Файл: Христиансен, Г. Б.pdf

Скачать файл
Заказать решение

ВУЗ: Не указан

Категория: Не указан

Дисциплина: Не указана

Добавлен: 16.10.2024

Просмотров: 108

Скачиваний: 0

ВНИМАНИЕ! Если данный файл нарушает Ваши авторские права, то обязательно сообщите нам.

Большой интерес представляют данные о Ev(r) для ливней различных возрастов3 6 . В случае «старых» ливней с максимумом

далеко от уровня наблюдения установлен необычный ход

Ev(r).

При расстояниях г ~ 1 0 0 м

Ev(r)

имеет

максимум

и

убывает с

уменьшением

г. Такая

зависимость Ем (г)

может

быть качественно

понята в рамках выражения для

углового распределения черен­

ковского излучения Е(Ь, ср) при условии

h(п—1)^Я.

В этом

слу­

чае угловое распределение излучения элементарных

излучателей

среды имеет

разный вид для излучений избыточного

заряда,

тока

и момента. В то же время при h(n—1)^Я

Е(®,

ф)

определяется

фактически

функцией

^(Ф, Ф).

При

малых

т> \|)е

(Ф, Ф ) ~ Г > ,

•ф;(т>, ф) ~ const и г^мСО, ф)

Если считать, что механизм

избы­

точного заряда играет малую роль из-за

геомагнитной

поляриза­

ции, то следует предполагать, что из двух рассматриваемых

нами

геомагнитных

моделей / и М во

всяком

случае

на

расстояниях

г^С 100 м, существенную роль играет модель черенковского

излу­

чения электрического дипольного

момента.

 

 

 

 

Для «молодых» ливней с малым отношением N^/Ne

максимум

лавины находится ближе к уровню наблюдения, и поэтому

мак­

симум функции £ v (г),

по-видимому, смещается в область меньших

расстояний, которые недоступны наблюдению на установке [83,87]. Таким образом, пространственное распределение Ev (г) также оказывается чувствительным к модели радиоизлучения и в прин­ ципе позволяет сделать выбор между различными моделями гео­ магнитной природы или во всяком случае оценить их относитель­

ный вклад.

О частотном спектре. На рис. 21 дано отношение

EVl(r)/EVi(r)

при vi = 30 и V2 = 58 Мгц. Это отношение получается

в индивиду­

альном ливне для данного г независимо от предполагаемой мо­

дели, так как зависимости от различных

параметров разных

моде­

лей выпадают при делении E4jEVt.

Оно позволяет

фактически

найти зависимость

E(v) для различных

г, т. е. частотный

спектр

радиоизлучения.

Полученные

данные

показывают,

что при

50 ж < г ^ 1 5 0

м среднее

 

 

 

 

Частотный

спектр обычного

черенковского излучения

~ W v .

В нашем случае имеет место частичное

нарушение когерентности,

причем степень этого нарушения возрастает с v.

 

 

Таким образом, полученное экспериментальное отношение мо­ жет быть проанализировано только в рамках строгой количест­ венной теории3 7 .

8 6

Возраст характеризуется

параметром

N^fNe. При фиксированном

Ne ливни с

 

большими

# ц соответствуют большим Ео и, стало

быть,

более

старым

лив­

 

ням.

 

 

 

 

 

 

 

 

3 7

Некоторым

указанием

на аномалию

в частотном

спектре радиоизлучения

 

являются

результаты работ [73, 88—90] о сильном,

в десятки раз, возраста­

 

нии Ev

при переходе

к v = 3 Мгц.

Однако необходимы

дальнейшие

тща­

 

тельные

исследования.

 

 

 

 

 

 

72

О напряженности поля радиоизлучения. Согласно [83] при фик­ сированном значении Л/м наблюдается большой разброс как фор­ мы Ev(r), так и абсолютных значений последнего при условии

нормировки3 8 к sin(vH) и AV' 2 . Это качественно объясняется, с одной стороны, тем, что при сложном химическом составе пер­ вичного излучения заданному значению Ny, могут соответствовать различные первичные энергии. Тогда ливни от ядра Fe и протона

при одном и том же Л'р, будут

происходить от первичных энергий

Е0, отличающихся в ~2,5 раза

и меньших для Fe. Кроме того, ли­

вень от Fe будет развиваться

в верхних слоях атмосферы, где

sinrjy уменьшается. С другой

стороны, может играть роль и то

обстоятельство, что при уменьшении sin(o#) относительная роль негеомагнитных механизмов возрастает. Флуктуации Е(г) могут быть обусловлены флуктуациями

 

 

j(x', У,

2 \ V)

И Р(Х',

у', 2', t').

 

Что касается среднего абсолютного значения Ev,

например, при

v~30

Мгц, то

оно, согласно экспериментальным данным, состав­

ляет

величину

порядка

10 y,V

мтх-Мгц~х

в ливнях

с первичной

энергией ~10'7 эв. Такое значение по порядку величины вполне соответствует величинам, предсказываемым на основании простей­ ших моделей.

Действительно, согласно простейшей модели [91] черенковского

излучения избыточного заряда

имеем

 

Ev = 2JEl£L

sm А . Л Д у >

(3.2.8)

где R — расстояние от антенны до максимума ливня, Ne — число частиц в максимуме, L — эффективная длина пути ливня в атмо­ сфере:

Ne=

1 0 " э в

эв

=

5-107 ,

/?~ 4-103

м,

L примем»/г 0

= 7,5

км,

е ~ 0 , 1 ,

 

 

2 • 109

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Av = 106 гц,

v = 30 Мгц.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Величина

sin f}, — ftr (К)

имеет

среднее

значение

в

диапазоне

высот

от 0 до

А0

 

 

1,2-10-2 . Тогда £ v

=

1 , 2 - 1 0 - » c g s £ ^

^

3,5 ц V

 

Мгц-1-м-1.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Проведем оценку для случая геомагнитной токовой модели [66].

В

этой модели j = eNu

я N

— полное

число

заряженных частиц,

и

—

средняя

скорость,

наблюдаемая

за

время

жизни

частиц т.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

X

 

3 • 104

 

 

 

 

Время жизни частиц в ливне

~

~ ^

 

3

1 0 — Ю ~ 6 с е к -

 

Средняя

скорость

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

и =

 

, где а = —!—

. —

vH sin vH

 

 

 

 

 

 

 

 

2

 

 

 

mey

с

 

 

 

 

 

 

 

 

3 8

Ниже будет показано,

что

Л' ~

E°o'S.

 

 

 

 

 

 

 

7а

— ускорение при движении в магнитном поле. Величина у —• Ло- ренц-фактор электрона с массой те; v~c; # s i n < < y # > ~0,2 гс и при у т е с 2 ~ 108 эв

1

] П

fi

4,8 10-1 0

0,2

0 1 п 8 см

.

и = — Ю - 6 •

•

•

~ 3 - 1 0 8

2

 

 

1Q8-1,6-10-ia

сек

 

 

 

 

9-Ю2 »

 

 

Таким образом,

/ =

eN-З-Ю8-^-

. Черенковское

излучение тока

сек

эквивалентно излучению заряда величины j/c. Величину Ее при из-

Е, ;

лучении избыточного заряда мы рассчитали

= — : eNex}. Мно-

житель г) учитывает, что функция ^(fr, ф ) ' * - ^ для излучения из­ быточного заряда и г|)(т}, ф ) — 1 для тока. Таким образом

D

eNZ-10* п

3• №* см/сек

ЕЕ

1 0 - i

/

o o m

с е е Ш

3 • 101 0 см/сек

Ю - 1 ^

 

ft

4

При ft ~

f}, имеем

£ / ~ 5 £ e .

 

Подведем итоги. Основной

задачей дальнейших исследований

является

создание

строгой, комплексной модели радиоизлучения

ш. а. л. Для этого

существует

уже достаточно экспериментальных

предпосылок. Создание такой модели важно потому, что способ­

ствует

разработке теории черенковского

излучения

для случая

п ( п

— и позволит выявить, к каким

параметрам

ш. а. л. и в

какой степени (количественно) чувствительны характеристики ра­ диоизлучения.

Задача эксперимента заключается в первую очередь в уточне­ нии данных по частотному спектру.

Важной задачей дальнейших исследований радиоизлучения как нового метода регистрации космических лучей сверхвысоких энер­

гий является

также

выяснение величины

£ v для

сравнительно

ма­

лых частот

14-2 Мгц и на

больших расстояниях от

оси

~ 1

км

в ливнях с большой первичной энергией £ о ~ 101 8 Ч-101 9

эв.

Функция

Ev (г) для

таких

частот

из дифракционных

соображений

и из

экспериментальных данных для Е30(г)

должна

медленно

падать

вплоть до столь больших расстояний. Если это излучение

удастся

обнаружить

при г ^ 1 км, то регистрация

радиоизлучения

ш. а. л.

станет несомненно более рентабельным методом для регистрации космических лучей предельно высоких энергий, чем использовав­ шиеся до сих пор. В связи с этим также интересно исследование формы импульса радиоизлучения на больших расстояниях от оси ш. а. л. Форму импульса на малых расстояниях от оси пытались

регистрировать в работе [92]. Можно

надеяться, что форма им­

пульса на больших расстояниях,

где

регистрируется

излучение

с Я^ЮО м, не будет существенно

зависеть от деталей

функций

пространственного распределения

тока

и заряда, а будет опреде-

74

ляться в основном функцией продольного развития ливня, т. е. формой каскадной кривой.

§ 3. ИОНИЗАЦИОННОЕ СВЕЧЕНИЕ

Пространственное распределение черенковского излучения оп­ тического диапазона существенно отличается от пространственного распределения изотропного ионизационного излучения. Превали­ рующая роль черенковского излучения не вызывает сомнения на обычно исследуемых расстояниях от оси ливня вплоть до расстоя­

ний

~

1 км.

Согласно расчетам

i[9] (А. Е. Чудаков и др.)

иони­

зационное свечение начинает играть опре­

 

 

 

 

 

деляющую роль только при г^5

 

км

от

 

 

 

 

оси

ливня.

Его

можно выделить

также

 

 

 

 

[13],

рассматривая

оптическое излучение

 

 

 

 

под углом к оси ливня более 30°.

 

 

 

 

 

 

 

 

Роль

ионизационного свечения

на

 

 

 

 

различных расстояниях. Исследуя форму

 

 

 

 

импульса

ионизационного свечения,

мож­

 

 

 

 

 

но получить в принципе точное представ­

 

 

 

 

ление о форме каскадной кривой в атмо­

 

 

 

 

сфере,

так

как

угловое

распределение

 

 

 

 

ионизационного свечения

точно

известно

 

 

 

 

(в отличие, например, от углового рас­

 

 

 

 

 

пределения

черенковского

излучения).

 

 

 

 

Но для этого необходимо

регистрировать

 

 

 

 

 

излучение, приходящее к нам с широкого

 

 

 

 

 

интервала высот, удовлетворяющих уело-

 

 

 

 

 

вию — >tg30°. Поэтому,

если

мы

оста-

Рис. 25.

Определение

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

длительности

 

импульса

емся на малых расстояниях от оси ливня,

ионизационного

свечения

мы можем охватить лишь узкий интервал

 

 

 

 

 

высот.

 

 

 

 

г > 5

км излучение, идущее даже под углом

На

расстояниях

f}<c30°,

 

уже

не

является

черенковским, так

как

в

верхних

слоях

атмосферы

(при

р < 2 0 0

г/см2)

относительная

роль

потерь

на ионизационное

свечение

по

сравнению

с

черенков­

ским возрастает. Оценим

длительность

импульса

ионизационного

свечения,

которая

при больших г

определяется

исключительно

геометрическими

соображениями.

 

 

 

 

 

 

 

Из рис. 25 разность времен прихода в точку г фотонов, излу­

ченных на высоте h и вблизи

уровня

наблюдения

(под

углом

f}~90° к оси ливня), есть

при

r<_h

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

с sin

 

(

—

—

=

 

— (—-—|—-—ь Л

При

Ф =

 

 

\ c t g T >

с

/

 

с

V

sind

igft

 

 

/

30° и г ел 5 км

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

75

т =

- 0 , 6 ~

5.105.0,6

10~5

сек.

3-10"

 

с

 

 

Детекторы ионизационного свечения. Если регистрировать иони­

зационное свечение с помощью н е н а п р а в л е н н ы х

д е т е к т о ­

р о в , то необходимо использовать ФЭУ как можно

больших раз­

меров для получения хорошего отношения сигнала к шуму при достаточно большой длительности т. Согласно (3.1.1) число фото­ нов q полезного сигнала в расчете на единицу геометрического фактора должно быть

где т = 1 0 ~ 5 сек, а г| = 0,1.

Примем 5 = 100 см2, Q = l

стер.

Тогда

q^lO5

м~2-стер~х.

Такой

поток фотонов

ионизационного

свечения

[9] на

расстояниях

г—5 км наблюдается

в

ш. а. л.

с

первичной

энергией ~ 1020 эв.

 

 

 

 

 

 

 

Сам по себе детектор

в виде одного ФЭУ

не позволяет

опреде­

лять такие необходимые параметры ливня, как направление и по­ ложение оси. Эти параметры могут определяться, например, с по­ мощью обычной установки для комплексного исследования ш. а. л. Поскольку в случае регистрации ионизационного свечения должно выполняться условие г^Ъ км, размеры комплексной установки должны быть гигантскими для получения хорошей эффективной светосилы3 9 . Этому требованию (может быть на пределе) удовлет­ воряют установки Сиднейского университета и Якутска.

Другая возможность заключается в том, что направление оси ливня и его положение на плоскости наблюдения находятся с по­

мощью нескольких (четырех или более) детекторов

ионизацион­

ного свечения, расположенных на расстояниях г~Ь

км друг от

друга. Если считать, что фронт фотонов

ионизационного излучения

в ш. а. л. имеет радиус кривизны R

на

рассматриваемых расстоя­

ниях, то по показаниям четырех или

более пунктов можно найти

•&, tp, R и пересечение центра симметрии ливня, т. е. оси, с плос­

костью наблюдения

(ср. стр. 44).

При этом важно хорошо знать

передний

фронт

регистрируемых импульсов во всех пунктах.

 

 

Метод

регистрации

ионизационного

свечения

с

помощью

н а-

п р а в л е н н ы х

д е т е к т о р о в

был

предложен

в работе

[13]

(К. Грейзен и др.)

и в простейшем

варианте осуществлен

в рабо­

те [14] (Суга и др.). Сущность его

заключается в создании

мозаи­

ки

из большого числа

(нескольких

сотен)

ФЭУ,

 

расположенных

в

фокальной плоскости

большой ( ~

1 м)

линзы

Френеля.

С

по­

мощью этой линзы поток фотонов

от

ш. а. л.

(который

с точки

зрения излучения

можно считать

движущейся

точкой)

фокуси-

3 9 Не исключена возможность, что уточнение расчетов пространственного распре­ деления черенковского излучения может привести к уменьшению г по срав­ нению с принятым здесь.

76

Смотрите также файлы