. АН СССР. Сер. физ., Т.55, С.2049-2051, 1991.
Киржниц Д.А., Чечин В.А., Космические лучи и элементарная длина, Письма в ЖЭТФ, Т.14, С.261-262, 1971.
Крымский Г.Ф., Регулярный механизм ускорения заряженных частиц на фронте ударной волны., ДАН СССР, Т. 234, С.1306-1308, 1977.
Куликов Г.В., Христиансен Г.Б., О спектре широких атмосферных ливней по числу частиц, ЖЭТФ, Т.35, С.635-640, 1958.
Лагутин А.А., Тюменцев А.Г., Энергетические спектры космических лучей в галактической среде фрактального типа, Изв. РАН. Сер. физ., Т.67, №4, С.439-442, 2003.
Михайлов А.А., Правдин М.И., Поиск анизотропии космических лучей сверхвысоких энергий, Письма в ЖЭТФ, Т.66, С.289-292, 1997.
Ныммик Р.А., Полуэмпирическая динамическая модель потоков частиц галактических космических лучей. (версии ISO и 2005 г.), Модель Космоса, НИИЯФ МГУ, 2006
Христиансен Г.Б., Куликов Г.В., Фомин Ю.А., Космическое излучение сверхвысокой энергии, М.: Атомиздат. 1975. 254 с.
Abbasi R.U., Abu-Zayyad T., Amman J.F., Archbold G.C., Bellido J.A., Belov K., Belz J.W., Bergman D.R., Cao Z., Clay R.W., Monocular measurement of the spectrum of UHE cosmic rays by the FADC detector of the HiRes experiment, Astropart.Phys., 23, pp.157-174, 2005.
Ambrosio M. for Macro Collaboration, Search for the sideral and solar diurnal modulations in the MACRO muon data set, Phys. Rev. D 67, 042002 (2003).
Asakimori K., Burnett T.H., Cherry M.L., Chevli K., Christ M.J., Dake S., Derrickson J.H., Fountain W.F., Fuki M., Gregory J.C., Hayashi T., Holynsky R., Iwai J., Iyono A., Johnson J., Kobayashi M., Lord J., Miyamura O., Moon K.,H., Nilsen B.S., Oda H., Ogata T., Olson E.D., Parnell T.A., Roberts F.E., Sengupta K., Shiina T., Strausz S.C., Sugitate T., Takahashi Y., Tominaga T., Watts J.W., Wefel J.P., Wilczynska B., Wilczynski H., Wilkes R.J., Wolter W., Yokomi H., and Zager E., Cosmic ray proton and helium spectra: results from the JACEE experiment, Astrophys. J., Vol.502, pp.278-283, 1998.
Berezhko E.G., Particle acceleration in supernova remnants, Inv. Rapp. Highlight papers. 27th ICRC, Hamburg, 2001, pp.226-233.
Bird D.J., Corbato S.C., Dai H.Y., Dawson B.R., Elbert J.W., Gaisser T.K., Huang M.H.A., Kieda D.B., Ko S., Larsen C.G., Loh E.C., Salamon M.H., Smith J.D., Sokolsky P., Sommers P., Stanev T., Tilav T., Tang J.k.k., Thomas S.B., The cosmic ray composition above 0.1 EeV, in Proc. 23th ICRC, Calgary, 1993, Vol.2, pp.38-42.
Bishop C.M., Neural networks for pattern recognition, Oxford Univ. press, 1995, 504 p.
Blobel V., Unfolding methods in high-energy physics experiments, CERN report 85-09, pp.88-127, 1985.
Bonino G., Castagnoli G. Cini, Cane D., Taricco C., Bhandari N., Solar modulation of galactic cosmic ray spectra since the Maunder minimum, in Proc. 27th ICRC, Hamburg, 2001, Vol.9, pp.3769-3772. Casaus J. behalf of the AMS.02 Collaboration. Cosmic ray astrophysics with AMS.02, in Proc. 28th ICRC, Tsukuba, 2003,Vol.4, pp.2149-2152.
Cocconi G., About the most energetic cosmic rays, Astropart. Phys., Vol.4, pp.281-283, 1996.
Coleman S., Glashow S.L., High-energy tests of Lorentz invariance, Phys. Rev. D 59, 116008 (1999)
Cronin J.W., Cosmic rays: the most energetic particles in the universe, Rev. Mod. Phys., Vol.71, pp.165- 172, 1999.
D"Agostini G., A multidimensional unfolding method based on Bayes" theorem, Nucl. Instr. Meth., Vol.A362, pp.487-498, 1995.
Fukunaga K., Introduction to statistical pattern recognition, N-Y: Academic press, 1972, 592 p.
Gaisser T.K., Cosmic rays and particle physics, Cambridge Univer. press, 1990, 279 p.
Glasmacher M.A.K., Catanese M.A., Chantell M.C., Covault C.E., Cronin J.W., Fick B.E., Fortson L.F., Fowler J.W., Green K.D., Kieda D.B. et al, The cosmic ray energy spectrum between 1014 and 1016 eV, Astropart. Phys., Vol.10, pp.291-302, 1999.
Glushkov A.V., Egorova V.P., Ivanov S.P., Knurenko S.P., Kolosov V.A., Krasilnikov A.D., Makarov I.T., Mikhailov A.A., Olzoyev V.V., Pisarev V.V., Pravdin M.I., Sabourov A.V., Sleptsov I.E., Struchkov G.G., Energy spectrum of primary cosmic rays in the energy region of 1017 – 1020 eV by Yakutsk array data, in Proc. 28th ICRC, Tsukuba, 2003, Vol.1, pp.389-392.
Gold R., On iterative unfolding method for response matrices., Argonne National Lab. Report. ANL?6984., 1964. 39 p.
Greisen K., End to the cosmic-ray spectrum?, Phys. Rev. Lett., Vol.16, pp.748-750, 1966. Haungs A., Rebel H., Roth M., Energy spectrum and mass composition of high-energy cosmic rays, Rep. Prog. Phys., Vol.66, pp.1145-1206, 2003.
Hayashida N., Nagano M., Nishikawa D., Ohoka H., Sakaki N., Sasaki M., Takeda M., Teshima M., Torii R., Yamamoto T. et al. The anisotropy of cosmic ray arrival directions around 1018 eV, Astropart. Phys., Vol.10, pp.303-311, 1999.
Heber B., Galactic and anomalous cosmic rays in the heliosphere, Invited, Rapporteur, and Highlight papers. 27th ICRC, Hamburg, 2001, pp.118-135.
Heck D., Knapp J., Capdevielle J.N., Schatz G., Thouw T., Forschungszentrum Karlsruhe Report, FZKA 6019, 1998, 90 p.
Hillas A.M., Two interesting techniques for Monte-Carlo simulation of very high energy hadron cascades, in Proc.17th ICRC, Paris, 1981, Vol.8, pp.193-196.
Hillas A.M., Shower simulation: Lessons from MOCCA, Nucl. Phys. B (Proc. Suppl.), 52B, 29-42, 1997.
H?randel J.R., On the knee in the energy spectrum of cosmic rays, Astropart. Phys., Vol.19, pp.193-220, 2003.
Kalmykov N.N., Khristiansen G.B., Cosmic rays of superhigh and ultrahigh energies, J. Phys. G: Nucl. Part. Phys., Vol.21, pp.1279-1301, 1995.
Kalmykov N.N., Ostapchenko S.S., Pavlov A.I., Quark-gluon string model and EAS simulation problems at ultra-high energies, Nucl. Phys. B (Proc. Suppl.), 52B, 17-28, 1997.
Kempa J., Cosmic ray studies by the emulsion method. – Techniques and results, Nucl. Phys. B. (Proc. Suppl.), Vol.52B, pp.43-55, 1997.
Khristiansen G.B., Fomin Yu.A., Kalmykov N.N., Kulikov G.V., Motova M.V., Ostapchenko S.S., Sulakov V.P., Trubitsyn A.V., Primary cosmic ray mass composition at energies 1015 - 1017 eV as measured by the MSU EAS array, Astropart. Phys., Vol.2, pp.127-136, 1994.
Klages H.O. for the KASCADE Collaboration, The extensive air shower experiment KASCADE – first results, in Proc. 25th ICRC, Durban, 1997, Vol.8, pp.297-306.
Lloyd-Evans, Watson A.A., Anisotropy measurements above 1015 eV, Invited Talks. 8th Europ. CR Symp. Ed. N.Iucci et al. Bologna, 1983, pp.81-97.
Nagano M., Watson A.A., Observations and implications of the ultrahigh-energy cosmic rays, Rev. Mod. Phys., Vol.72, №3, pp.689-732, 2000.
Parker Е.N., The passage of energetic particles through interplanetary space, Planet. Space. Sci., Vol.13, pp.9-17, 1965.
Ptuskin V.S., Rogovaya S.T., Zirakashvili V.N., Chuvilgin L.G., Khristiansen G.B., Klepach E.G., Kulikov G.V., Diffusion and drift of very high energy cosmic rays in galactic magnetic fields, Astron.?Astroph., Vol.268, pp.726-735, 1993.
Ptuskin V.S., Cosmic ray propagation in the Galaxy, Inv. Rapp. Highlight papers. 24th ICRC, Rome, 1995, pp.755-764.
Ptuskin V.S., Zirakashvili V.N., On the spectrum of high-energy cosmic rays produced by supernova remnants in the presence of strong cosmic-ray streaming instability and wave dissipation, Astron.? Astroph., Vol.429, pp.755-765, 2005.
Roth M., Antoni T., Apel W.D. et al for KASCADE Collab., Determination of primary energy and mass in the PeV region by Bayesian unfolding techniques, Nucl. Phys. B (Proc. Suppl.), Vol.122, pp.317-320, 2003.
Sakaki N., Chikawa M., Fukushima M., Hayashida N., Honda K., Inoue N., Kadota K., Kakimoto F., Kamata K., Kawaguchi S., Kawakami S., Kawasaki Y., Kawasumi N., Kusano E., Mahrous A.M., Mase K., Mizobuchi S., Morizane Y., Nagano M., Ohoka H., Sakurai N., Sasaki M., Sasano M., Shinozaki K., Takeda M., Teshima M., Torii R., Tsushima I., Uchihori Y., Yamamoto T., Yoshida S., and Yoshii H., Cosmic ray energy spectrum above 3x1018 eV observed with AGASA, in Proc. 27th ICRC, Hamburg, 2001, Vol.1, pp.333-336.
Sciutto S.J., AIRES: A system for air shower simulations (Version 2.2.0), astro-ph/9911331 (216 pages) Shibata T., Cosmic ray spectrum and composition; direct observation, Inv. Rapp. Highlight papers. 24th ICRC, Rome, 1995, pp.713-736.
Shinozaki K., Chikawa M., Fukushima M., Hayashida N., Honda K., Inoue N., Kadota K., Kakimoto F., Kamata K., Kawaguchi S., Kawakami S., Kawasaki Y., Kawasumi N., Maze K., Mizobuchi S., Nagano M., Ohoka H., Osone S., Sakaki N., Sakurai N., Sasaki M., Sasano M., Shimizu H.M., Takeda M., Teshima M., Torii R., Tsushima I., Uchihori Y., Yamamoto T., Yoshida S., and Yoshii H., Chemical Composition of Ultra-high Energy Cosmic Rays Observed by AGASA, in Proc. 28th ICRC, Tsukuba, 2003, Vol.1, pp.401-404.
Simpson J.A., The cosmic radiation: reviewing the present and future, in Proc. 25th ICRC, Durban, 1997, Vol.8, pp.4-23.
Wefel J.P., To higher energy: balloon and satellite investigations around the knee, J. Phys. G., Vol.29, pp.821-830, 2003.
Wiebel-Sooth B., Biermann P.L., Meyer H., Cosmic rays. VII. Individual element spectra: prediction and data, Astron.? Astroph., Vol.330, pp.389-398, 1998.

Переход на другие страницы проекта "СиЗиФ"

Для связи:
[email protected]
поступило в СиЗиФ 05.10.06

К. л. напоминают сильно разреженный релятивистский газ, частицы к-рого практически не взаимодействуют друг с другом, но испытывают редкие столкновения с веществом межзвёздной и межпланетной сред и воздействие космич. магн. полей. В составе К. л. преобладают протоны, имеются также электроны, ядра гелия и более тяжёлых элементов (вплоть до ядер элементов с 30). Электронов в К. л. в сотни раз меньше, чем протонов (в одном и том же диапазоне энергий). Частицы К. л. обладают огромными кинетич. энергиями (вплоть до эВ). Хотя суммарный поток К. л. у Земли невелик [всего 1 частица/(см 2 с)], плотность их энергии (ок. 1 эВ/см 3) сравнима (в пределах нашей Галактики) с плотностью энергии суммарного эл.-магн. излучения звёзд, энергии теплового движения межзвёздного газа и кинетич. энергии его турбулентных движений, а также с плотностью энергии магнитного поля Галактики. Отсюда следует, что К. л. должны играть большую роль в процессах, идущих в межзвёздном пространстве.

Др. важная особенность К. л. - нетепловое происхождение их энергии. Действительно, даже при темп-ре ~ 10 9 К, по-видимому, близкой к максимальной для звёздных недр, средняя энергия теплового движения частиц эВ. Осн. же количество частиц К. л., наблюдаемых у Земли, имеет энергии от 10 8 эВ и выше. Это означает, что К. л. приобретают энергию в специфических астрофизич. процессах эл.-магн. и плазменной природы.

Изучение К. л. даёт ценные сведения об эл.-магн. полях в различных областях космического пространства. Информация, "записанная" и "переносимая" частицами К. л. на их пути к Земле, расшифровывается при исследовании - пространственно-временных изменений потока К. л. под влиянием динамических эл.-магн. и плазменных процессов в межзвёздном и околоземном пространстве.

С другой стороны, в качестве естественного источника частиц высокой энергии К. л. играют незаменимую роль при изучении строения вещества и взаимодействий между элементарными частицами. Энергии отдельных частиц К. л. столь велики, что они ещё долго будут оставаться вне конкуренции по сравнению с частицами, ускоренными (до энергий ~ 10 12 эВ) самыми мощными лабораторными ускорителями.

2. Методы изучения космических лучей

Вторгаясь в атмосферу Земли, первичные К. л. разрушают ядра наиболее распространённых в атмосфере элементов - азота и кислорода - и порождают каскадный процесс (рис. 1), в к-ром участвуют все известные в настоящее время элементарные частицы. Принято характеризовать путь, пройденный частицей К. л. в атмосфере до столкновения, количеством вещества в граммах, заключённого в столбе сечением 1 см 2 , т.е. выражать пробег частиц в г/см 2 вещества атмосферы. Это значит, что после прохождения толщи атмосферы х (в г/см 2) в пучке протонов с первоначальной интенсивностью I 0 количество протонов, не испытавших столкновения, будет равно , где - ср. пробег частицы. Для протонов, к-рые составляют большинство первичных К. л., в воздухе равен примерно 70 г/см 2 ; для ядер гелия 25 г/см 2 , для более тяжёлых ядер ещё меньше. Первое столкновение (70 г/см 2) с атмосферными частицами протоны испытывают в среднем на высоте 20 км. Толщина атмосферы на уровне моря эквивалентна 1030 г/см 2 , т.е. соответствует примерно 15 ядерным пробегам для протонов. Отсюда следует, что вероятность достичь поверхности Земли, не испытав столкновений, для первичной частицы ничтожно мала. Поэтому на поверхности Земли К. л. обнаруживаются лишь по слабым эффектам ионизации, создаваемой вторичными частицами.

В начале 20 в. в опытах с электроскопами и ионизац. камерами была обнаружена постоянная остаточная ионизация газов, вызываемая каким-то очень проникающим излучением. В отличие от излучения радиоактивных веществ окружающей среды, проникающее излучение не могли задержать даже толстые слои свинца. Внеземная природа обнаруженного проникающего излучения была установлена в 1912-14 гг. австр. физиком В. Гессом, нем. учёным В. Кольхёрстером и др. физиками, поднимавшимися с ионизац. камерами на воздушных шарах. Было найдено, что с увеличением расстояния от поверхности Земли ионизация, вызываемая К. л., растёт, напр. на высоте 4800 м - вчетверо, на высоте 8400 м - в 10 раз. Внеземное происхождение К. л. окончательно доказал Р. Милликен (США), осуществивший в 1923-26 гг. серию опытов по исследованию поглощения К. л. атмосферой (именно он ввёл термин "К. л.").

Природа К. л. вплоть до 40-х гг. оставалась неясной. В течение этого времени интенсивно развивалось ядерное направление - изучение взаимодействия К. л. с веществом, образования вторичных частиц и их поглощения в атмосфере. Эти исследования, проводившиеся при помощи счётчиковых телескопов, камер Вильсона и ядерных фотоэмульсий (поднимаемых на шарах-зондах в стратосферу), привели, в частности, к открытию новых элементарных частиц - позитрона (1932 г.), мюона (1937 г.), пи-мезонов (1947 г.).

Систематич. исследования влияния геомагн. поля на интенсивность и направление прихода первичных К. л. показали, что подавляющее большинство частиц К. л. имеет положит. заряд. С этим связана восточно-западная асимметрия К. л.: из-за отклонения заряженных частиц в магн. поле Земли с запада приходит больше частиц, чем с востока.

Применение фотоэмульсий позволило в 1948 г. установить ядерный состав первичных К. л.: были обнаружены следы ядер тяжёлых элементов вплоть до железа (первичные электроны в составе К. л. были впервые зарегистрированы в стратосферных измерениях лишь в 1961 г.). С конца 40-х гг. на передний план постепенно выдвинулись проблемы происхождения и временных вариаций К. л. (космофизич. аспект).

Ядерно-физич. исследования К. л. осуществляются в основном при помощи счётчиковых установок большой площади, предназначенных для регистрации т.н. широких атмосферных ливней из вторичных частиц, к-рые образуются при вторжении одной первичной частицы с энергией эВ. Осн. цель таких наблюдений - изучение характеристик элементарного акта ядерного взаимодействия при высоких энергиях. Наряду с этим они дают информацию об энергетич. спектре К. л. при эВ, что очень важно для поиска источников и механизмов ускорения К. л.

Наблюдения К. л. в космофизич. аспекте проводятся весьма разнообразными методами - в зависимости от энергии частиц. Вариации К. л. с эВ изучаются по данным мировой сети нейтронных мониторов (нейтронный компонент К. л.), счётчиковых телескопов (мюонный компонент К. л.) и др. детекторов. Однако наземные установки из-за атмосферного поглощения нечувствительны к частицам с МэВ. Поэтому приборы для регистрации таких частиц поднимают на шарах-зондах в стратосферу до высот 30-35 км.

Внеатмосферные измерения потока К. л. 1-500 МэВ осуществляются при помощи геофизич. ракет, ИСЗ и др. КА. Прямые наблюдения К. л. в межпланетном пространстве осуществлены пока лишь вблизи плоскости эклиптики до расстояния ~ 10 а. е. от Солнца.

Ряд ценных результатов дал метод космогенных изотопов. Они образуются при взаимодействии К. л. с метеоритами и космич. пылью, с поверхностью Луны и др. планет, с атмосферой или веществом Земли. Космогенные изотопы несут информацию о вариациях К. л. в прошлом и о . По содержанию радиоуглерода 14 С в годичных кольцах деревьев можно, напр., изучать вариации интенсивности К. л. на протяжении неск. последних тысяч лет. По др. долгоживущим изотопам (10 Ве, 26 Al, 53 Mn и др.), содержащимся в метеоритах, лунном грунте, в глубоководных морских отложениях, можно восстановить картину изменений интенсивности К. л. за миллионы лет.

С развитием космич. техники и радио-химич. методов анализа стало возможным изучение характеристик К. л. по трекам (следам), создаваемым ядрами К. л. в метеоритах, лунном веществе, в спец. образцах-мишенях, экспонируемых на ИСЗ и возвращаемых на Землю, в шлемах космонавтов, работавших в открытом космосе, и т.п. Используется также косвенный метод изучения К. л. по эффектам ионизации, вызываемым ими в нижней части ионосферы, особенно в полярных широтах. Эти эффекты существенны гл. обр. при вторжении в земную атмосферу солнечных К. л.

3. Космические лучи у Земли

Табл. 1. Относительное содержание ядер в космических лучах, на Солнце и звездах (в среднем)

Элемент	Солнечные К.л.	Солнце (фотосфера)	Звезды	Галактические К.л.
1 H	4600*	1445	925	685
2 He (-частица)	70*	91	150	48
3 Li	?			0,3
4 Be- 5 B	0,02			0,8
6 C	0,54*	0,6	0,26	1,8
7 N	0,20	0,1	0,20	0,8
8 O**	1,0*	1,0	1,0	1,0
9 F		10 -3		0,1
10 Ne	0,16*	0,054	0,36	0,30
11 Na	?	0,002	0,002	0,19
12 Mg	0,18*	0,05	0,040	0,32
13 Al	?	0,002	0,004	0,06
14 Si	0,13*	0,065	0,045	0,12
15 P- 21 Sc	0,06	0,032	0,024	0,13
16 S- 20 Ca	0,04*	0,028	0,02	0,11
22 Ti- 28 Ni	0,02	0,006	0,033	0,28
26 Fe	0,15*	0,05	0,06	0,14

* Данные наблюдений для интервала =1-20 МэВ/нуклон, остальные цифры в этой графе относятся в основном к >40 МэВ/нуклон. Точность большинства значений в таблице в целом - от 10 до 50%. ** Обилие ядер кислорода принято за единицу.

Важнейшими характеристиками К. л. явл. их состав (распределение по массам и зарядам), энергетич. спектр (распределение по энергиям) и степень анизотропии (распределение по направлениям прихода). Относительное содержание ядер в К. л. приведено в табл.1. Из табл. 1 видно, что в составе К. л. галактич. происхождения гораздо больше лёгких ядер (Z = 3-5), чем в солнечных К. л. и в среднем в звёздах Галактики. Кроме того, в них присутствует значительно больше тяжёлых яде (20) по сравнению с их естеств распространённостью. Оба эти различи очень важны для выяснения вопрос о происхождении К. л.

Относительные числа частиц с различной массой в К. л. приведены в табл. 2.

Табл. 2. Состав и некоторые характеристики космических лучей с энергиями 2,5 ГэВ/нуклон

p протоны 1 1 1300 10000 10000 -частица ядра гелия 2 4 94 720 1600 L легкие ядра 3-5 10 2,0 15 10 -4 M средние ядра 6-9 14 6,7 52 14 H тяжелые ядра 10 31 2,0 15 6 VH очень тяжелые ядра 20 51 0,5 4 0,06 SH самые тяжелые ядра > 30 100 ~10 -4 ~10 -3 e электроны 1 1/1836 13 100 10000

Видно, что в потоке первичных К. л преобладают протоны, их более 90% от числа всех частиц. По отношенив к протонам -частицы составляют 7%, электроны ~ 1% и тяжёлые ядра - менее 1%. Эти цифры относятся к частицам с энергией 2,5 ГэВ/нуклон по измерениям у Земли в минимуме солнечной активности, когда наблюдаемые энергетич. спектр можно считать близким к немодулированному спектру К. л. в межзвёздном пространстве.

Интегральный энергетич. спектр К. л. align="absmiddle" width="145" height="22"> [частиц/(см 2 с)] отражает зависимость числа частиц I с энергией выше (I 0 - нормировочная константа, +1 - показатель спектра, знак минус указывает на то, что спектр имеет падающий характер, т.е. с увеличением интенсивность К. л. уменьшается). Часто пользуются также дифференциальным представлением спектра [частиц/(см 2 с МэВ)], которое отражает зависимость от числа частиц в расчёте на единичный интервал энергии (1 МэВ).

Дифференциальный спектр по сравнению с интегральным позволяет выявить более тонкие детали энергетич. распределения К. л. Это видно из рис. 2, где показан дифференциальный спектр К. л., наблюдаемый у Земли в интервале примерно от 10 6 до эВ. Частицы К. л. с энергиями, попадающими в этот интервал, подвержены влиянию солнечной активности, поэтому изучение энергетич. спектра К. л. в интервале 10 6 -10 11 эВ крайне важно для понимания проникновения К. л. из межзвёздного в межпланетное пространство, взаимодействия К. л. с межпланетным магн. полем (ММП) и , для интерпретации солнечно-земных связей.

До начала внеатмосферных и внемагнитосферных наблюдений К. л. вопрос о форме дифференциального спектра в области эВ казался довольно ясным: спектр у Земли имеет максимум вблизи 400 МэВ/нуклон; немодулированный спектр в межзвёздном пространстве должен иметь степенную форму; в межпланетном пространстве не должно быть галактич. К. л. малых энергий. Прямые измерения К. л. в интервале от 10 6 до 10 8 эВ показали, вопреки ожиданиям, что, начиная примерно с = 30 МэВ (и ниже), интенсивность К. л. снова растёт, т.е. был обнаружен характерный провал в спектре. Вероятно, провал - это результат усиленной модуляции К. л. в области эВ, где рассеяние частиц на неоднородностях ММП наиболее эффективно.

Установлено, что при эВ спектр К. л. уже не подвержен модуляции, а его наклон соответствует величине 2,7 вплоть до эВ. В этой точке спектр претерпевает излом (показатель увеличивается до =3,2-3,3). Имеются указания на то, что одновременно в составе К. л. увеличивается доля тяжёлых ядер. Однако данные о составе К. л. в этой области энергий пока весьма скудны. При align="absmiddle" width="118" height="17"> эВ спектр должен резко обрываться из-за ухода частиц в межгалактич. пространство и взаимодействия с фотонами . Поток частиц в области сверхвысоких энергий очень мал: на площадь 10 км 2 за год попадает в среднем не более одной частицы с эВ.

Для К. л. с эВ характерна высокая изотропия: с точностью до 0,1% интенсивность частиц по всем направлениям одинакова. При более высоких энергиях анизотропия растёт и в интервале эВ достигает неск. десятков % (рис. 3). Анизотропия ~ 0,1% с максимумом вблизи 19 ч звёздного времени соответствует преимущественному направлению движения К. л. вдоль силовых линий магн. поля галактич. спирального рукава, в к-ром находится Солнце. С ростом энергии частиц время максимума сдвигается к 13 ч звёздного времени, что соответствует наличию дрейфового потока К. л. с эВ из Галактики поперёк магнитных силовых линий.

4. Происхождение космических лучей

Из-за высокой изотропии К. л. наблюдения у Земли не позволяют установить, где они образуются и как распределены во Вселенной. На эти вопросы ответила радиоастрономия в связи с открытием космич. в диапазоне радиочастот Гц. Это излучение создаётся электронами очень высокой энергии при их движении в магн. поле Галактики.

Частота , на к-рой интенсивность радиоизлучения максимальна, связана с напряжённостью магн. поля Н и энергией электрона соотношением (Гц), где - питч-угол электрона (угол между вектором скорости электрона и вектором Н ). Магн. поле Галактики, измеренное неск. методами, имеет величину Э. В среднем, при Э и =0,5, эВ, т.е. радиоизлучающие электроны должны иметь такие же энергии, как и осн. масса К. л., наблюдаемых у Земли. Эти электроны, являющиеся одним из компонентов К. л., занимают протяжённую область, охватывающую всю Галактику и называемую галактич. гало. В межзвёздных магн. полях электроны движутся подобно др. заряженным частицам высокой энергии - протонам и более тяжёлым ядрам. Разница состоит лишь в том, что благодаря малой массе электроны, в отличие от более тяжёлых частиц, интенсивно излучают радиоволны и тем самым обнаруживают себя в удалённых частях Галактики, являясь индикатором К. л. вообще.

Кроме общего галактич. синхротронного радиоизлучения были обнаружены дискретные его источники: оболочки , ядро Галактики, . Естественно ожидать, что все эти объекты-источники К. л.

До начала 70-х гг. 20 в. многие исследователи считали, что К. л. с align="absmiddle" width="89" height="17"> эВ имеют в основном метагалактич. происхождение. При этом указывалось на отсутствие известных галактич. источников частиц с вплоть до 10 21 эВ и на трудности, связанные с проблемой их удержания в Галактике. В связи с открытием пульсаров (1967 г.) был рассмотрен ряд возможных механизмов ускорения до сверхвысоких энергий даже очень тяжёлых ядер. С другой стороны, полученные данные свидетельствуют о том, что наблюдаемые у Земли электроны образуются и накапливаются в Галактике. Нет никаких оснований думать, что протоны и более тяжёлые ядра ведут себя в этом отношении по-другому. Т.о., оправдывается теория галактич. происхождения К. л.

Косвенное подтверждение этой теории получено из данных о распределении по небесной сфере источников космич. гамма-излучения. Это излучение возникает за счёт распада -мезонов, к-рые образуются при столкновениях К. л. с частицами межзвёздного газа, а также вследствие тормозного излучения релятивистских электронов при их столкновениях с частицами межзвездного газа. Гамма-лучи не подвержены воздействию магн. полей, поэтому направление их прихода непосредственно указывает на источник. В отличие от наблюдаемого внутри Солнечной системы почти изотропного распределения К. л., распределение гамма-излучения по небу оказалось весьма неравномерным и подобным распределению сверхновых звёзд по галактич. долготе (рис. 4). Хорошее совпадение экспериментальных данных с ожидаемым распределением гамма-излучения по небесной сфере служит весомым доказательством того, что осн. источник К. л.- сверхновые звёзды.

Теория происхождения К. л. опирается не только на гипотезу о галактич. природе источников К. л., но и на представление о том, что К. л. длительное время удерживаются в Галактике, медленно вытекая в межгалактич. пространство. Двигаясь по прямой, К. л. покинули бы Галактику спустя неск. тысяч лет после момента генерации. В масштабах Галактики это время столь мало, что восполнить потери при такой быстрой утечке было бы невозможно. Однако в межзвёздном магн. поле с сильно запутанными силовыми линиями движение К. л. имеет сложный характер, напоминающий диффузию молекул в газе. В результате время утечки К. л. из Галактики оказывается в тысячи раз большим, чем при прямолинейном движении. Сказанное касается осн. части частиц К. л. (с эВ). Частицы с более высокой энергией, число к-рых очень мало, слабо отклоняются галактич. магн. полем и покидают Галактику сравнительно быстро. С этим, по-видимому, связан излом в спектре К. л. при эВ.

Наиболее надёжная оценка времени утечки К. л. из Галактики получается по данным об их составе. В К. л. в очень большом количестве (по сравнению со ср. распространённостью элементов) присутствуют лёгкие ядра (Li, Be, В). Они образуются из более тяжёлых ядер К. л. при столкновении последних с ядрами атомов межзвёздного газа (в основном водорода). Для того чтобы лёгкие ядра присутствовали в наблюдаемом количестве, К. л. за время их движения в Галактике должны проходить толщу межзвёздного вещества ок. 3 г/см. Согласно данным о распределении межзвёздного газа и остатков вспышек сверхновых звёзд, возраст К. л. не превышает 30 млн. лет.

В пользу сверхновых как осн. источника К. л., кроме данных радио-, рентгеновской и гамма-астрономии, говорят также оценки их энерговыделения при вспышках. Вспышки сверхновых сопровождаются выбросом огромных масс газа, образующих вокруг взрывающейся звезды большую ярко светящуюся и расширяющуюся оболочку (туманность). Полная энергия взрыва, к-рая уходит на излучение и кинетич. энергию разлёта газа, может достигать 10 51 -10 52 эрг. В нашей Галактике, по последним данным, сверхновые вспыхивают в среднем не реже одного раза в 100 лет. Если отнести энергию вспышки 10 51 эрг к этому промежутку времени, то ср. мощность вспышек составит ок. эрг/с. С другой стороны, для поддержания совр. плотности энергии К. л. ок. 1 эВ/см мощность источников К. л. при ср. времени жизни К. л. в Галактике лет должна быть не меньше 10 40 эрг/с. Отсюда следует, что для поддержания плотности энергии К. л. на совр. уровне достаточно, чтобы им было передано всего неск. % мощности вспышки сверхновой. Однако радиоастрономия позволяет непосредственно обнаружить только радиоизлучающие электроны. Поэтому ещё нельзя окончательно утверждать (хотя это представляется вполне естественным, особенно в свете достижений гамма-астрономии) , что при вспышках сверхновых генерируется также достаточное количество протонов и более тяжёлых ядер. В связи с этим не потеряли значения поиски и др. возможных источников К. л. Большой интерес в этом отношении представляют пульсары (где, по-видимому, возможно ускорение частиц до сверхвысоких энергий) и область галактич. ядра (где возможны взрывные процессы гораздо большей мощности, чем взрывы сверхновых). Однако мощность генерации К. л. галактич. ядром не превосходит, по-видимому, суммарной мощности их генерации при вспышках сверхновых. Кроме того, большая часть К. л., образованных в ядре, покинет диск Галактики раньше, чем достигнет окрестностей Солнца. Т.о., можно считать, что вспышки сверхновых явл. главным, хотя и не единственным источником К. л.

5. Механизмы ускорения космических лучей

Вопрос о возможных механизмах ускорения частиц до энергий ~ 10 21 эВ в деталях ещё далёк от окончат. решения. Однако в общих чертах природа процесса ускорения уже ясна. В обычном (неионизованном) газе перераспределение энергии между частицами происходит за счёт их столкновений между собой. В разреженной космич. плазме столкновения между заряженными частицами играют очень малую роль, а изменение энергии (ускорение или замедление) отдельной частицы обусловлено её взаимодействием с эл.-магн. полями, возникающими при движении всех окружающих её частиц плазмы.

В обычных условиях число частиц с энергией, заметно превышающей ср. энергию теплового движения частиц плазмы, ничтожно мало. Поэтому ускорение частиц должно начинаться практически от тепловых энергий. В космич. плазме (электрически нейтральной) не могут существовать сколько-нибудь значительные электростатич. поля, к-рые могли бы ускорять заряженные частицы за счёт разности потенциалов между точками поля. Однако в плазме могут возникать электрич. поля импульсного или индукционного характера. Импульсные электрич. поля появляются, напр., при разрыве нейтрального токового слоя, возникающего в области coприкосновения магн. полей противоположной полярности (см. ). Индукционное электрич. поле появляется при увеличении напряжённости магн. поля со временем (бетатронный эффект). Кроме импульсных полей начальная стадия ускорения может быть обусловлена взаимодействием ускоряемых частиц с электрическими полями плазменных волн в областях с интенсивным турбулентным движением плазмы.

В космосе, по-видимому, существует иерархия ускорительных механизмов, к-рые работают в различных комбинациях или в различной последовательности в зависимости от конкретных условий в области ускорения. Ускорение импульсным электрич. полем или плазменной турбулентностью способствует последующему ускорению индукционным (бетатронным) механизмом или мeханизмом Ферми.

Нек-рые особенности процесса ускорения частиц в космосе связаны с поведением плазмы в магн. поле. Космич. магн. поля существуют в больших объёмах пространства. Частица с зарядом Ze и импульсом p движется в магн. поле H по искривлённой траектории с мгновенным радиусом кривизны
,
где R = cp/Ze - магн. жёсткость частиц (измеряется в вольтах), - питч-угол частицы. Если поле мало изменяется на расстояниях, сравнимых с величиной , то траектория частицы имеет вид винтовой линии, навивающейся на силовую линию магн. поля. При этом силовые линии поля как бы прикреплены к плазме (вморожены в плазму) - смещение любого участка плазмы вызывает соответствующее смещение и деформацию силовых линий магн. поля, и наоборот. Если в плазме возбуждены достаточно интенсивные движения (такая ситуация возникает, напр., в результате взрыва сверхновой), то имеется много таких беспорядочно движущихся участков плазмы. Для наглядности их удобно рассматривать как отдельные плазменные облака, движущиеся друг относительно друга с большими скоростями. Осн. масса частиц плазмы удерживается в облаках и движется вместе с ними. Однако небольшое число частиц высокой энергии, для к-рых радиус кривизны траектории в магн. поле плазмы сравним с размером облака или превышает его, попадая в облако, не остаётся в нём. Эти частицы лишь отклоняются магн. полем облака, происходит как бы столкновение частицы с облаком в целом и рассеяние частиц на нём (рис. 5). В таких условиях частица эффективно обменивается энергией сразу со всем облаком. Но кинетич. энергия облака очень велика и в принципе энергия ускоряемой т.о. частицы может расти неограниченно, пока частица не покинет область с интенсивными движениями плазмы. Такова суть статистич. механизма ускорения, предложенного Э. Ферми в 1949 г. Аналогично происходит ускорение частиц при их взаимодействии с мощными ударными волнами (напр., в межпланетном пространстве), в частности при сближении двух ударных волн, образующих отражающие магн. "зеркала" (или "стенки") для ускоряемых частиц.

Все механизмы ускорения приводят к спектру К. л., в к-ром с ростом энергии число частиц убывает. На этом сходство механизмов кончается. Несмотря на интенсивные теоретич. и экспериментальные исследования, пока не найдено универсального механизма ускорения или комбинации механизмов, к-рые могли бы объяснить все особенности спектра и зарядового состава К. л. В случае, напр., импульсного электрич. поля Е скорость приращения жёсткости R определяется соотношением dR/dt = сЕ , т.е. не зависит от первоначальной магн. жёсткости частиц. При этом ускоряются все частицы в области действия поля E , их состав будет отражать состав исходной плазмы, а спектр иметь вид D(R) ~ exp-(R/R 0), где R 0 - характеристическая жёсткость спектра.

При ускорении плазменными волнами могут ускоряться частицы с энергией лишь в неск. раз больше тепловой. Число таких частиц не слишком мало, но условия ускорения будут существенно зависеть от сорта частиц, что должно вести к сильному изменению их состава по сравнению с составом исходной плазмы. Спектр ускоренных протонов, однако, и в этом случае может быть ~ exp-(R/R 0).

Бетатронный механизм, в основе к-рого лежит сохранение адиабатич. инварианта движения частицы = const, даёт степенной спектр и не избирателен по отношению к сорту частиц, но его эффективность пропорциональна магн. жёсткости частицы (dR/dt ~ R ), т.е. для его действия необходимо предварительное ускорение (инжекция).

Механизм ускорения Ферми даёт степенной энергетич. спектр , однако он избирателен по отношению к сорту частиц. Ускорение ударными волнами в космич. плазме также приводит к степенному энергетич. спектру, причём теоретич. расчёты дают показатель =2,5, что довольно хорошо соответствует наблюдаемой форме спектра К. л. Т.о., теория ускорения, к сожалению, допускает неоднозначный подход к интерпретации наблюдаемых спектров ускоренных частиц (в частности, солнечных К. л.).

Процессы ускорения импульсными электрич. полями вблизи нулевых линий магн. поля наблюдаются во время вспышек на Солнце, когда в течение неск. мин появляются частицы, ускоренные до энергии в неск. ГэВ. Вблизи пульсаров, в оболочках сверхновых звёзд в Галактике, а также во внегалактич. объектах - радиогалактиках и квазарах - этот процесс также может играть роль осн. механизма ускорения или, по крайней мере, роль инжектора. В последнем случае инжектируемые частицы ускоряются до макс. наблюдаемых в К. л. энергий в результате взаимодействий с волнами и с неоднородностями магн. поля в турбулентной плазме.

Наблюдения в различных масштабах (Галактика, Солнце, магнитосфера Земли и т.д.) показывают, что ускорение частиц происходит в космич. плазме всюду, где имеются достаточно интенсивные неоднородные движения и магн. поля. Однако в большом количестве и до очень больших энергий частицы могут ускоряться только там, где плазме сообщается очень большая кинетич. энергия. Это как раз и происходит в таких грандиозных космич. процессах, как вспышки сверхновых звёзд, активность радиогалактик и квазаров.

Наряду с огромной ролью К. л. в астрофизич. процессах, необходимо отметить их значение для изучения далёкого прошлого Земли (изменений климата, эволюции биосферы и т.д.) и для решения некоторых практич. задач современности (обеспечение радиац. безопасности космонавтов, оценка возможного вклада К. л. в метеоэффекты и т.п.).

Лит.:
Гинзбург В.Л., Сыроватский С.И., Происхождение космических лучей, М., 1963; Мирошниченко Л.И., Космические лучи в межпланетном пространстве, М., 1973; Дорман Л.И., Экспериментальные и теоретические основы астрофизики космических лучей, М., 1975; Топтыгин И, Н., Космические лучи в межпланетных магнитных полях, М., 1983.

(Л.И. Мирошниченко )

1. Космические лучи (КЛ) - это поток наряженных частиц высокой энергии приходящих к поверхности Земли приблизительно изотропно со всех направлений космического пространства. Различают первичные и вторичные Космические лучи.

Первичные КЛ приходят на Землю из косу0са Они включают в себя галактические КЛ, приходящие из галактического пространства, и солнечные КЛ, рождающиеся на Солнце во время вспышек.

Вторичные КЛ рождаются в земной атмосфере. Они образуются при взаимодействии первичных КЛ с атомами вещества атмосферы.

Открытие КЛ связат!0 с изучением электропроводности воздуха. В начале XX в. было надежно установлено, что ^У0" B0W, содержащийся даже в герметичном сосуде, всегда ионизирован После открытия естественной радиоактивности стало ясно, что источник иони­зации находится вне сосуда, содержащего воздух, и представляет собой радиоактивное излу­чение горных пород Значит с увеличением высоты ионизация воздуха должна уменьшатся.

В 1912 г австриец Виктор Гесс поднялся на воздушном шаре, имея электроскоп в герметично закрытом сосуд, давление воздуха в котором оставалось постоянным. Он обна­ружил что при подъеме на первые 600 м ионизация воздуха убывала. Но, начиная с 600 м, она стала возрастать чем выше тем быстрее. На высоте 4800 м концентрация ионов стала в 4 раза больше чем на уровне моря. Поэтому Гесс предположил, что на границу земной атмо­сферы из мирового пространства падает ионизирующее излучение очень большой проникаю­щей способности.

Позднее опыты приводились с шарами-зондами. Оказалось, что на высоте 8400 м ионизация в 10 раз больше чем на уровне моря.На высоте 20 км она достигает максимума, а с дальнейшим подъемом начинает уменьшаться. Это объясняется тем, что на высоте 20 км в результате взаимодействия (атмосферой первичных КЛ создается наибольшая концентрация вторичных ионизирующих частистиц.

2. Первичные космические лучи (ПКЛ) . Рассмотрим энергетический спектр, со­став, пробег и механизм ускорения частиц в ПКЛ

а . Энергия ПКЛ очень великa. У большинства частиц она превышает 10 ГэВ. Поэтому основная задана при детектировании частиц ПКЛ состоит в том, чтобы частицы затормози­лись в пределах детектора. Только в этом случае можно измерить их полную энергию.

Впервые энергетический спектр ПКЛ удалось непосредственно измерить на спутниках серии «Протон» в 1965-69 гг. Позднее эти измерения по­вторялись на спутниках Луны и Марса за пределами магнитного поля Земли. Энергия частиц ПКЛ изме­рялась с помощью ионизационного калориметра. Прибор представляет собой систему из слоев ядер­ных мишеней, фотопластинок и счетчиков. Взаимодействуя с ядрами мишени (тяжелый металл), космическая частица генерирует поток жест­ких γ -квантов. В слоях свинца эти γ - кванты поро­ждают мощные лавины ионизирующих частиц, ко­торые регистрируются в фотоэмульсиях и счетчиках. Если толщина слоев калориметра велика и все частицы лавины ос­таются в нем, то по их числу можно определить энергию пер­вичной космической частицы. Ионизационные калориметры имеют объем до нескольких куб. метров и массу до 20 тонн.

На рис.166 показана зависимость интенсивности I пото­ка частиц ПКЛ от их энергии Е в билогарифмическом масшта­бе. Интенсивность I выражена числом частиц, приходящихся на 1 м 2 земной поверхности из телесного угла 1 ср в 1 с. Энергия E указана в гигаэлектронвольтах (1 ГэВ = 109В).

В интервале энергий Е от 10 до 10 6 ГэВ энергетический спектр описывается эмпирической формулой I = АЕ - γ , еде А = 10 18 часгиц/м 2 ср-с, γ=1,6.

Суммарный поток ПКЛ равен примерно 104 частнц/м 2 ср с. Максимальная энергия ПКЛ доходит до 10 11 ГэВ Это значит что ПКЛ является уникальным источником сверхвы­соких энергий так как максимальная энергия, полученная на ускорителях, не превышает 10 5 ГэВ. Но частиц с энергией E> 10 6 ГэВ очень мало. На площадь 1 м 2 приходится в сред­нем одна такая частица в год.

Энергия ПКЛ имеет нетепловое происхождение. Так, внутри звезд средняя энергия частиц равна Еср = 3kT/2 = 3*1,4*10 -23 *10 9 /2 = 2,1*10 -14 Дж=0,1 МэВ. А средняя энергия час­тиц ПКЛ около Земли составляет 100 МэВ, то есть в 1000 раз больше. Значит, космические частицы разгоняются в каких-то астрофизических процессах электромагнитной природы.

б . Состав ПКЛ. Первичное космическое излучение в месте нахождения Солнечной системы изотропно по направлению и постоянно по времени. По составу ПКЛ подразделяет­ся на следующие группы.

р- группа. Содержит ядра водорода -протоны 1 1 р, дейтроны 2 1 D, тритоны 3 1 Т

α-группа. Содержит ядра гелия 4 2 Не, 3 2 Не.

L - группа (от англ. light - легкий). Содержит легкие ядра лития, бериллия и бора.

М-группа (mesolight - средне легкий). Содержит ядра от углерода С до фтора F.

H - группа (heavy - тяжелый). Содержит тяжелые ядра от неона Ne до калия К.

VH - группа (very heavy - очень тяжелый). Содержит ядра от кальция Са (Z=20) до цинка Zn (z=30).

SH группа (superheavy - сверхтяжелый). Содержит- ядра, начиная с галлия Са

Е - группа. Содержит электроны е и позитроны е + .

В отличие от содержания элементов в среднем во Вселенной в ПКЛ наблюдается повышенное содержание средних и тяжелых ядер: группы средних ядер L - в 150 000 раз, группы Н- 2,5 раза, группы VH - в 60 раз, группы SH-н 14 раз.

Особенно выделяется содержание ядер в группе L. Можно предположить, что ядра группы L возникают в ПКЛ как результат столкновения ядер с z> 6 с частицами межзвезд­ного газа, состоящего в основном из водорода и гелия. В результате реакции фрагментации тяжелые ядра дробятся и получаются ядра группы L. Если принять эту гипотезу, то можно оценить средний путь, проходимый космической частицей от места ее рождения до Земли.

в . Средний пробег частиц в ПКЛ. Пусть космический газ из ядер водорода равно­мерно заполняет космическое пространство. Из источника, генерирующею тяжелые части­цы, масса которых больше массы ядер группы вдоль оси OA1 распространяется параллель­ный пучок частиц. При столкновении тяжелых частиц с ядрами водорода образуются легкие ядра группы I., движущиеся в том же направлении.

В результате дробления тяжелых частиц интенсивность I т пучка тяжелых частиц

должна убывать с расстоянием по закону Бугера, I т = I т0 ехр(-σNx), (25.2) где I то - начальная интенсивность пучка тяжелых частиц, N - концентрация ядер во­дорода в космическом газе. σ – эффективное сечение ядерной реакции фрагментации с образованием ядер группы L.Пусть в каждом столкновении при исчезновении тяжелой частицы появляется только одна легкая частица группы L. Интенсивность потока частиц I будет нарастать с расстояни­ем по закону I e , = I 0 - I т = I т . (25.3) Отношение интенсивности легких и тяжелых частиц в ПКЛ должно увеличиваться с расстоянием I л /I т = /еxp(-σNx)= еxp(-σNx)-1

Обозначив отношение I л /I т = n, получаем: х = 1п(n + l)/σN. (25.5). Отношение n= I л /I т = 15/(52+15+4)=1/5=0,2. Из астрофизических оценок концентрация пылинок - ядер водорода в космосе при­мерно равна 1 частице в 1 см 3 , так что n = 10 6 м -3 . Эффективное сечение реакций фрагмента­ции, наблюдавшихся в земных условиях, позволяет принять значения σ= 10 -30 м 2 . Отсюда x = ln(1,2)/10 -30 *10 6 =2*10 23 м.

Космические расстояния в астрофизике выражаются обычно в парсеках. По опреде­лению, один парсек - это расстояние, с которого диаметр земной орбиты (150 млн.км) ви­ден под углом 1 секунда. Парсек - это очень большое расстояние, 1 пс = 3*10 16 м. Выражен­ный в парсеках, пробег частиц ПКЛ до Земли составляет х =7000 кпс.

Астрофизическими исследованиями установлено, что наша галактика имеет форму двояковыпуклой линзы диаметром 25 кпс и толщиной до 2 кпс, окруженной космическим газовым Гало в форме шара.Сравнение полученного в оценках значения х с размером Галактики показывает, что х =7000 кпс во много раз

больше не только диаметра Галактики (25 кпс), но и диаметра Гало (30 кпс). Отсюда следует, что ПКЛ рождаются за пределами нашей Галактики.

По-видимому, такой вывод не верен. Во-первых, предпола­галось, что в каждой реакции фрагментации рождается лишь одна частица группы L. На самом деле рождаться их может больше. По­этому нарастание потока частиц группы L может происходить бы­стрее и на меньшем расстоянии х. Во-вторых, предполагалось, что во всех столкновениях направление движения частиц не меняется. Но это не так. Характер движения частиц ПКЛ больше приближается к движению броуновских частиц. Их траекто­рия есть ломаная линия. Поэтому частицы ПКЛ могут проходить гораздо большие пути внутри Галактики по сравнению с ее размерами.

Более строгие оценки приводят к выводу, что внутри Галактики рождается не менее 90 % частиц ПКЛ (галактические лучи). И лишь около 10 % частиц ПКЛ приходит из-за пределов Галактики (метагалактические лучи). Из-за диффузного характера движения космиче­ских частиц стирается информация о положении источников заряженных частиц. Поэтому космическое излучение за исключением квантов ЭМ-поля изотропно.

г . Механизм ускорения частиц ПКЛ . Наиболее вероятна гипотеза Ферми. Он предположил, что при взрывах сверхновых звезд образуются протяженные намагниченные обла­ка плазмы, разбегающиеся от эпицентра взрыва с громадными скоростями. Заряженные час­тицы при встречных столкновениях с такими облаками отражаются от них. В соответствии с законом сохранения импульса, абсолютная радиальная составляющая скорости частицы увеличивается при этом на удвоенную скорость движения облака, υ 2 R = - υ 1 R + 2υ 0 . Если частица догоняет обла­ко, то ее скорость уменьшается. Но такими частицами могут быть лишь те, что родились внутри звезды. А для тех частиц, что находятся снаружи звезды, реализуются встречные движения. Поэтому кинетическая энергия космических частиц со временем растет.

3. Происхождение ПKJI . Можно выделить 4 основных источника ПКЛ: новые звезды,

сверхновые, пульсары, квазары.

а. Новые звезды (НЗ) - это тесные двойные звездные системы с суммарной массой 1-5 масс Солнца, вращающиеся око­ло общего центра масс. До вспыш­ки они имеют визуальную звездную величи­ну 4-5 единиц.

Во время вспышки в течение 1-100 земных суток их светимость увеличивается в 100-1000000 раз. После чего в течение не­скольких лет ослабевает до первоначальной величины. За время вспышки НЗ излучает около 10 38 Дж энергии. Через несколько лет после вспышки на месте НЗ обнаруживается сферическая газовая оболочка с радиальной скоростью расширения = 1000 км/с. Масса обо­лочки около 0,01 массы Солнца, ее кинетическая энергия около 10 39 Дж.

Причина вспышки НЗ в том, что в двойной системе происходит аккреция - перетека­ние вещества с холодного красного карлика на горячий белый карлик. В результате в горячей звезде нарушается равновесие между гравитационными силами, с одной стороны, и силами оптического и газокинетнческого давления, с другой. Это приводит к взрыву горячей звезды.

Вспышки НЗ - частое явление. В год в нашей Галактике вспыхивает 100-200 НЗ. Они не носяг катастрофического характера и повторяются у некоторых звезд через месяцы и го­ды. Некоторая доля частиц ПКЛ может происходить из оболочек НЗ.

б. Сверхновые звезды (СНЗ) . Так называются звезды, светимость которых во время вспышки становится соизмеримой со светимостью галактики, к которой она принадлежит. Так, СНЗ 1885 г, в туманности Андромеды имела светимость всей галактики. Количество энергии, излучаемой во время вспышки СНЗ, порядка 10 44 Дж. Оно в миллион раз больше энергии вспышки НЗ. В пашей Галактике одна СНЗ вспыхивает в среднем раз за 300 лет. По­следнюю СНЗ наблюдал Кеплер в 1604 г. (СНЗ Кеплера).

Максимальная светимость СНЗ 1-3 недели. Сбрасываемая звездой оболочка имеет массу до Ю.масс Солнца и скорость до 20 000 км/с. Из этих оболочек также берут свое нача­ло многие частицы ПКЛ. После взрыва СНЗ на их месте обнаруживаются туманности и пульсары. На сегодня найдено около 90 остатков СНЗ. Можно предположить, что в основе механизма образования СНЗ лежит закономерность: чем больше масса атомных ядер, тем при более высокой температуре идет реакция их термоядерного синтеза.

При возникновении протозвезды из газопылевой туманности все пространство туман­ности заполнено водородом. Из-за гравитационного сжатия облака температура постепенно повышается. При достижении температуры Т=10 7 К начинается вялотекущая реакция син­теза протонов в дейтроны. Запускается протон-протонный цикл.

Протозвезда разогревается до свечения и превращается в звезду. Гравитационные си­лы уравновешиваются силами светового газокинетического давления. Сжатие приостанавли­вается. На период горения водорода устанавливается относительное равновесие.

После того, как основная масса водорода превратится в гелий, звезда начинает осты­вать, световое давление быстро уменьшается. Реакция синтеза гелия не запускается, по­скольку температура Т 1 не достаточна для синтеза ядер гелия. В процессе гравитационного сжатия звезды ее температура постепенно растет. Силы гравитации увеличиваются прямо

пропорционально l/r 2 , потому при достижении температуры Т 1 равновесие не наступает, поскольку температуре Т 1 соответствует в этом случае уже меньший объем звезды. Сжатие и рост температуры продолжаются, и при некоторой температуре Т 2 =10 8 K запускается реак­ция синтеза ядер гелия: 3 4 2 He-> 12 6 С + 7,22Мэв (τ = 10 лет), и далее: (25.6)

4 2 Нe + 12 8 С-> 16 8 О + γ, 4 2 He + 16 8 O-> 20 10 Ne+ γ, 4 2 He+ 20 10 Ne -> 24 12 Mg. (25.7)

После выгорания гелия образуется плотное ядро звезды, содержание ядра углерода С-12, кислорода 0-16, неона Ne-20, Maгния Mg-24. Далее ход эволюции звезды может проте­кать подобным же образом. При некоторой температуре Т 3 > Т 2 возбуждается реакция синте­за ядер углерода-магния. Этот цикл должен завершится образованием ядер кремния Si-26 и фосфора Р-31.

И, наконец, при температуре Т 4 > Т 3 может возбудиться последний этап экзотермиче­ской реакции синтеза ядер кремния и фосфора, который должен завершится образованием ядер 56 26 Fe, 59 27 Со, 57 28 Ni.

Это идеализированная схема. На самом деле эти процессы могут перекрываться. В центре звезды могут идти реакции синтеза более тяжелых ядер при более высокой темпера­туре, а на периферии - реакции синтеза менее тяжелых ядер при меньших температурах. И в большинстве случаев эволюция звезды проходит спокойно. Но иногда возникает такое соче­тание массы, состава, размеров и других параметров звезды, что равновесие нарушается. Под действием гравитации вещество звезды стремительно надает к центру, возникает коллапс звезды. Высокие плотность, температура и давление в ядре звезды могут привести в некото­рых случаях к быстрому выделению огромных энергий. Например, в результате такой реак­ции: 16 8 O+ 16 8 O= 32 16 S+16,5 МэВ. (25.8)

Звезда взрывается, рождая сверхновую. Если учесть энергию взрыва СНЗ Е= 10 44 Дж и частоту их повторений, то получается, что для поддержания средней плотности энергии ПКЛ достаточно 1 % взрыва СНЗ.

в . Пульсары (пульсирующие источники радиоизлучения) - это небольшие, до 20 км в диаметре нейтронные звезды, возникшие в результате быстрого гравитационного сжатия остатков сверхновых звезд. Плотность нейтронных звезд достигает 1012 кг/м 3 , что близко к плотности вещества атомных ядер.

В результате сжатия остатков звезды индукция маг­нитного ноля на поверхности достигает огромных величин порядка 10 9 Тл. Для сравнения: максимальная индукция маг­нитного поля, полученная в физическом эксперименте (в им­пульсных соленоидах) не превышает 10 2 Тл. Из-за малых размеров скорость вращения нейтронных звезд может дости­гать 1000 Гц. Такая быстро вращающаяся магнитная звезда индуцирует вокруг себя вихревое электрическое поле. Это поле ускоряет частицы окружающей пульсар плазмы до высоких энергий. Ядра укоряются до 10 20 эВ, электроны - до 10 12 эВ. Уйдя от пульсара, эти быстрые частицы пополняют состав ПКЛ.

Влетающие из космоса в магнитное поле пульсара заряженные частицы закручивают­ся вокруг силовых линий, испуская синхротронное излучение в радиодиапазоне. Особенно сильно это излучение в направлении магнитных полюсов. Поскольку ось вращения пульсара не совпадает с магнитной осью, то пучок радиоизлучения описывает конус. Если в стенке этого конуса оказывается Земля, то на ней периодически регистрируется сигнал в то момент, когда полярный пучок радиоизлучения пересекает Землю.

Из-за потери энергии период пульсаров увеличивается. Поэтому чем моложе пульсар, Тем выше частота его вращения. В настоящее время известно несколько сот пульсаров, их периоды от 0,033 с до 4,8 с.

г. Квазары (сокращенно от англ. quasi-stellar radio source) - квазизвезды, подобные звездам. Они похожи на звезды по оптическому виду и схожи с туманностями по характеру спектров. В спектрах квазаров наблюдается огромное красное смещение, в 2-6 раз превы­шающее наибольшее из известных в Галактике. В видимом диапазоне, например, наблюда­ется головная УФ-линия серии Лаймана (Д= 121,6 нм в системе отсчета излучающего газа).

Определив по формуле доплеровского смещения частоты ν=ν 0 √((1±β)/(1-+β)), где β=υ/с, радиальную скорость υ квазара относительно Земли, и воспользовавшись эмпирическим законом Хаббла υ = Нr, где H=1,3-10 -18 c -1 - постоянная Хаббла, можно вычислить расстояние до квазара г. Расстояния до квазара оказались гигант­скими. Их порядок г~10 10 пс. Это в миллион раз больше размеров нашей Галактики. Блеск квазаров меняется с периодом Т около 1 часа. Так как поперечник квазара не может превышать с*Т, где с - скорость света в вакууме, то получается, что размер квазаров невелик, не более диаметра орбиты Урана (4*10 12 м). С учетом большой удаленности кваза­ров выходит, что они должны излучать гигантскую мощность порядка 10 45 Вт, сравнимую с Галактиками, в относительно малом объеме пространства. Такие сверхмощные объекты должны выбрасывать в космос потоки частиц высокой энергии. Энергетический механизм квазаров неясен. При столь огромном расходе энергии активная стадия квазаров должна ограничиваться 10 тыс.лет. К настоящему времени среди оптических объектов около 200 считаются квазарами.

4. Солнечные космические лучи. Солнце - ближайшая к Земле звезда. Эта звезда находится в стационарном состоянии и поэтому не является сколько-нибудь заметным ис­точником ПКЛ в масштабах Галактики. Но поскольку Земля находится очень близко к Солн­цу, она оказывается в зоне досягаемости истекающей из Солнца плазмы - солнечного ветра. Состоит солнечный ветер из протонов и электронов. Он зарождается в восходящих газоди­намических потоках - факелах в слое фотосферы и развивается в хромосфере.

Энергия частиц солнечного ветра но сравнению с галактическими лучами очень мала: у электронов Е≈10 4 эВ, у протонов не более 10 11 Н эВ. Во время активизации взрывных про­цессов на поверхности Солнца (период солнечной активности) концентрация частиц в сол­нечном ветре на земной орбите в сотни раз превышает концентрацию частиц в галактических лучах. Поэтому влияние солнечного ветра на земные процессы в период солнечной активно­сти существенно заметнее по сравнению с галактическими лучами. В это время нарушается радиосвязь, возникают геомагнитные бури и полярные сияния. Но в среднем вклад солнеч­ных космических лучей на Землю невелик. Он составляет по интенсивности 1-3 %.

5. Вторичные космические лучи - это поток частиц, рождающихся при взаимодей­ствии ПКЛ с веществом земной атмосферы. Часто прохождение частицы в веществе характеризуют средним пробегом ее l до взаимодействия с ядром среды. Нередко средний пробег выражают массой вещества в стол­бе площадью 1 см 2 и высотой l. Так, вся толщина земной атмосферы составляет 1000 г/см 2 . У протонов пробег l соответствует 70-80 г/см 2 , у α-частиц - 25 г/см 2 , у более тяжелых ядер эта величина еще меньше. Вероятность достижения протоном земной поверхности находится из закона Бугера. I/I 0 =ехр(-x/l)=ехр(-1000/70)≈10 -7 . Из 10 млн. первичных протонов до Зем­ли дойдет лишь один. У α -частиц и ядер это число еще меньше. Во вторичных космических лучах выделяют 3 компоненты: ядерно-активную (адронную), жесткую (мюонную) и мягкую (электронно-фотонную).

а. Ядерно-активная компонента содержит протоны и нейтроны, возникающие при взаимодействии протонов и других частиц ПКЛ высокой энергии Е 0 >1 ГэВ с ядрами ато­мов земной атмосферы, в основном, азота N и кислорода О. При ударе частицы о ядро при­мерно половина ее энергии тратиться на выбивание из ядра нескольких нуклонов с энергия­ми Е≈0,2 ГэВ, на возбуждение конечного ядра и на множественное рождение релятивиских частиц. В основном это пионы π + , π 0 , π - . Их число в расчете на первичный протон с энер­гией E 0 ≈0,2 ГэВ может доходить до 10. Возбужденное ядро, распадаясь, испускает еще несколько нуклонов или α-частиц. Рождающиеся нуклоны и первичная частица, взаимодействуя с ядрами атмосферы, приводят к развитию ядерного каскада. Появляющиеся в каждом акте столкновения протоны и другие малоэнергичные зараженные частицы в результате ионизационных потерь быстро замедля­ются и поглощаются. Нейтроны же участвуют в дальнейшем размножении ядерно-активных частиц вплоть до самых низких энергий.

б. Жесткая (мюонная) компонента рождается в ядерном каскаде из заряженных пионов с энергией Е≤100 ГэВ, распадающихся по схеме: π ± →μ ± + ν μ (ṽ μ), где μ ± - заряженные мюоны. Их масса покоя 207m e , а среднее время жизни в собственной системе отсчета τ 0 =2*10 6 с; ν м (ṽ м) - мюонное нейтрино (антинейтрино). Мюоны, в свою очередь, распадаются по схеме: μ - →e - *ṽ, μ + →e + *ν. Так как скорости мюонов близки к скорости света, то в соответствии с теорией отно­сительности среднее время их жизни в системе отсчета, связанной с Землей, оказывается достаточно большим. В результате мюоны успевают пройти всю атмосферу и даже около 20 м грунта. Это обусловлено еще и тем, что мюоны и тем более нейтрино слабо взаимодей­ствуют с веществом. Потому-то поток мюонов и нейтрино и называют жесткой или прони­кающей компонентой вторичных космических лучей.

е. Мягкая (электронно-фотонная) компонента. Ее основной источник - нейтраль­ные пионы π 0 , образующиеся в ядерном столкновении. По сравнению с заряженными пиона­ми π + и π - , время жизни которых 2*10 -6 с, нейтральные пионы распадаются быстрее, их сред­нее время жизни τ=1,8*10 -16 с. От места своего рождения π 0 -пион успевает уйти на ничтож­ное расстояние x≈c*τ= 3*10 8 *1,8*10 -16 = 5*10 -8 м и распадается на два γ-кванта высокой энер­гии: π0 → γ + γ. Эти энергичные γ-кванты в поле ядер распадаются на электрон-позитронные пары, γ→ e - + e + .Каждый из образующихся электронов обладает большой скоростью и при столкнове­нии с ядрами испускает тормозные γ-кванты, e - → e - + γ.. И так далее. Возникает лавино­образный процесс.

Нарастание числа электронов, позитронов и γ-квантов будет происходить до тех пор, пока энергия частиц не уменьшиться до величины 72 МэВ. После этого преобладающие по­тери энергии приходятся па ионизацию атомов у частиц и на комптоиовское рассеяние у γ-квантов. Рост числа частиц в ливне прекращается, а его отдельные частицы поглощаются. Максимальное развитие мягкой компоненты происходит на высоте около 15 км.

При очень больших энергиях первичных частиц E 0 >. 10 5 ГэВ электронно-фотонные каскадные лавины в земной атмосфере приобретают специфические черты широких атмо­сферных ливней. Развитие такого ливня начинается на высоте 20-25 км. Общее число частиц может достигать 10 8 -10 9 . Гак как одна частица в ливне приходится примерно па энергию 1 ГэВ, то из числа частиц в ливне можно оценить энергию первичной частицы.

Существование таких каскадных ливней открыл в 1938 г. француз Пьер Oже. Поэто­му их называют часто ливнями Оже.

КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ (КЛ) - поток заряж. частиц высокой энергии, преим. протонов, приходящих к Земле приблизительно изотропно со всех направлений космич. пространства. Внутрь Солнечной системы КЛ попадают в основном из межзвёздного пространства от источников, расположенных в пределах нашей Галактики,- галактические КЛ (ГКЛ): самые энергичные частицы имеют, по-видимому, внегалактич. происхождение - метагалактичсские КЛ; нек-рая доля КЛ приходит от Солнца после мощных солнечных вспышек - солнечные КЛ (СКЛ). Названные КЛ являются первичными. При вхождении в атмосферу Земли, сталкиваясь с ядрами атомов воздуха, они образуют большое количество вторичных частиц (протонов, электронов, мезонов, фотонов и др.) - вторичные КЛ, к-рые затем регистрируются приборами на Земле.

Общая характеристика КЛ . Существование КЛ было установлено в 1912 В. Гессом (V. Hoss) по производимой ими воздуха; возрастание ионизации с высотой доказывало их внеземное происхождение; отклонение КЛ в магн. поле [Р. Милликен (R. A. Millikan), 1923; Д. В. Скобельцын, 1927: С. Н. Вернов, 1935] показало, что первичные КЛ представляют собой поток заряж. частиц.

КЛ напоминают сильно разреженный газ, частицы к-рого практически не сталкиваются друг с другом, по взаимодействуют с веществом и эл--магн. полями межзвёздного и межпланетного простраиства. Ядра атомов разл. элементов, входящие в состав КЛ, полностью лишены электронов и обладают огромными кинетич. энергиями (вплоть до 10 20 эВ). Хотя суммарный поток первичных КЛ на границе с атмосферой Земли невелик (1 частица/см 2* с), ср. плотность их энергии (1 эВ/см 3) сравнима со ср. плотностью лучистой энергии звёзд в межзвёздной среде, энергии теплового движения межзвёздного газа и кинетич. энергии его турбулентных движений, а также со ср. плотностью энергии магн. поля Галактики.

Важная особенность КЛ - нетепловое происхождение их энергии. Действительно, при темп-ре 10 9 К, характерной, по-видимому, для звёздных недр, энергия теплового движения частиц не превышает 10 5 эВ. Осн. же масса частиц КЛ, наблюдаемых у Земли, имеет энергии от 10 8 эВ и выше. Это означает, что КЛ приобретают энергию в специфич. астрофизич. процессах эл--магн. и плазменной природы.

Изучение КЛ даёт ценные сведения об эл--магн. условиях в разл. областях космич. пространства. Круг вопросов, связанных с изучением происхождения КЛ, их состава, спектра, временных вариаций, их роли в астрофиз. явлениях, составляет космофизический аспект КЛ.

С др. стороны, КЛ незаменимы в качестве естеств. источника частиц высокой энергии при изучении элементарной структуры вещества и взаимодействий между . Исследования такого рода относятся к ядерно-физическому аспекту КЛ. Именно детальное изучение зарядов и масс вторичных КЛ привело к открытию позитронов (1932), мюонов (1937), - и К-мезонов (1947), а также А 0 -, -гиперонов. Исследования КЛ в ядерно-физ. аспекте продолжаются в основном с целью определения характеристик элементарного акта ядерного взаимодействия при энергиях >10 15 эВ; кроме того, они дают информацию об интенсивности, спектре и анизотропии частиц при 10 15 -10 20 эВ, что очень важно для поиска источников КЛ и механизмов их ускорения. КЛ ещё долго будут оставаться уникальным источником частиц сверхвысоких энергий, т. к. на самых мощных совр. ускорителях макс. достигнутая энергия пока не превышает 10 14 эВ.

Методы наблюдения КЛ . Из-за огромного энергетич. диапазона КЛ (10 6 -10 20 эВ) методы их регистрации и наблюдения очень разнообразны. Это и наземные счётчиковые установки большой площади для регистрации т. н. широких атм. ливней (см. ниже), и мировая сеть нейтронных мониторов, и счётчиковые телескопы, ионизац. камеры, фотоядерные эмульсии, поднимаемые на аэростатах, геофизич. ракетах, на ИСЗ и межпланетных автоматич. станциях. С развитием космич. техники и радиохимич. методов стало возможным изучать характеристики КЛ по радиоизотопам и трекам, образуемым ими в метеоритах, лунном грунте и т. п.

Используются также косвенные методы изучения КЛ - по наблюдениям радиоизлучения космич. электронов, по данным о гамма-излучении от распада нейтральных пионов, образуемых КЛ в межзвёздном пространстве, по эл--магн. солнечных вспышек, по эффектам ионизации, вызываемым КЛ в ниж. части Земли (особенно в полярных широтах при вторжении СКЛ) и др.

Состав космических лучей . Более 90% частиц КЛ всех энергий составляют протоны, 7% - ядра гелия (-частпцы) и лишь небольшая доля (1%) приходится на ядра более тяжёлых элементов (эти цифры относятся к частицам с энергией 2,5 ГэВ/нуклон). Относит. содержание ядер элементов в КЛ приведено в таблице.

Относительное среднее содержание ядер элементов в КЛ, на Солнце и в звёздах

	Элемент			Солнце	Звёзды
	15 P- 21 SC
	16 S - 20 Ca
	22 Ti - 28 Ni

* Данные наблюдений для интервала энергий =1 - 20 Мэв/нуклон, остальные цифры в этой колонке относятся к >40 МэВ/нуклон. Точность значений 10-50%. ** Количество ядер кислорода принято за единицу.

Такой состав КЛ приблизительно соответствует ср. распространённости элементов во Вселенной с двумя существенными отклонениями: в КЛ значительно больше лёгких ядер (Li, Be, В) и тяжёлых ядер с Z 20. Большое количество ядер Li, Be, В по сравнению со ср. распространённостью связано, вероятно, с расщеплением тяжёлых ядер при столкновениях с ядрами атомов межзвёздной среды. Из наблюдаемого количества ядер лёгкой группы и изотопного состава ядер Be получены оценки расстояния, проходимого КЛ в межзвёздной среде (3 г/см 2 , или 3*10 25 см), и времени жизни КЛ в Галактике (10 8 лет). КЛ содержат также 1% релятивистских электронов с энергиями 1 ГэВ, а также позитроны, причём наблюдаемое отношение их интенсивностей составляет 0,1. В 1979- 1981 получены эксперим. свидетельства того, что в КЛ значит. количество антипротонов (10 -4 по отношению к протонам).

Энергетический спектр имеет вид немонотонной кривой с максимумом при 300-500 МэВ/нуклон и минимумом при =20-30 МэВ/нуклон (рис. 1). Уменьшение интенсивности КЛ при 400 МэВ/нуклон объясняют модуляцией, оказываемой межпланетными магн. полями, переносимыми солнечным ветром, хотя вид первичного спектра за пределами Солнечной системы неизвестен. Характерный провал в спектре в интервале 10-40 МэВ - вероятно, результат наиболее эфф. рассеяния частиц на неоднородностях межпланетного магн. поля.

Рис. 1. Дифференциальный спектр космических лучей (протонов) с e k 10 ГэВ в межпланетном пространстве вблизи орбиты Земли в 1965.

В области энергий левее минимума (10 МэВ) спектр испытывает сильные и частые нерегулярные вариации, вызванные потоками СКЛ. Энергетич. спектр СКЛ у Земли сильно меняется от вспышки к вспышке, имеет приблизительно степенной характер с показателем степени 3-7 (см. Солнечные космические лучи ).В спокойные периоды, когда потоки СКЛ обладают минимальной интенсивностью и относительно стабильны, в межпланетном пространстве существует квазистационарный фон малоэнергичных КЛ со спектром, показанным на рис. 1 (левее минимума).

Ниж. граница энергии СКЛ неопределённа и составляет 10 6 эВ. Верх. предел энергии СКЛ 2 10 9 эВ; имеются отд. указания о регистрации солнечных протонов с энергией до 10 10 эВ.

В области энергий выше 10 10 эВ дифференц. спектр уже не подвержен модуляции и хорошо описывается степенной ф-цией с показателем степени 2,7 вплоть до 10 15 эВ. При 10 15 эВ в спектре имеется излом, спектр становится более крутым (g3,2). В области e к 10 18 эВ форма спектра известна плохо, но есть указания на то, что спектр вновь становится более пологим. При e k 10 19 -10 20 эВ спектр должен резко обрываться из-за ухода частиц в межгалактич. пространство и взаимодействия с фотонным реликтовым излучением . Поток частиц сверхвысоких энергий очень мал: на площадь 10 км 2 за год попадает в среднем не более одной частицы e к 10 20 эВ.

Форма энергетич. спектра a-частиц и более тяжёлых ядер близка к форме спектра протонов; это означает, что хим. состав КЛ слабо зависит от энергии, однако данные о составе КЛ в области высоких энергий весьма скудны. Спектр электронов при достаточно высоких энергиях также близок к степенному с =2,7.

Вариации КЛ . Проникая в Солнечную систему, первичные ГКЛ вступают во взаимодействие с межпланетным магн. полем гелиосферы, к-рое формируется плазмой, движущейся радиально от Солнца (солнечный ветер ).В Солнечной системе устанавливается равновесие между конвективным потоком КЛ, выносимым солнечным ветром наружу, и потоком, направленным внутрь системы. Влияние межпланетного поля "чувствуют" частицы сравнительно небольших энергий (e к 10 10 эВ), ларморовский радиус к-рых сравним с размерами неоднородностей межпланетного магн. поля. Параметры гелиосферы изменяются с изменением солнечной активности в течении 11-летнего цикла, и в ГКЛ наблюдается модуляция интенсивности, наз. 11-летней вариацией. Интенсивность КЛ изменяется в противофазе с солнечной активностью. Амплитуда вариаций различна для разных энергий, а интегральный поток ГКЛ меняется приблизительно в два раза.

Кроме 11-летней наблюдаются ещё 27-дневная, солнечно-суточная вариации, Форбуша эффект и др. 27-дневная вариация КЛ с амплитудой 10% в межпланетном пространстве на орбите Земли соответствует периоду вращения Солнца и обусловлена асимметрией потока магн. неоднородностей в солнечном ветре. Солнечно-суточная вариация с амплитудой 2% связана с суточным вращением Земли и обусловлена различием свойств солнечного ветра в направлении на Солнце и в антисолнечном направлении. Эффект Форбуша представляет собой кратковрем. понижение интенсивности КЛ (на 50% в межпланетном пространстве и до 25-30% на поверхности Земли), обычно связанное с геомагн. бурей. Этот эффект вызывается рассеянием ГКЛ магн. полями, переносимыми солнечными корпускулярными потоками после вспышек на Солнце, когда поля оказываются у Земли и как бы ""закрывают"" её от КЛ.

Исследования вариаций ГКЛ и СКЛ позволили оценить напряжённость квазирегулярного межпланетного магн. поля (ср. значение на орбите Земли 10 -6 Гс). Неоднородности межпланетного магн. поля имеют характерные размеры 10 10 -10 11 см (для сравнения -диаметр Земли равен 1,28*10 9 см). Вариации КЛ дают уникальную возможность исследовать свойства солнечного ветра перпендикулярно плоскости эклиптики на больших расстояниях от Солнца. Исследования вариаций КЛ помогают в изучении свойств земной магнитосферы (определение параметров кольцевого тока, возникающего при развитии геомагн. бури), ионосферы (образование ионизованного слоя за счёт ГКЛ и усиленная ионизация в полярной ионосфере во время вспышек СКЛ).

Попадая в магн. поле Земли, ГКЛ отклоняются от первонач. направления вследствие действия на них Лоренца силы . На заданную широту вблизи Земли с данного направления приходят частицы только с энергией, превышающей нек-рое пороговое значение. Этот эффект наз. геомагн. обрезанием. Отклоняющее действие магн. поля проявляется тем сильнее, чем меньше геомагн. широта места наблюдения. Так, напр., с вертикального направления на экватор попадают протоны только с энергией e k 1,5*10 10 эВ, на геомагн. широту 51° - с энергией e к 2,5*10 9 эВ. Поскольку ГКЛ имеют падающий спектр, их интенсивность на экваторе меньше, чем на высоких широтах,- т. н. широтный эффект КЛ.

Взаимодействие КЛ с атмосферой Земли . Попадая в атмосферу Земли, высокоэнергичные первичные КЛ (протоны и др. ядра) испытывают столкновения с ядрами атомов воздуха (в основном азота и кислорода). В результате взаимодействия происходит расщепление ядер и рождение нестабильных элементарных частиц (т. н. множественные процессы) . Ср. пробег до ядерного взаимодействия в атмосфере для протонов 80 г/см 2 , что составляет часть всей толщи атмосферы, следовательно, протон успеет неск. раз вступить во взаимодействие с ядрами атомов воздуха. Поэтому вероятность дойти до уровня моря у первичных КЛ крайне мала. На больших глубинах в атмосфере регистрируется вторичное излучение, разделяемое в соответствии с природой и свойствами на ядерно-активную, мюонную и электронно-фотонную компоненты (рис. 2).

В элементарном акте взаимодействия первичной частицы КЛ с ядрами атомов воздуха рождаются почти все известные элементарные частицы, среди к-рых гл. роль играют -мезоны, как заряженные, так и нейтральные. Нуклоны и не успевшие распасться -мезоны образуют ядерно-активную компоненту вторичного излучения. Взаимодействуя с ядрами атомов воздуха, они, подобно первичной частице КЛ, рождают новые каскады частиц до тех пор, пока их энергия не снизится до 10 9 эВ. На уровне моря остаётся менее 1% ядерно-активных частиц.

Мюонная и нейтринная компоненты образуются при распаде заряженных-мезонов

Высокоэнергичные мюоны взаимодействуюг с веществом, поэтому они доходят до уровня моря и проникают глубоко под землю. Нейтроны и мюоны вторичного излучения постоянно регистрируются сетью наземных станций. На основе этих измерений исследуются вариации интенсивности первичных КЛ.

Рис. 2. Схема взаимодействия космических лучей с атмосферой Земли: 1 - электронно-фотонная, 2 - мюонная, 3 - нуклонная компоненты.

Возникновение электронно-фотонной компоненты связано с распадом -мезонов: . В кулоновском поле ядер каждый g-фотон рождает электрон-позит-ронную пару . За счёт тормозного излучения этой пары вновь возникают -фотоны, к-рые рождают, в свою очередь, электрон-позитронные пары. Повторение этого процесса приводит к лавинообразному размножению числа частиц до тех пор, пока при нек-рой преобладающими не станут конкурирующие процессы потери энергии -фотонами и электронами (позитронами). После этого происходит затухание каскада. Число частиц в максимуме каскада пропорц. энергии первичной частицы. Каскады, образующиеся при КЛ с >10 14 эВ, содержат 10 6 - 10 9 частиц; они наз. широкими атмосферными ливнями (ШАЛ). С помощью ШАЛ проводится исследование КЛ в области сверхвысоких энергий.

Происхождение КЛ . Для ГКЛ, наблюдаемых у Земли, характерна высокая степень изотропии: с точностью до 0,1% интенсивность частиц с 10 11 -10 15 эВ по всем направлениям одинакова. При более высоких энергиях амплитуда анизотропии постепенно растёт (рис. 3) и в интервале =10 19 -10 20 эВ достигает неск. десятков %. Анизотропия 0,1% с максимумом вблизи 19 n звёздного времени примерно совпадает с направлением магн. поля галактич. спирали, в к-рой находится Солнце; вероятно, она связана с вытеканием КЛ из Галактики. Направление макс. интенсивности ГКЛ с энергией >10 17 эВ соответствует появлению дрейфового потока поперёк силовых линий галактич. магп. поля. Возможно, для этих энергий источники КЛ в нашей Галактике уже не эффективны и к Земле приходят КЛ из др. галактик.

Рис. 3. Амплитуда анизотропии космических лучей в зависимости от анергии в интервале = 10 11 -10 20 эВ.

Из-за высокой изотропии ГКЛ наблюдения у Земли не позволяют однозначно установить, где они рождаются и как распределены во Вселенной. Ответить па эти вопросы могла радиоастрономия в связи с открытием космич. синхротронного излучения в диапазоне радиочастот f 10 7 -10 9 Гц. В галактич. магн. полях релятивистские электроны движутся подобно др. заряж. частицам высокой энергии (протонам и более тяжёлым ядрам), но в отличив от них, благодаря малой массе, интенсивно излучают и тем самым обнаруживают себя в удалённых частях Галактики, являясь индикаторами КЛ вообще. Релятивистские электроны занимают протяжённую область, охватывающую всю Галактику и наз. галактическим гало.

Кроме общего галактич. радиоизлучения были обнаружены дискретные его источники: оболочки сверхновых звёзд, пульсары , ядро Галактики, квазары .Естественно ожидать, что все эти объекты являются источниками КЛ. Магн. поля указанных объектов отличаются большой напряжённостью, поэтому электроны в таких полях могут генерировать также рентг. излучение синхротронной природы, к-рое даёт дополнит. информацию об источниках КЛ.

Важным индикатором источников КЛ является космич. гамма-излучение, возникающее за счёт распада нейтральных пионов, образующихся при столкновениях КЛ с частицами межзвёздного газа. Гамма-лучи не подвержены воздействию магн. полей, поэтому направление их прихода непосредственно указывает на источник КЛ. В отличие от наблюдаемого внутри Солнечной системы почти изотропного распределения КЛ, распределение гамма-излучения по небу оказалось весьма неравномерным и подобным распределению сверхновых звёзд по галактич. долготе. Этот факт свидетельствует в пользу гипотезы о том, что сверхновые являются источником КЛ. В пользу сверхновых как осн. источника КЛ говорят также оценки их энерговыделения при вспышках. Полная мощность всех источников КЛ в Галактике составляет 10 40 эрг*с -1 . Энерговыделение при вспышке одной сверхновой обычно считается 10 49 -10 51 эрг. Сверхновые в Галактике вспыхивают в среднем каждые 10- 30 лет, так что ср. мощность их энерговыделения составляет 10 40 -3*10 42 эрг*с -1 . Т.о., сверхновые являются наиб. вероятными источниками ГКЛ. Но не следует исключать нек-рого вклада др. галактич. источников КЛ, в частности пульсаров, где возможно ускорение до весьма высоких энергий, и галактич. ядра, где идут взрывные процессы, аналогичные взрывам сверхновых. КЛ с >10 17 эВ, скорее всего, ускоряются во внегалактич. источниках.

Механизмы ускорения . Вопрос об ускорении частиц до высоких энергий (превращении энергии магн. поля и движений в энергию быстрых частиц) в деталях ещё далёк от окончат. решения. Однако в общих чертах принципиальная сторона процесса ускорения ясна. Чтобы свершился элементарный акт приращения энергии заряж. частицы, необходим источник энергии в виде электрич. поля. В космич. плазме не могут существовать сколько-нибудь значит. электростатич. поля, к-рые бы ускоряли заряж. частицы за счёт разности потенциалов между точками поля. Но в плазме могут возникать электрич. поля импульсного или индукционного характера. Импульсные электрич. поля появляются, напр., при разрыве нейтрального токового слоя , возникающего в области пересоединения магн. полей противоположной полярности. Индукционное электрич. поле появляется при увеличении напряжённости магн. поля со временем.

Нач. стадия ускорения может быть также обусловлена взаимодействием частиц с электрич. полями плазменных волн в областях с интенсивным турбулентным движением плазмы (см. Взаимодействие частиц с волнами) . В отличие от регулярного ускорения в полях импульсного или индукционного типа, ускорение плазменными волнами имеет статистич. характер. К числу статистич. относится также модель Ферми, в к-рой ускорение происходит при столкновениях частиц с движущимися магн. неоднородностями (""облаками""). Аналогична природа ускорения частиц при их взаимодействии с сильными ударными волнами, в частности при сближении двух ударных воли, образующих отражающие магн. "стенки" для ускоряемых частиц.

В межзвёздной среде статистич. ускорение, по-видимому, неэффективно, за исключением, возможно, частиц сравнительно малых энергий ( -3 ГэВ). В оболочках сверхновых наблюдаются интенсивные турбулентные движения, поэтому эффективность статистич. ускорения должна повышаться.

Наряду с огромной ролью КЛ в астрофизич. процессах, необходимо отметить их значение для изучения далёкого прошлого Земли (истории климата, эволюции биосферы и т. д.) и для решения нек-рых практич. задач современности (обеспечение радиац. безопасности космич. полётов, оценка возможного вклада КЛ в метеоэффекты и т. п.). Осн. вклад в общий радиац. фон у орбиты Земли вносят солнечные КЛ.

Лит.: Гинзбург В. Л., Сыроватский С. И., Происхождение космических лучей, М., 1963; Мирошниченко Л. И., Космические лучи в межпланетном пространстве. М., 1973; Дорман Л. И., Экспериментальные и теоретические основы астрофизики космических лучей, М., 1975; Мурзин В. С., Введение в физику космических лучей, М., 1979; Топтыгин И. Н., Космические лучи в межпланетных магнитных полях, М., 1983; Мирошниченко Л. И., Петров В. М., радиационных условий в космосе, М., 1985. Л. И. Мирошниченко .

Космические лучи
Cosmic rays

Космические лучи (космическое излучение) - частицы, заполяющие межзвездное пространство и постоянно бомбардирующие Землю. Они были открыты в 1912 г. австрийским физиком В. Гессом с помощью ионизационной камеры на воздушном шаре. Максимальные энергии космических лучей ~3 . 10 20 эВ, т.е. на несколько порядков превосходят энергии, доступные современным ускорителям на встречных пучках (максимальная эквивалентная энергия Теватрона ~2 . 10 15 эВ, LHC - около 10 17 эВ). Поэтому изучение космических лучей играет важную роль не только в физике космоса, но также и в физике элементарных частиц. Ряд элементарных частиц впервые был
обнаружен именно в космических лучах (позитрон - К.Д. Андерсон , 1932 г.; мюон (μ) – К.Д. Андерсон и С. Неддермейер , 1937 г.; пион (π) - С. Ф. Пауэлл , 1947 г.). Хотя в состав космических лучей входят не только заряженные, но и нейтральные частицы (особенно много фотонов и нейтрино), космическими лучами обычно называют заряженные частицы.
Различают следующие типы космических лучей (рис. 1):

1. Галактические космические лучи – космические частицы, приходящие на Землю из нашей галактики. В их состав не входят частицы, генерируемые Солнцем.
2. Солнечные космические лучи – космические частицы, генерируемые Солнцем.

Кроме этих двух основных типов космических лучей рассматривают также метагалактические космические лучи - космические частицы, возникшие вне нашей галактики. Их вклад в общий поток космических лучей невелик.
Космические лучи, не искаженные взаимодействием с атмосферой Земли, называют первичными . Поток галактических космических лучей, бомбардирующих Землю, примерно изотропен и постоянен во времени и составляет ~1 частица/см 2. с (до входа в земную атмосферу). Плотность энергии галактических космических лучей ~1 эВ/см 3 , что сравнимо с суммарной энергией электромагнитного излучения звёзд, теплового движения межзвёздного газа и галактического магнитного поля. Таким образом, космические лучи – важный компонент Галактики.
Состав космических лучей приведен в таблице.

На рис.2 слева показаны энергетические спектры главных компонент первичных космических лучей. На рис 2 справа показаны вертикальные потоки главных компонент космических лучей с энергией > 1 ГэВ в атмосфере Земли. Кроме протонов и электронов все частицы возникли в результате взаимодействия первичных космических лучей с ядрами атмосферы.

В результате взаимодействия с ядрами атмосферы первичные космические лучи (в основном протоны) создают большое число вторичных частиц – пионов, протонов, нейтронов, мюонов, электронов, позитронов и фотонов. Таким образом вместо одной первичной частицы возникает большое число вторичных частиц, которые делятся на адронную, мюонную и электронно-фотонную компоненты. Такой каскад покрывает большую территорию и называется широким атмосферным ливнем .
В одном акте взаимодействия протон обычно теряет ~50% своей энергии, а в результате взаимодействия возникают в основном пионы. Каждое последующее взаимодействие первичной частицы добавляет в каскад новые адроны, которые летят примущественно по направлению первичной частицы, образуя адронный кор ливня.
Образующиеся пионы могут взаимодействовать с ядрами атмосферы, а могут распадаться, формируя мюонную и электронно-фотонную компоненты ливня. Адронная компонента до поверхности Земли практически не доходит, превращаясь в мюоны, нейтрино и γ-кванты в результате распадов.

π 0 → 2γ ,
π + (или K +) → μ + + ν μ ,
π - (или K –) → μ – + μ ,
K +,–,0 → 2π,
μ + → e + + ν e + μ ,
μ – → e – + e + ν μ .

Образующиеся при распаде нейтральных пионов -кванты рождают электрон-позитронные пары и -кванты последующих поколений. Заряженные лептоны теряют энергию на ионизацию и радиационное торможение. Поверхности Земли в основном достигают релятивистские мюоны. Электронно-фотонная компонента поглощается сильнее.
Один протон с энергией > 10 14 эВ может создать 10 6 -10 9 вторичных частиц. На поверхности Земли адроны ливня концентрируются в области порядка нескольких метров, электронно-фотонная компонента − в области ~100 м, мюонная − нескольких сотен метров.
Поток космических лучей на уровне моря (~0.01 см -2 ·с -1) примерно в 100 раз меньше потока первичных космических лучей.
Основными источниками первичных космических лучей являются взрывы сверхновых звезд (галактические космические лучи) и Солнце. Большие энергии
(до 10 16 эВ) галактических космических лучей объясняются ускорением частиц на ударных волнах, образующихся при взрывах сверхновых. Природа космических лучей сверхвысоких энергий пока не имеет однозначной интерпретации.