Файл: Христиансен, Г. Б.pdf

pvovcT^l,

1

если

zr

^

3 - Ю 1 2 эв

ГС1

Еv

2 s

[5].

Такое

£v

соответствует

лоренц-фактору

космической

частицы

Y

= 5

- 1 0 1 3

при Л = 1,

т. е. энергия частиц

должна

V

2 - 3 - 1 0 - 2 з в

быть

более

5 • 10

2 2 эв для того, чтобы

эффект взаимодействия ча­

входит и наша

Галактика, т. е. в область большей концентрации

вещества и более сильных регулярных и хаотических

магнитных

полей. Их дальнейшее распространение

в этой системе галактик,

а затем и в нашей Галактике зависит

от конкретной

структуры

регулярных и хаотических магнитных полей. В настоящее

время

не существует

общепризнанной модели

магнитного

поля

даже

прохождении через нашу Галактику. Однако вся статистическая

совокупность

экспериментальных данных по дисперсии векторов поляризации

может

быть

понята, если

предположить

существование также хаотической

турбулентной

компоненты

магнитного поля

со средней

напряженностью того же

порядка, что

и регулярная

составляющая.

При малых энергиях

31{Е)<.1

благодаря существованию

хао­

фузия космических

лучей как вдоль, так

и поперек

регулярного

магнитного

поля с коэффициентами

диффузии Dj_ и Оц, причем

D± <С^ц-

Таким

образом,

космические

лучи с

энергиями Е,

такими, что М(Е)^1

(т. е.

£ ^ 1 0 1 5

эв),

диффундируют в объем

гий, для которых 3l(E)>R

(где наибольший линейный

размер

нашей Галактики

см), т. е. частицы с £ > 1 0 1 9 эв,

также

Наконец

частицы, для

которых 1<^31{E)<.R,

существенно

отклоняются

регулярными

магнитными полями

и в то же время

уже практически не диффундируют. Они могут

распространяться

анизотропно

в зависимости

от, конфигурации регулярного магнит­

ного поля и степени нарушения адиабатического

инварианта

из-за

взаимодействия с хаотической компонентой магнитного поля.

Для

рукава Ориона, в котором находится

Солнечная

система, диф-

фузионное приближение, по-видимому,

нарушается

при

<9i{E) ~5*L,

где L

—

размер рукава. Это значит,

что для

частиц

с энергией

~ 1 0 1 8

эв

(при L ~ 1 0 2 1 см) можно в принципе

ожидать

анизотроп­

ный характер распределения направлений их прихода

в Солнеч­

ную систему [6].

ной системы происходят процессы поглощения

и

фрагментации

ядер, т. е. частичная трансформация химического

состава.

При

попадании космических лучей в Солнечную систему

можно

было

бы ожидать взаимодействия с фотонами Солнца

(по аналогии с

(1.2.5)

Принимая Н~\

гс, Мс2

= тес2

и длину пути R

частицы в магнит­

ном поле Земли

— 108

см, получим

—

Я ~ у 2

( 1 0 - 2

6 ) Ю8

эрг,

ds

что при Y = Ю1 2

дает ^ 1 0 6

эрг=

101 8

эв.

эв

Таким образом, для

электронов

при £ ~ 1 0 1 8

магнитотормоз-

ные потери в поле Земли

могут

быть

весьма

существенными.

сопровождающих космические лучи предельно

высоких

энергий

еще детектируемых современными установками

(Е~ 1 0 2 0 -

М 0 2 1 эв),

На расстояниях порядка десятков километров

( ~ 1 0 6 см) от

поверхности Земли космические лучи с большой

вероятностью

Если первичная частица имеет энергию £ о > Ю 1 4 эв,

то

значи­

тельная часть рожденных ею вторичных нестабильных

я * и

К-ме­

зонов ввиду большого времени жизни т о ~ 1 0 ~ 8 сёк

не

успевает

упругого ядерного взаимодействия и

поэтому они взаимодействуют

далее с ядрами

атомов

воздуха

также

с образованием различного

рода вторичных частиц (я±-, я0 -, К-мезонов

и т. д.). Часть

этих

вторичных

частиц вновь взаимодействует с ядрами атомов возду­

ха

и т. д.

Такое размножение частиц (я*- и

К-мезонов)

происхо­

дит

пока

их

энергия

достаточно

высока

по

сравнению с

£ ~ Ю 1 0

эв.

В отличие от я—мезонов генерируемые даже в первых актах

ядерного взаимодействия я°-мезоны в силу

их

малого

времени

жизни

то =

2-10~1 6 сек сразу распадаются на

два

у к в а н т

а ,

кото­

рые дают

начало электронно-фотонной

(э.-ф.)

лавине. Только

при

экстремально больших

энергиях

^ 1 0 1 9

эв, когда

пробег

относи­

тельно

ядерного взаимодействия,

я°-мезон начинает эффективно

взаимодействовать с

ядрами с

образованием

ядерно-активных

(я.-а.)

частиц. Однако

я°-мезоны

с энергией ^ Ю 1 9

эв вряд ли воз­

энергий

~ 1 0 2 0

эв, доступных в настоящее время

эксперименталь­

ному исследованию.

В конечном счете в атмосфере развивается, с одной стороны,

лавина

из я.а.

частиц [7] (я^мезонов,

К-мезонов

и нуклонов),

с другой стороны, э.-ф. лавина за счет

процессов

образования пар

и тормозного излучения электронов на

ядрах атомов

воздуха.

када на я- и К-мезонах основными

процессами диссипации

энер­

гии являются распадные процессы,

переводящие я.-а.

частицы

(я±-, К-мезоны) в ядерно-пассивные

(мюоны и нейтрино), а также

процесс передачи энергии в э.-ф. лавину через

л°-мезоны.

Таким образом, развитие лавины

из л±-

и К-мезонов в

атмо-

2*

19

модействия. Для нижних

слоев

атмосферы До — 0,6

км и при

тс2 = тяс2 £ К р — Ю1 0 эв. В

случае

ядерного каскада на

нуклонах

электронов и комптон- и фотоэффект для фотонов.

Развитие

э.-ф.

лавины происходит вплоть до таких энергий, при которых

иониза­

ционные потери на одной лавинной единице становятся

сравни­

мыми с рассматриваемой энергией. В воздухе лавинная

единица

составляет величину 38 г/см2.

Ионизационные

потери

релятивист­

ской

частицы 2,2

Мэв-г~х -см2,

и развитие э.-ф. лавины

происхо­

дит

эффективно

до

энергий

£кр = 2,2

Мэв • г~х • см2

• 38

г

см~2 =

= 84 Мэв.

Передача энергии от ядерной

лавины

э.-ф. лавине

через

л°-мезоны

необратима,

так

как

сечение

фоторождения

пионов

у-квантами

составляет

величину

~10~ 2 8

см2,

что

в

тысячи

раз

этого и учитывая

различие эффективных значений EKV для э.-ф. и

ядерной лавины

(101 0 эв и 8,4-107 эв), получим,

что число электро­

нов должно быть в сотни раз больше числа я.-а.

частиц.

я.-а. частиц и электронов. Это связано с медленным

поглощением

мюонов и нейтрино в атмосфере сравнительно с

поглощением

я.-а. частиц.

1 3 Действительно, EKV определяется

из условия

сх0у ~ h0,

где у =

~

тлс*