Das differentielle Energiespektrum der kosmischen Strahlung ist von Natur aus ein Potenzgesetz (auf einer doppelt logarithmischen Skala – eine geneigte gerade Linie) (minimale Energien – gelbe Zone, Sonnenmodulation, durchschnittliche Energien – blaue Zone, GCR, maximale Energien – violette Zone, extragalaktisch). CRs)
Kosmische Strahlung sind Elementarteilchen und Atomkerne, die sich mit hoher Energie im Weltraum bewegen.
Grundinformation
Physik der kosmischen Strahlung als Teil betrachtet Hochenergiephysik Und Teilchenphysik.
Physik der kosmischen Strahlung Studien:
- Prozesse, die zur Entstehung und Beschleunigung kosmischer Strahlung führen;
- Teilchen der kosmischen Strahlung, ihre Natur und Eigenschaften;
- Phänomene, die durch Teilchen der kosmischen Strahlung im Weltraum verursacht werden, und.
Die Untersuchung der Ströme hochenergetischer geladener und neutraler kosmischer Teilchen, die auf die Grenze der Erdatmosphäre fallen, ist die wichtigste experimentelle Aufgabe.
Einteilung nach dem Ursprung der kosmischen Strahlung:
- in der Galaxie
- im interplanetaren Raum
Primär Es ist üblich, extragalaktische und galaktische Strahlung zu nennen. Sekundär Es ist üblich, als Teilchenströme zu bezeichnen, die in der Erdatmosphäre vorbeiziehen und sich dort umwandeln.
Kosmische Strahlung ist ein Bestandteil der natürlichen Strahlung (Hintergrundstrahlung) auf der Erdoberfläche und in der Atmosphäre.
Vor der Entwicklung der Beschleunigertechnik war die kosmische Strahlung die einzige Quelle hochenergetischer Elementarteilchen. So wurden Positron und Myon erstmals in der kosmischen Strahlung gefunden.
Das Energiespektrum der kosmischen Strahlung besteht zu 43 % aus der Energie von Protonen, zu weiteren 23 % aus der Energie von Helium (Alphateilchen) und zu 34 % aus der von anderen Teilchen übertragenen Energie.
Gemessen an der Teilchenzahl besteht die kosmische Strahlung zu 92 % aus Protonen, zu 6 % aus Heliumkernen, zu etwa 1 % aus schwereren Elementen und zu etwa 1 % aus Elektronen. Bei der Untersuchung von Quellen kosmischer Strahlung außerhalb der protonen-nuklearen Komponente wird diese hauptsächlich anhand des Flusses der von ihr erzeugten Gammastrahlen erkannt, und die elektronische Komponente wird anhand der von ihr erzeugten Synchrotronstrahlung erkannt, die im Radiobereich (insbesondere bei) liegt Meterwellen – bei Emission im Magnetfeld des interstellaren Mediums), und bei starken Magnetfeldern im Bereich der Quelle der kosmischen Strahlung – und zu höheren Frequenzbereichen. Daher kann die elektronische Komponente auch von bodengestützten astronomischen Instrumenten nachgewiesen werden.
Traditionell werden in der kosmischen Strahlung beobachtete Teilchen in die folgenden Gruppen eingeteilt: (bzw. Protonen, Alphateilchen, leicht, mittel, schwer und superschwer). Ein Merkmal der chemischen Zusammensetzung der primären kosmischen Strahlung ist der ungewöhnlich hohe (mehrere tausendfache) Gehalt an Kernen der Gruppe L (Lithium, Beryllium, Bor) im Vergleich zur Zusammensetzung von Sternen und interstellarem Gas. Dieses Phänomen wird durch die Tatsache erklärt, dass der Mechanismus der Erzeugung kosmischer Teilchen in erster Linie schwere Kerne beschleunigt, die bei Wechselwirkung mit Protonen des interstellaren Mediums in leichtere Kerne zerfallen. Diese Annahme wird durch die Tatsache bestätigt, dass die kosmische Strahlung einen sehr hohen Grad an Isotropie aufweist.
Geschichte der Physik der kosmischen Strahlung
Der erste Hinweis auf die Möglichkeit der Existenz ionisierender Strahlung außerirdischen Ursprungs wurde zu Beginn des 20. Jahrhunderts durch Experimente zur Untersuchung der Leitfähigkeit von Gasen gewonnen. Der festgestellte spontane elektrische Strom im Gas konnte nicht durch Ionisierung aufgrund der natürlichen Radioaktivität der Erde erklärt werden. Die beobachtete Strahlung erwies sich als so durchdringend, dass in den Ionisationskammern, abgeschirmt durch dicke Bleischichten, immer noch ein Reststrom beobachtet wurde. In den Jahren 1911-1912 wurden mehrere Experimente mit Ionisationskammern an Ballons durchgeführt. Hess entdeckte, dass die Strahlung mit der Höhe zunimmt, wohingegen die durch die Radioaktivität der Erde verursachte Ionisierung mit der Höhe abnehmen sollte. Colhersters Experimente bewiesen, dass diese Strahlung von oben nach unten gerichtet ist.
In den Jahren 1921-1925 entdeckte der amerikanische Physiker Millikan, der die Absorption kosmischer Strahlung in der Erdatmosphäre in Abhängigkeit von der Beobachtungshöhe untersuchte, dass diese Strahlung in Blei auf die gleiche Weise absorbiert wird wie Gammastrahlung von Kernen. Millikan war der erste, der diese Strahlung kosmische Strahlung nannte. Im Jahr 1925 maßen die sowjetischen Physiker L.A. Tuvim und L.V. Mysovsky die Absorption kosmischer Strahlung in Wasser: Es stellte sich heraus, dass diese Strahlung zehnmal weniger absorbiert wurde als die Gammastrahlung von Kernen. Mysovsky und Tuwim entdeckten auch, dass die Intensität der Strahlung vom Luftdruck abhängt – sie entdeckten den „barometrischen Effekt“. D.V. Skobeltsyns Experimente mit einer Nebelkammer in einem konstanten Magnetfeld ermöglichten es, durch Ionisierung Spuren (Spuren) kosmischer Teilchen zu „sehen“. D. V. Skobeltsyn entdeckte Schauer kosmischer Teilchen. Experimente mit kosmischer Strahlung ermöglichten eine Reihe grundlegender Entdeckungen für die Physik der Mikrowelt.
1932 entdeckte Anderson das Positron in der kosmischen Strahlung. 1937 entdeckten Anderson und Neddermeyer Myonen und gaben Hinweise auf die Art ihres Zerfalls. 1947 wurden Pi-Mesonen entdeckt. Im Jahr 1955 wurde das Vorhandensein von K-Mesonen sowie schweren neutralen Teilchen – Hyperonen – in der kosmischen Strahlung nachgewiesen. Die Quanteneigenschaft „Fremdheit“ trat in Experimenten mit kosmischer Strahlung auf. Experimente zur kosmischen Strahlung warfen die Frage der Paritätserhaltung auf, entdeckten Prozesse der Mehrfachgenerierung von Teilchen bei Nukleonenwechselwirkungen und ermöglichten die Bestimmung des Wertes des effektiven Wirkungsquerschnitts für die Wechselwirkung hochenergetischer Nukleonen. Das Aufkommen von Weltraumraketen und Satelliten führte zu neuen Entdeckungen – der Entdeckung der Erde (1958, (S.N. Vernov und A.E. Chudakov) und, unabhängig davon im selben Jahr, Van Allen) und ermöglichte die Entwicklung neuer Methoden der galaktischen Forschung und intergalaktische Räume.
Ströme hochenergetischer geladener Teilchen im erdnahen Raum
Im erdnahen Weltraum (NES) gibt es verschiedene Arten kosmischer Strahlung. Zu den stationären gehören normalerweise die galaktische kosmische Strahlung (GCRs), Albedoteilchen und der Strahlungsgürtel. Zu den instationären Strahlungen gehört die solare kosmische Strahlung (SCR).
Galaktische kosmische Strahlung (GCRs)
Galaktische kosmische Strahlung (GCRs) besteht aus Kernen verschiedener chemischer Elemente mit kinetischer Energie E mehr als mehrere zehn MeV/Nukleon, sowie Elektronen und Positronen mit E>10 MeV. Diese Teilchen gelangen aus dem interstellaren Medium in den interplanetaren Raum. Als wahrscheinlichste Quellen kosmischer Strahlung gelten Flares und die daraus resultierenden. Die elektromagnetischen Felder von Pulsaren beschleunigen geladene Teilchen, die dann von interstellaren Magnetfeldern gestreut werden. Es ist jedoch möglich, dass in der Gegend E<100 МэВ/нуклон частицы образуются за счет ускорения в межпланетной среде частиц и . Дифференциальный энергетический спектр ГКЛ носит степенной характер.
Sekundärteilchen in der Erdmagnetosphäre: Strahlungsgürtel, Albedoteilchen
Ultrahochenergetische kosmische Strahlung
Die Energie einiger Teilchen überschreitet die GZK-Grenze (Greisen – Zatsepin – Kuzmin) – die theoretische Energiegrenze für kosmische Strahlung von 5·10 19 eV, verursacht durch ihre Wechselwirkung mit Photonen der kosmischen Mikrowellen-Hintergrundstrahlung. Mehrere Dutzend solcher Teilchen wurden pro Jahr vom AGASA-Observatorium registriert. Für diese Beobachtungen gibt es noch keine ausreichend fundierte wissenschaftliche Erklärung.
Nachweis kosmischer Strahlung
Lange Zeit nach der Entdeckung der kosmischen Strahlung unterschieden sich die Methoden zu ihrer Registrierung nicht von den Methoden zur Registrierung von Teilchen in Beschleunigern, meist Gasentladungszählern oder in die Stratosphäre oder in den Weltraum beförderten nuklearen Fotoemulsionen. Diese Methode erlaubt jedoch keine systematische Beobachtung hochenergetischer Teilchen, da diese recht selten vorkommen und der Raum, in dem ein solcher Zähler Beobachtungen durchführen kann, durch seine Größe begrenzt ist.
Moderne Observatorien arbeiten nach unterschiedlichen Prinzipien. Wenn ein hochenergetisches Teilchen in die Atmosphäre eindringt, interagiert es mit Luftatomen in den ersten 100 g/cm² und erzeugt einen Teilchenwirbel, hauptsächlich Pionen und Myonen, die wiederum andere Teilchen usw. erzeugen. Es bildet sich ein Partikelkegel, der als Schauer bezeichnet wird. Solche Teilchen bewegen sich mit einer Geschwindigkeit, die über der Lichtgeschwindigkeit in der Luft liegt, was zum Tscherenkow-Glühen führt, das aufgezeichnet wird. Mit dieser Technik ist es möglich, Himmelsbereiche von Hunderten von Quadratkilometern zu überwachen.
Boris Arkadjewitsch Chrenow,
Doktor der physikalischen und mathematischen Wissenschaften, Nach ihm benanntes Forschungsinstitut für Kernphysik. D. V. Skobeltsyn Moskauer Staatliche Universität. M. V. Lomonosova
„Wissenschaft und Leben“ Nr. 10, 2008
Fast hundert Jahre sind seit der Entdeckung der kosmischen Strahlung vergangen – Ströme geladener Teilchen, die aus den Tiefen des Universums kommen. Seitdem wurden viele Entdeckungen im Zusammenhang mit der kosmischen Strahlung gemacht, aber es bleiben immer noch viele Geheimnisse bestehen. Eine davon ist vielleicht die faszinierendste: Woher kommen Teilchen mit einer Energie von mehr als 10 20 eV, also fast einer Milliarde Billionen Elektronenvolt, eine Million Mal größer als das, was im leistungsstärksten Beschleuniger erreicht wird – dem? Large Hadron Collider? Welche Kräfte und Felder beschleunigen Teilchen auf solch monströse Energien?
Die kosmische Strahlung wurde 1912 vom österreichischen Physiker Victor Hess entdeckt. Er war Mitarbeiter des Radium-Instituts in Wien und forschte über ionisierte Gase. Zu diesem Zeitpunkt wussten sie bereits, dass alle Gase (einschließlich der Atmosphäre) immer leicht ionisiert sind, was auf das Vorhandensein einer radioaktiven Substanz (wie Radium) entweder im Gas oder in der Nähe eines Geräts zur Messung der Ionisation, höchstwahrscheinlich in der Erdkruste, hindeutet. Experimente mit dem Heben eines Ionisationsdetektors in einem Ballon sollten diese Annahme überprüfen, da die Gasionisierung mit der Entfernung von der Erdoberfläche abnehmen sollte. Die Antwort war das Gegenteil: Hess entdeckte Strahlung, deren Intensität mit der Höhe zunahm. Dies legte die Idee nahe, dass es aus dem Weltraum kam, doch der außerirdische Ursprung der Strahlen konnte erst nach zahlreichen Experimenten endgültig nachgewiesen werden (W. Hess erhielt erst 1936 den Nobelpreis). Denken wir daran, dass der Begriff „Strahlung“ nicht bedeutet, dass diese Strahlen rein elektromagnetischer Natur sind (wie Sonnenlicht, Radiowellen oder Röntgenstrahlen); Es wurde verwendet, um ein Phänomen zu entdecken, dessen Natur noch nicht bekannt war. Und obwohl bald klar wurde, dass der Hauptbestandteil der kosmischen Strahlung beschleunigte geladene Teilchen, Protonen, sind, wurde der Begriff beibehalten. Die Erforschung des neuen Phänomens führte schnell zu Ergebnissen, die üblicherweise als „der neueste Stand der Wissenschaft“ angesehen werden.
Die Entdeckung sehr energiereicher kosmischer Teilchen unmittelbar (lange vor der Entwicklung des Protonenbeschleunigers) warf die Frage auf: Welcher Mechanismus dient zur Beschleunigung geladener Teilchen in astrophysikalischen Objekten? Heute wissen wir, dass die Antwort nicht trivial war: Ein natürlicher, „kosmischer“ Beschleuniger unterscheidet sich radikal von künstlichen Beschleunigern.
Es wurde schnell klar, dass kosmische Protonen, die durch Materie fliegen, mit den Kernen ihrer Atome interagieren und so bisher unbekannte instabile Elementarteilchen hervorbringen (sie wurden hauptsächlich in der Erdatmosphäre beobachtet). Die Untersuchung des Mechanismus ihrer Entstehung hat einen fruchtbaren Weg für die Erstellung einer Taxonomie der Elementarteilchen eröffnet. Im Labor lernten sie, Protonen und Elektronen zu beschleunigen und daraus riesige Ströme zu erzeugen, die unvergleichlich dichter sind als die kosmische Strahlung. Letztlich waren es Experimente zur Wechselwirkung von Teilchen, die in Beschleunigern Energie erhielten, die zur Entstehung eines modernen Bildes der Mikrowelt führten.
Im Jahr 1938 entdeckte der französische Physiker Pierre Auger ein bemerkenswertes Phänomen – Schauer sekundärer kosmischer Teilchen, die durch die Wechselwirkung von Primärprotonen und Kernen extrem hoher Energie mit den Kernen atmosphärischer Atome entstehen. Es stellte sich heraus, dass es im Spektrum der kosmischen Strahlung Teilchen mit einer Energie in der Größenordnung von 10 15 –10 18 eV gibt – millionenfach mehr als die Energie von im Labor beschleunigten Teilchen. Der Akademiker Dmitri Wladimirowitsch Skobeltsyn legte besonderen Wert auf die Erforschung solcher Teilchen und organisierte unmittelbar nach dem Krieg 1947 zusammen mit seinen engsten Kollegen G. T. Zatsepin und N. A. Dobrotin umfassende Studien über Kaskaden von Sekundärteilchen in der Atmosphäre, sogenannte ausgedehnte Luftschauer ( EAS). Die Geschichte der ersten Studien zur kosmischen Strahlung findet sich in den Büchern von N. Dobrotin und V. Rossi. Im Laufe der Zeit hat sich die Schule von D.V. Skobeltsyna entwickelte sich zu einem der mächtigsten der Welt und bestimmte viele Jahre lang die Hauptrichtungen bei der Erforschung ultrahochenergetischer kosmischer Strahlung. Ihre Methoden ermöglichten es, den Bereich der untersuchten Energien von 10 9 –10 13 eV, aufgezeichnet auf Ballons und Satelliten, auf 10 13 –10 20 eV zu erweitern. Zwei Aspekte machten dieses Studium besonders attraktiv.
Erstens wurde es möglich, von der Natur selbst erzeugte hochenergetische Protonen zu nutzen, um ihre Wechselwirkung mit den Kernen atmosphärischer Atome zu untersuchen und die feinste Struktur von Elementarteilchen zu entschlüsseln.
Zweitens wurde es möglich, im Weltraum Objekte zu finden, die Teilchen auf extrem hohe Energien beschleunigen können.
Der erste Aspekt erwies sich als nicht so fruchtbar wie erhofft: Die Untersuchung der Feinstruktur von Elementarteilchen erforderte viel mehr Daten über die Wechselwirkung von Protonen, als kosmische Strahlung liefern kann. Gleichzeitig wurde ein wichtiger Beitrag zum Verständnis der Mikrowelt geleistet, indem die Abhängigkeit der allgemeinsten Eigenschaften der Wechselwirkung von Protonen von ihrer Energie untersucht wurde. Während der Untersuchung von EAS wurde ein Merkmal in der Abhängigkeit der Anzahl der Sekundärteilchen und ihrer Energieverteilung von der Energie des Primärteilchens entdeckt, das mit der Quark-Gluon-Struktur von Elementarteilchen zusammenhängt. Diese Daten wurden später in Experimenten an Beschleunigern bestätigt.
Heute wurden zuverlässige Modelle der Wechselwirkung der kosmischen Strahlung mit den Kernen atmosphärischer Atome erstellt, die es ermöglichten, das Energiespektrum und die Zusammensetzung ihrer Primärteilchen mit den höchsten Energien zu untersuchen. Es wurde deutlich, dass die kosmische Strahlung in der Dynamik der Entwicklung der Galaxie keine geringere Rolle spielt als ihre Felder und interstellaren Gasströme: Die spezifische Energie der kosmischen Strahlung, des Gases und des Magnetfelds beträgt ungefähr 1 eV pro cm 3. Bei einem solchen Energiegleichgewicht im interstellaren Medium liegt die Annahme nahe, dass die Beschleunigung der Teilchen der kosmischen Strahlung höchstwahrscheinlich in denselben Objekten stattfindet, die für die Erwärmung und Freisetzung von Gas verantwortlich sind, beispielsweise in Novae und Supernovae während ihrer Explosion.
Der erste Mechanismus der Beschleunigung der kosmischen Strahlung wurde von Enrico Fermi für Protonen vorgeschlagen, die chaotisch mit magnetisierten Wolken interstellaren Plasmas kollidieren, konnte jedoch nicht alle experimentellen Daten erklären. 1977 zeigte der Akademiker Hermogenes Filippovich Krymsky, dass dieser Mechanismus Teilchen in Supernova-Überresten an Stoßwellenfronten, deren Geschwindigkeit um Größenordnungen höher ist als die Geschwindigkeit von Wolken, viel stärker beschleunigen sollte. Heute wurde zuverlässig gezeigt, dass der Mechanismus der Beschleunigung kosmischer Protonen und Kerne durch eine Stoßwelle in den Hüllen von Supernovae am effektivsten ist. Es ist jedoch unwahrscheinlich, dass es unter Laborbedingungen reproduziert werden kann: Die Beschleunigung erfolgt relativ langsam und erfordert enorme Energiemengen, um beschleunigte Teilchen festzuhalten. Bei Supernova-Granaten herrschen diese Bedingungen aufgrund der Natur der Explosion. Es ist bemerkenswert, dass die Beschleunigung der kosmischen Strahlung in einem einzigartigen astrophysikalischen Objekt stattfindet, das für die Synthese schwerer Kerne (schwerer als Helium) verantwortlich ist, die tatsächlich in der kosmischen Strahlung vorkommen.
In unserer Galaxie sind mehrere Supernovae bekannt, die weniger als tausend Jahre alt sind und mit bloßem Auge beobachtet wurden. Die bekanntesten sind der Krebsnebel im Sternbild Stier („Der Krebs“ ist der Überrest der Supernova-Explosion im Jahr 1054, die in den östlichen Chroniken erwähnt wird), Cassiopeia-A (beobachtet im Jahr 1572 vom Astronomen Tycho Brahe) und die Kepler-Supernova im Sternbild Schlangenträger (1680). Die Durchmesser ihrer Schalen betragen heute 5–10 Lichtjahre (1 Lichtjahr = 10 16 m), das heißt, sie dehnen sich mit einer Geschwindigkeit in der Größenordnung von 0,01 Lichtgeschwindigkeit aus und befinden sich in Entfernungen von etwa zehntausend Licht Jahre von der Erde entfernt. Die Hüllen von Supernovae („Nebel“) wurden von den Weltraumobservatorien Chandra, Hubble und Spitzer im optischen, Radio-, Röntgen- und Gammastrahlenbereich beobachtet. Sie zeigten zuverlässig, dass es in den Hüllen tatsächlich zu einer Beschleunigung von Elektronen und Protonen, begleitet von Röntgenstrahlung, kommt.
Etwa 60 Supernova-Überreste, die jünger als 2000 Jahre sind, könnten den interstellaren Raum mit kosmischer Strahlung mit einer gemessenen spezifischen Energie (~1 eV pro cm 3) füllen, während weniger als zehn davon bekannt sind. Dieser Mangel erklärt sich aus der Tatsache, dass es in der Ebene der Galaxie, in der sich Sterne und Supernovae konzentrieren, viel Staub gibt, der kein Licht zum Beobachter auf der Erde durchlässt. Beobachtungen in Röntgen- und Gammastrahlen, für die die Staubschicht transparent ist, haben es ermöglicht, die Liste der beobachteten „jungen“ Supernova-Hüllen zu erweitern. Die jüngste dieser neu entdeckten Muscheln war die Supernova G1.9+0.3, die ab Januar 2008 mit dem Röntgenteleskop Chandra beobachtet wurde. Schätzungen zur Größe und Expansionsrate seiner Hülle deuten darauf hin, dass er vor etwa 140 Jahren aufflammte, aber aufgrund der vollständigen Absorption seines Lichts durch die Staubschicht der Galaxie im optischen Bereich nicht sichtbar war.
Die Daten über Supernovae, die in unserer Milchstraße explodieren, werden durch viel umfangreichere Statistiken über Supernovae in anderen Galaxien ergänzt. Ein direkter Beweis für das Vorhandensein beschleunigter Protonen und Kerne ist Gammastrahlung mit hochenergetischen Photonen, die beim Zerfall neutraler Pionen entstehen – Produkte der Wechselwirkung von Protonen (und Kernen) mit der Ausgangsmaterie. Solche hochenergetischen Photonen werden mit Teleskopen beobachtet, die das von sekundären EAS-Partikeln emittierte Vavilov-Cherenkov-Glühen erfassen. Das fortschrittlichste Instrument dieser Art ist ein Array aus sechs Teleskopen, das in Zusammenarbeit mit HESS in Namibia entwickelt wurde. Die Gammastrahlen des Krebses waren die ersten, die gemessen wurden, und ihre Intensität wurde zum Maß für die Intensität anderer Quellen.
Das erhaltene Ergebnis bestätigt nicht nur das Vorhandensein eines Mechanismus zur Beschleunigung von Protonen und Kernen in einer Supernova, sondern ermöglicht uns auch die Abschätzung des Spektrums beschleunigter Teilchen: Es handelt sich um die Spektren „sekundärer“ Gammastrahlen und „primärer“ Protonen und Kerne sehr nah. Das Magnetfeld im Krebs und seine Größe ermöglichen die Beschleunigung von Protonen auf Energien in der Größenordnung von 10 15 eV. Die Spektren der Teilchen der kosmischen Strahlung in der Quelle und im interstellaren Medium unterscheiden sich etwas, da die Wahrscheinlichkeit, dass Teilchen die Quelle verlassen, und die Lebensdauer der Teilchen in der Galaxie von der Energie und Ladung des Teilchens abhängen. Der Vergleich des Energiespektrums und der Zusammensetzung der in der Nähe der Erde gemessenen kosmischen Strahlung mit dem Spektrum und der Zusammensetzung an der Quelle ermöglichte es zu verstehen, wie lange sich Teilchen zwischen Sternen bewegen. In der kosmischen Strahlung in der Nähe der Erde befanden sich deutlich mehr Lithium-, Beryllium- und Borkerne als in der Quelle – ihre zusätzliche Anzahl scheint auf die Wechselwirkung schwererer Kerne mit interstellarem Gas zurückzuführen zu sein. Durch Messung dieser Differenz haben wir den Betrag berechnet X die Substanz, durch die kosmische Strahlen hindurchgehen, während sie im interstellaren Medium wandern. In der Kernphysik wird die Menge an Materie, die ein Teilchen auf seinem Weg trifft, in g/cm2 gemessen. Dies liegt daran, dass zur Berechnung der Verringerung des Partikelflusses bei Kollisionen mit Materiekernen die Anzahl der Kollisionen eines Partikels mit Kernen bekannt sein muss, die quer zur Richtung unterschiedliche Flächen (Abschnitte) aufweisen des Teilchens. Durch die Angabe der Materiemenge in diesen Einheiten erhält man eine einheitliche Maßskala für alle Kerne.
Experimentell gefundener Wert X~ 5–10 g/cm2 ermöglicht eine Abschätzung der Lebensdauer T Kosmische Strahlung im interstellaren Medium: T ≈ X/ρ C, Wo C- Teilchengeschwindigkeit, die ungefähr der Lichtgeschwindigkeit entspricht, ρ ~10 –24 g/cm 3 - durchschnittliche Dichte des interstellaren Mediums. Daher beträgt die Lebensdauer der kosmischen Strahlung etwa 10 8 Jahre. Diese Zeit ist viel länger als die Flugzeit eines sich mit hoher Geschwindigkeit bewegenden Teilchens Mit in einer geraden Linie von der Quelle zur Erde (3·10 4 Jahre für die am weitesten entfernten Quellen auf der uns gegenüberliegenden Seite der Galaxie). Dies bedeutet, dass sich die Teilchen nicht geradlinig bewegen, sondern gestreut werden. Chaotische Magnetfelder von Galaxien mit einer Induktion B ~ 10 –6 Gauss (10 –10 Tesla) bewegen sie um einen Kreis mit einem Radius (Gyroradius) R = E/3 × 10 4 B, wo R in m, E- Teilchenenergie in eV, V - Magnetfeldinduktion in Gauß. Bei moderaten Teilchenenergien E
Ungefähr geradlinig kommen nur Teilchen mit Energie aus der Quelle E> 10 19 eV. Daher gibt die Richtung von Teilchen mit Energien unter 10 19 eV, die EAS erzeugen, keinen Aufschluss über ihre Quelle. In diesem Energiebereich bleibt nur noch die Beobachtung der Sekundärstrahlung, die in den Quellen selbst durch Protonen und Kerne der kosmischen Strahlung erzeugt wird. Im beobachtbaren Energiebereich der Gammastrahlung ( E
Die Idee der kosmischen Strahlung als „lokales“ galaktisches Phänomen erwies sich nur für Teilchen mittlerer Energie als wahr E
Im Jahr 1958 entdeckten Georgiy Borisovich Christiansen und German Viktorovich Kulikov eine starke Veränderung im Erscheinungsbild des Energiespektrums der kosmischen Strahlung bei einer Energie in der Größenordnung von 3·10 15 eV. Bei Energien unterhalb dieses Wertes wurden experimentelle Daten zum Spektrum der Teilchen normalerweise in Form eines „Potenzgesetzes“ dargestellt, sodass die Anzahl der Teilchen angegeben wurde N Bei gegebener Energie wurde E als umgekehrt proportional zur Energie des Teilchens hoch γ betrachtet: N(E) = A/Eγ (γ ist der Differentialspektrumindikator). Bis zu einer Energie von 3·10 15 eV beträgt der Indikator γ = 2,7, beim Übergang zu höheren Energien erfährt das Energiespektrum jedoch einen „Bruch“: für Energien E> 3·10 15 eV γ wird 3,15. Es ist naheliegend, diese Änderung im Spektrum mit der Annäherung der Energie beschleunigter Teilchen an den maximal möglichen Wert in Verbindung zu bringen, der für den Beschleunigungsmechanismus in Supernovae berechnet wurde. Diese Erklärung des Bruchs im Spektrum wird auch durch die Kernzusammensetzung von Primärteilchen im Energiebereich 10 15 –10 17 eV gestützt. Die zuverlässigsten Informationen darüber liefern komplexe EAS-Installationen – „MGU“, „Tunka“, „Tibet“, „Cascade“. Mit ihrer Hilfe erhält man nicht nur Informationen über die Energie der Primärkerne, sondern auch Parameter in Abhängigkeit von ihrer Ordnungszahl – die „Breite“ des Schauers, das Verhältnis zwischen der Zahl der Elektronen und Myonen, zwischen der Zahl der energiereichsten Elektronen und ihre Gesamtzahl. Alle diese Daten deuten darauf hin, dass mit zunehmender Energie der Primärteilchen von der linken Grenze des Spektrums vor ihrem Bruch bis zur Energie nach dem Bruch ihre durchschnittliche Masse zunimmt. Diese Änderung der Massenzusammensetzung von Teilchen steht im Einklang mit dem Modell der Teilchenbeschleunigung in Supernovae – sie wird durch die maximale Energie begrenzt, die von der Ladung des Teilchens abhängt. Für Protonen liegt diese maximale Energie in der Größenordnung von 3·10 15 eV und steigt proportional zur Ladung des beschleunigten Teilchens (Kerns), sodass Eisenkerne effektiv auf ~10 17 eV beschleunigt werden. Die Intensität von Teilchenströmen, deren Energie das Maximum übersteigt, nimmt schnell ab.
Aber die Registrierung von Teilchen mit noch höheren Energien (~3·10 18 eV) zeigte, dass das Spektrum der kosmischen Strahlung nicht nur nicht bricht, sondern zu der vor dem Bruch beobachteten Form zurückkehrt!
Messungen des Energiespektrums im „ultrahohen“ Energiebereich ( E> 10 18 eV) sind aufgrund der geringen Anzahl solcher Teilchen sehr schwierig. Um diese seltenen Ereignisse zu beobachten, ist es notwendig, ein Netzwerk von Detektoren für den Fluss von EAS-Partikeln und die von ihnen in der Atmosphäre erzeugte Vavilov-Cherenkov-Strahlung und Ionisationsstrahlung (atmosphärische Fluoreszenz) auf einer Fläche von Hunderten und sogar Tausenden zu schaffen von Quadratkilometern. Für solch große, komplexe Installationen werden Standorte mit begrenzter wirtschaftlicher Aktivität gewählt, die jedoch den zuverlässigen Betrieb einer großen Anzahl von Detektoren gewährleisten können. Solche Anlagen wurden zunächst auf Flächen von mehreren zehn Quadratkilometern errichtet (Jakutsk, Havera-Park, Akeno), dann auf Hunderten (AGASA, Fly's Eye, HiRes) und schließlich entstehen nun Anlagen mit einer Fläche von Tausenden Quadratkilometern (Pierre-Auger-Observatorium in Argentinien, Teleskopinstallation in Utah, USA).
Der nächste Schritt bei der Untersuchung ultrahochenergetischer kosmischer Strahlung wird die Entwicklung einer Methode zum Nachweis von EAS durch Beobachtung der atmosphärischen Fluoreszenz aus dem Weltraum sein. In Zusammenarbeit mit mehreren Ländern entwickelt Russland den ersten Weltraum-EAS-Detektor, das TUS-Projekt. Ein weiterer solcher Detektor soll voraussichtlich auf der Internationalen Raumstation ISS installiert werden (JEM-EUSO- und KLPVE-Projekte).
Was wissen wir heute über ultrahochenergetische kosmische Strahlung? Die untere Abbildung zeigt das Energiespektrum der kosmischen Strahlung mit Energien über 10 18 eV, das mit Anlagen der neuesten Generation (HiRes, Pierre-Auger-Observatorium) gewonnen wurde, zusammen mit Daten über kosmische Strahlung niedrigerer Energien, zu denen, wie oben gezeigt, gehört die Milchstraße. Es ist ersichtlich, dass bei Energien von 3·10 18 –3·10 19 eV der Differentialenergiespektrumindex auf einen Wert von 2,7–2,8 abnahm, genau derselbe, der für die galaktische kosmische Strahlung beobachtet wurde, wenn die Teilchenenergien viel niedriger sind als der maximal für galaktische Beschleuniger möglich. Bedeutet dies nicht, dass bei ultrahohen Energien der Hauptstrom der Teilchen von Beschleunigern extragalaktischen Ursprungs erzeugt wird, deren maximale Energie deutlich über der galaktischen liegt? Der Bruch im Spektrum der galaktischen kosmischen Strahlung zeigt, dass sich der Beitrag der extragalaktischen kosmischen Strahlung beim Übergang aus dem Bereich mittlerer Energien von 10 14 – 10 16 eV stark ändert, wo er etwa 30-mal geringer ist als der Beitrag der galaktischen Strahlung (das Spektrum). (angezeigt durch die gestrichelte Linie in der Abbildung) in den Bereich ultrahoher Energien, wo es dominant wird.
In den letzten Jahrzehnten wurden zahlreiche astronomische Daten über extragalaktische Objekte gesammelt, die geladene Teilchen auf Energien weit über 10 19 eV beschleunigen können. Ein offensichtliches Zeichen dafür, dass es sich um ein Objekt von Größe handelt D kann Teilchen zu Energie beschleunigen E ist das Vorhandensein eines Magnetfelds B in diesem Objekt, so dass der Gyroradius des Teilchens kleiner ist D. Zu diesen möglichen Quellen gehören Radiogalaxien (die starke Radioemissionen aussenden); Kerne aktiver Galaxien, die Schwarze Löcher enthalten; kollidierende Galaxien. Sie alle enthalten Gasstrahlen (Plasma), die sich mit enormer Geschwindigkeit bewegen und sich der Lichtgeschwindigkeit nähern. Solche Jets spielen die Rolle von Stoßwellen, die für den Betrieb des Beschleunigers notwendig sind. Um ihren Beitrag zur beobachteten Intensität der kosmischen Strahlung abzuschätzen, müssen die Verteilung der Quellen über Entfernungen von der Erde und die Energieverluste von Teilchen im intergalaktischen Raum berücksichtigt werden. Vor der Entdeckung der kosmischen Radioemission im Hintergrund schien der intergalaktische Raum „leer“ und nicht nur für elektromagnetische Strahlung, sondern auch für ultrahochenergetische Teilchen transparent zu sein. Die Gasdichte im intergalaktischen Raum ist laut astronomischen Daten so gering (10 –29 g/cm 3), dass selbst in enormen Entfernungen von Hunderten Milliarden Lichtjahren (10 24 m) Teilchen nicht auf die Gaskerne treffen Atome. Als sich jedoch herausstellte, dass das Universum mit Photonen niedriger Energie gefüllt ist (ungefähr 500 Photonen/cm 3 mit Energie). E f ~10 –3 eV), die nach dem Urknall übrig blieben, wurde deutlich, dass Protonen und Kerne mit größerer Energie vorhanden waren E~5·10 19 eV, die Greisen-Zatsepin-Kuzmin (GZK)-Grenze, muss mit Photonen interagieren und b verlieren Ö den größten Teil deiner Energie. Somit erwies sich der überwiegende Teil des Universums, der mehr als 10 7 Lichtjahre von uns entfernt liegt, für die Beobachtung in Strahlen mit einer Energie von mehr als 5·10 19 eV unzugänglich. Aktuelle experimentelle Daten zum Spektrum ultrahochenergetischer kosmischer Strahlung (HiRes-Installation, Pierre-Auger-Observatorium) bestätigen die Existenz dieser Energiegrenze für von der Erde aus beobachtete Teilchen.
Wie Sie sehen, ist es äußerst schwierig, den Ursprung ultrahochenergetischer kosmischer Strahlung zu untersuchen: Die meisten möglichen Quellen kosmischer Strahlung höchster Energie (über der GZK-Grenze) sind so weit entfernt, dass die Teilchen die aufgenommene Energie verlieren an der Quelle auf dem Weg zur Erde. Und bei Energien unterhalb der GZK-Grenze ist die Ablenkung der Teilchen durch das Magnetfeld der Galaxie immer noch groß, und es ist unwahrscheinlich, dass die Ankunftsrichtung der Teilchen einen Hinweis auf die Position der Quelle auf der Himmelssphäre geben kann.
Bei der Suche nach Quellen ultrahochenergetischer kosmischer Strahlung wird eine Analyse der Korrelation der experimentell gemessenen Ankunftsrichtung von Teilchen mit ausreichend hohen Energien verwendet – so dass die Felder der Galaxie die Teilchen leicht aus der Richtung ablenken Quelle. Installationen früherer Generationen haben noch keine überzeugenden Daten über die Korrelation der Ankunftsrichtung von Teilchen mit den Koordinaten einer speziell ausgewählten Klasse astrophysikalischer Objekte geliefert. Die neuesten Daten des Pierre-Auger-Observatoriums können als Hoffnung angesehen werden, in den kommenden Jahren Daten über die Rolle von Quellen vom AGN-Typ bei der Erzeugung intensiver Teilchenströme mit Energien in der Größenordnung der GZK-Grenze zu erhalten.
Interessanterweise erhielt die AGASA-Installation Hinweise auf die Existenz „leerer“ Richtungen (solche, in denen es keine bekannten Quellen gibt), entlang derer während der Beobachtung zwei oder sogar drei Partikel ankommen. Dies weckte großes Interesse bei Physikern, die sich mit der Kosmologie befassen – der Wissenschaft vom Ursprung und der Entwicklung des Universums, die untrennbar mit der Physik der Elementarteilchen verbunden ist. Es stellt sich heraus, dass einige Modelle der Struktur des Mikrokosmos und der Entwicklung des Universums (Urknalltheorie) die Erhaltung supermassiver Elementarteilchen mit einer Masse in der Größenordnung von 10 23 -10 24 eV im modernen Universum vorhersagen Materie sollte im frühesten Stadium des Urknalls bestehen. Ihre Verteilung im Universum ist nicht ganz klar: Sie können entweder gleichmäßig im Raum verteilt sein oder von massiven Regionen des Universums „angezogen“ werden. Ihr Hauptmerkmal ist, dass diese Teilchen instabil sind und in leichtere Teilchen zerfallen können, darunter stabile Protonen, Photonen und Neutrinos, die enorme kinetische Energien erreichen – mehr als 10 20 eV. Orte, an denen solche Teilchen erhalten bleiben (topologische Defekte des Universums), können sich als Quellen für Protonen, Photonen oder Neutrinos mit ultrahoher Energie erweisen.
Wie im Fall galaktischer Quellen wird die Existenz extragalaktischer Ultrahochenergie-Beschleuniger für kosmische Strahlung durch Daten von Gammastrahlendetektoren, beispielsweise den HESS-Teleskopen, bestätigt, die auf die oben genannten extragalaktischen Objekte ausgerichtet sind – Kandidaten für kosmische Strahlungsquellen.
Unter ihnen waren die aktiven galaktischen Kerne (AGNs) mit Gasstrahlen die vielversprechendsten. Eines der am besten untersuchten Objekte der HESS-Installation ist die Galaxie M87 im Sternbild Jungfrau, 50 Millionen Lichtjahre von unserer Galaxie entfernt. In seinem Zentrum befindet sich ein Schwarzes Loch, das die Prozesse in seiner Nähe und insbesondere den riesigen Plasmastrahl dieser Galaxie mit Energie versorgt. Die Beschleunigung der kosmischen Strahlung in M87 wird direkt durch Beobachtungen seiner Gammastrahlung bestätigt, dem Energiespektrum von Photonen mit einer Energie von 1–10 TeV (10 12 –10 13 eV), beobachtet an der HESS-Installation. Die beobachtete Gammastrahlenintensität von M87 beträgt etwa 3 % der Intensität des Krebses. Unter Berücksichtigung des Abstandsunterschieds zu diesen Objekten (5000-fach) bedeutet dies, dass die Leuchtkraft von M87 die Leuchtkraft des Krebses um das 25-Millionen-fache übersteigt!
Für dieses Objekt erstellte Teilchenbeschleunigungsmodelle deuten darauf hin, dass die Intensität der in M87 beschleunigten Teilchen so groß sein könnte, dass selbst in einer Entfernung von 50 Millionen Lichtjahren der Beitrag dieser Quelle die beobachtete Intensität kosmischer Strahlung mit Energien über 10 19 eV erzeugen könnte .
Aber hier ist ein Rätsel: In modernen Daten zu EASs in Richtung dieser Quelle gibt es keinen Überschuss an Teilchen mit einer Energie in der Größenordnung von 10 19 eV. Aber wird diese Quelle nicht in den Ergebnissen zukünftiger Weltraumexperimente auftauchen, bei solchen Energien, wenn entfernte Quellen nicht mehr zu den beobachteten Ereignissen beitragen? Die Situation mit einem Bruch im Energiespektrum kann sich erneut wiederholen, beispielsweise bei einer Energie von 2·10 20 . Diesmal sollte die Quelle jedoch in Messungen der Richtung der Flugbahn des Primärteilchens sichtbar sein, da Energien > 2·10 20 eV so hoch sind, dass die Teilchen in galaktischen Magnetfeldern nicht abgelenkt werden sollten.
Wie wir sehen, warten wir nach einem Jahrhundert der Erforschung der kosmischen Strahlung erneut auf neue Entdeckungen, dieses Mal auf ultrahochenergetische kosmische Strahlung, deren Natur noch unbekannt ist, die aber eine wichtige Rolle in der Struktur des Universums spielen kann.
Literatur:
1) Dobrotin N.A. Kosmische Strahlung. - M.: Verlag. Akademie der Wissenschaften der UdSSR, 1963.
2) Murzin V.S. Einführung in die Physik der kosmischen Strahlung. - M.: Verlag. Staatliche Universität Moskau, 1988.
3) Panasyuk M. I. Fremde des Universums oder Echoes des Urknalls. - Frjasino: „Vek2“, 2005.
4) Rossi B. Kosmische Strahlung. - M.: Atomizdat, 1966.
5) Khrenov B.A. Relativistische Meteore// Wissenschaft in Russland, 2001, Nr. 4.
6) Khrenov B.A. und Panasyuk M.I. Boten des Weltraums: fern oder nah?// Natur, 2006, Nr. 2.
7) Khrenov B.A. und Klimov P.A. Eröffnung erwartet// Natur, 2008, Nr. 4.
Kosmische Strahlung (Strahlung) sind Teilchen, die den interstellaren Raum füllen und ständig die Erde bombardieren. Sie wurden 1912 vom österreichischen Physiker Hess mithilfe einer Ionisationskammer in einem Ballon entdeckt. Die maximale Energie der kosmischen Strahlung beträgt 10 21 eV, d.h. sind um viele Größenordnungen höher als die Energien, die modernen Beschleunigern zur Verfügung stehen (10 12 eV). Daher spielt die Erforschung der kosmischen Strahlung nicht nur in der kosmischen Physik, sondern auch in der Teilchenphysik eine wichtige Rolle. Eine Reihe von Elementarteilchen wurde erstmals in der kosmischen Strahlung entdeckt (Positron – Anderson, 1932; Myon () – Neddermeyer und Anderson, 1937; Pion () – Powell, 1947). Obwohl kosmische Strahlung nicht nur geladene, sondern auch neutrale Teilchen (insbesondere viele Photonen und Neutrinos) enthält, werden geladene Teilchen üblicherweise als kosmische Strahlung bezeichnet.
Bei der Diskussion über kosmische Strahlung muss geklärt werden, um welche Strahlung es sich handelt. Folgende Arten kosmischer Strahlung werden unterschieden:
1. Galaktische kosmische Strahlung - kosmische Teilchen, die aus den Tiefen unserer Galaxie auf die Erde gelangen. Sie enthalten keine von der Sonne erzeugten Partikel.
2. Sonnenkosmische Strahlung - kosmische Teilchen, die von der Sonne erzeugt werden.
Der Fluss der galaktischen kosmischen Strahlung, die die Erde bombardiert, ist annähernd isotrop und zeitlich konstant und beträgt 1 Teilchen/cm 2 Sek. (bevor sie in die Erdatmosphäre eintritt). Die Energiedichte der galaktischen kosmischen Strahlung beträgt 1 eV/cm 3, was vergleichbar ist mit der Gesamtenergie der elektromagnetischen Strahlung von Sternen, der thermischen Bewegung interstellaren Gases und dem galaktischen Magnetfeld. Somit ist die kosmische Strahlung ein wichtiger Bestandteil der Galaxie.
Zusammensetzung der galaktischen kosmischen Strahlung:
Nukleare Komponente- 93 % Protonen, 6,5 % Heliumkerne,<1% более тяжелых ядер (т.е. отвечает распространенности ядер во Вселенной).
Elektronen. Ihre Anzahl beträgt 1 % der Anzahl der Kerne.
Positronen. Ihre Zahl beträgt 10 % der Elektronenzahl.
Antihadronen liegen unter 1 %.
Die Energien der galaktischen kosmischen Strahlung decken einen riesigen Bereich ab – mindestens 15 Größenordnungen (10 6 –10 21 eV). Ihr Fluss für Teilchen mit E>10 9 eV nimmt mit zunehmender Energie schnell ab. Das Energiespektrum der Kernkomponente, mit Ausnahme niedriger Energien, folgt dem Ausdruck
n(E) = n o E - , (15.5)
ln o ist eine Konstante und beträgt 2,7 bei E<10 15 ýÂ è 3.1-3.2 ïðè E>10 15 eV. Das Energiespektrum der Kernkomponente ist in Abb. 15.6 dargestellt.
Der Fluss ultrahochenergetischer Teilchen ist extrem klein. Somit fällt im Durchschnitt nicht mehr als ein Teilchen mit einer Energie von 10 20 eV pro Jahr auf eine Fläche von 10 km 2. Die Beschaffenheit des Spektrums für Elektronen mit Energien >10 9 eV ähnelt dem in Abb. 15.6 dargestellten. Der Fluss der galaktischen kosmischen Strahlung ist seit mindestens einer Milliarde Jahren unverändert.
Galaktische kosmische Strahlung ist offensichtlich nichtthermischen Ursprungs. Tatsächlich werden im Zentrum von Sternen Höchsttemperaturen (10 9 K) erreicht. In diesem Fall beträgt die Energie der thermischen Bewegung der Teilchen 10 5 eV. Gleichzeitig haben Teilchen der galaktischen kosmischen Strahlung, die die Erdumgebung erreichen, überwiegend Energien >10 8 ýÂ.
Reis. 15.6. Energiespektrum der nuklearen Komponente des Weltraums
Strahlen. Die Energie wird im Schwerpunktsystem bereitgestellt.
Es gibt gute Gründe zu der Annahme, dass kosmische Strahlung hauptsächlich durch Supernova-Explosionen erzeugt wird (andere Quellen kosmischer Strahlung sind Pulsare, Radiogalaxien und Quasare). In unserer Galaxie kommt es im Durchschnitt mindestens alle 100 Jahre zu Supernova-Explosionen. Es lässt sich leicht berechnen, dass es ausreicht, nur wenige Prozent der Explosionskraft zu übertragen, um die beobachtete Energiedichte der kosmischen Strahlung (1 eV/cm 3) aufrechtzuerhalten. Protonen, schwerere Kerne, Elektronen und Positronen, die bei Supernova-Explosionen ausgestoßen werden, werden in bestimmten astrophysikalischen Prozessen weiter beschleunigt (sie werden weiter unten besprochen) und erhalten Energieeigenschaften, die der kosmischen Strahlung innewohnen.
In der Zusammensetzung der kosmischen Strahlung gibt es praktisch keine metagalaktische Strahlung, d.h. der von außen in unsere Galaxie eingedrungen ist. Alle beobachteten Eigenschaften der kosmischen Strahlung können durch die Tatsache erklärt werden, dass sie in unserer Galaxie gebildet, angesammelt und für lange Zeit gespeichert wird und langsam in den intergalaktischen Raum fließt. Wenn sich kosmische Teilchen geradlinig bewegen würden, würden sie die Galaxie mehrere tausend Jahre nach ihrer Entstehung verlassen. Ein solch schnelles Leck würde zu irreparablen Verlusten und einem starken Rückgang der Intensität der kosmischen Strahlung führen.
Tatsächlich zwingt das Vorhandensein eines interstellaren Magnetfelds mit einer stark verschränkten Feldlinienkonfiguration geladene Teilchen dazu, sich entlang komplexer Flugbahnen zu bewegen (diese Bewegung ähnelt der Diffusion von Molekülen), wodurch sich die Verweilzeit dieser Teilchen in der Galaxie um das Tausendfache verlängert . Das Alter der meisten Teilchen der kosmischen Strahlung wird auf mehrere zehn Millionen Jahre geschätzt. Kosmische Teilchen ultrahoher Energie werden vom galaktischen Magnetfeld nur schwach abgelenkt und verlassen die Galaxie relativ schnell. Dies könnte den Bruch im Spektrum der kosmischen Strahlung bei einer Energie von 310 15 V erklären.
Lassen Sie uns ganz kurz auf das Problem der Beschleunigung der kosmischen Strahlung eingehen. Teilchen der kosmischen Strahlung bewegen sich im verdünnten und elektrisch neutralen kosmischen Plasma. Aufgrund der Potentialdifferenz zwischen verschiedenen Punkten der Flugbahn gibt es keine nennenswerten elektrostatischen Felder, die geladene Teilchen beschleunigen könnten. Im Plasma können jedoch elektrische Felder induktiver und gepulster Art entstehen. So entsteht bekanntlich ein induktives (Wirbel-)elektrisches Feld mit einer zeitlichen Zunahme der magnetischen Feldstärke (der sogenannte Betatron-Effekt). Die Teilchenbeschleunigung kann auch durch ihre Wechselwirkung mit dem elektrischen Feld von Plasmawellen in Regionen intensiver Plasmaturbulenz verursacht werden. Es gibt andere Beschleunigungsmechanismen, auf die wir in diesem Kurs nicht näher eingehen können. Eine genauere Untersuchung zeigt, dass die vorgeschlagenen Beschleunigungsmechanismen in der Lage sind, die Energie geladener Teilchen, die bei Supernova-Explosionen ausgestoßen werden, von 10 5 auf 10 21 V zu erhöhen.
Von der Sonne emittierte geladene Teilchen – die solare kosmische Strahlung – sind ein sehr wichtiger Bestandteil der kosmischen Strahlung, die die Erde bombardiert. Diese Teilchen werden bei Sonneneruptionen in der oberen Sonnenatmosphäre auf hohe Energien beschleunigt. Sonneneruptionen unterliegen bestimmten Zeitzyklen. Die stärksten wiederholen sich mit einem Zeitraum von 11 Jahren, die schwächeren mit einem Zeitraum von 27 Tagen. Starke Sonneneruptionen können den Fluss der von der Sonne auf die Erde fallenden kosmischen Strahlung im Vergleich zum galaktischen um das Zehnfache erhöhen.
Im Vergleich zur galaktischen kosmischen Strahlung enthält die solare kosmische Strahlung mehr Protonen (bis zu 98–99 % aller Kerne) und dementsprechend weniger Heliumkerne (1,5 %). Sie haben praktisch keine anderen Kerne. Der Gehalt an Z2-Kernen in der kosmischen Strahlung der Sonne spiegelt die Zusammensetzung der Sonnenatmosphäre wider. Die Energien der Teilchen der solaren kosmischen Strahlung schwanken im Bereich von 10 5 -10 11 eV. Ihr Energiespektrum hat die Form einer Potenzfunktion (15.5), wobei - mit abnehmender Energie von 7 auf 2 abnimmt.
Alle oben genannten Eigenschaften der kosmischen Strahlung beziehen sich auf kosmische Teilchen vor dem Eintritt in die Erdatmosphäre, d. h. zu den sogenannten primäre kosmische Strahlung. Durch die Wechselwirkung mit den Kernen der Atmosphäre (hauptsächlich Sauerstoff und Stickstoff) erzeugen hochenergetische Teilchen der primären kosmischen Strahlung (hauptsächlich Protonen) eine große Anzahl sekundärer Teilchen – Hadronen (Pionen, Protonen, Neutronen, Antinukleonen usw.). ), Leptonen (Myonen, Elektronen, Positronen, Neutrinos) und Photonen. Es entsteht ein komplexer mehrstufiger Kaskadenprozess. Die kinetische Energie der Sekundärteilchen wird hauptsächlich für die Ionisierung der Atmosphäre aufgewendet.
Die Dicke der Erdatmosphäre beträgt etwa 1000 g/cm2. Gleichzeitig beträgt die Reichweite hochenergetischer Protonen in Luft 70–80 g/cm 2 und die von Heliumkernen 20–30 g/cm 2 . So kann ein hochenergetisches Proton bis zu 15 Kollisionen mit atmosphärischen Kernen erleben und die Wahrscheinlichkeit, dass das Primärproton den Meeresspiegel erreicht, ist äußerst gering. Die erste Kollision erfolgt normalerweise in einer Höhe von 20 km.
Leptonen und Photonen entstehen als Folge schwacher und elektromagnetischer Zerfälle sekundärer Hadronen (hauptsächlich Pionen) und der Produktion von e - e + -Paaren durch -Quanten im Coulomb-Kernfeld:
ÿäðî + ÿäðî + e - +e + .
Somit entsteht anstelle eines Primärteilchens eine Vielzahl sekundärer Teilchen, die in hadronische, myonische und Elektron-Photonen-Komponenten unterteilt werden. Ein lawinenartiger Anstieg der Teilchenzahl kann dazu führen, dass ihre Zahl im Maximum der Kaskade 10 6 -10 9 erreichen kann (bei der Energie des Primärprotons >10 14 eV). Eine solche Kaskade erstreckt sich über eine große Fläche (viele Quadratkilometer) und heißt breite stimmungsvolle Dusche(Abb. 15.7).
Nach Erreichen ihrer maximalen Dimensionen zerfällt die Kaskade hauptsächlich aufgrund von Energieverlusten aufgrund der Ionisierung der Atmosphäre. Es sind hauptsächlich relativistische Myonen, die die Erdoberfläche erreichen. Die Elektron-Photonen-Komponente wird stärker absorbiert und die hadronische Komponente der Kaskade „stirbt“ fast vollständig aus. Im Allgemeinen ist der Fluss kosmischer Strahlungspartikel auf Meereshöhe etwa 100-mal geringer als der Fluss primärer kosmischer Strahlung und beträgt etwa 0,01 Partikel/cm 2 ñåê.
K. l. ähneln einem stark verdünnten relativistischen Gas, dessen Teilchen praktisch nicht miteinander interagieren, aber seltene Kollisionen mit der Materie der interstellaren und interplanetaren Umgebung und dem Einfluss kosmischer Natur erfahren. Mag. Felder. Im Rahmen von K. l. Protonen überwiegen; es gibt auch Elektronen, Kerne von Helium und schwereren Elementen (bis zu den Kernen von Elementen mit 30). Elektronen zu K. l. Hundertmal weniger als Protonen (im gleichen Energiebereich). Partikel von K. l. haben eine enorme Kinetik. Energien (bis zu eV). Obwohl der Gesamtfluss von K. l. in der Nähe der Erde ist klein [nur 1 Teilchen/(cm 2 s)], ihre Energiedichte (ca. 1 eV/cm 3) ist (innerhalb unserer Galaxie) vergleichbar mit der Energiedichte des gesamten elektrischen Magnetfelds. Strahlung von Sternen, Energie der thermischen Bewegung interstellaren Gases und Kinetik. die Energie seiner turbulenten Bewegungen sowie die Energiedichte des Magnetfelds der Galaxie. Daraus folgt, dass K. l. muss eine große Rolle bei den Prozessen im interstellaren Raum spielen.
DR. ein wichtiges Merkmal von K. l. - nichtthermischer Ursprung ihrer Energie. Tatsächlich beträgt die durchschnittliche Energie der thermischen Bewegung von Teilchen selbst bei einer Temperatur von ~ 10 9 K, die offenbar nahe am Maximum für das Innere von Sternen liegt, eV. Basic Die gleiche Anzahl kosmischer Strahlungsteilchen, die in der Nähe der Erde beobachtet werden, haben Energien von 10 8 eV und mehr. Das bedeutet, dass K. l. Energie in bestimmten astrophysikalischen Bereichen erwerben. Prozesse el.-magn. und Plasmanatur.
Studium von K. l. liefert wertvolle Informationen zum Thema Elektromagnetik Felder in verschiedenen Bereichen des Weltraums. Von kosmischen Teilchen „aufgezeichnete“ und „übertragene“ Informationen. auf ihrem Weg zur Erde, wird im Rahmen der Studie entschlüsselt - raumzeitliche Veränderungen im Fluss des kosmischen Lichts. unter dem Einfluss dynamischer el.-magn. und Plasmaprozesse im interstellaren und erdnahen Raum.
Andererseits ist K. l. eine natürliche Quelle hochenergetischer Teilchen. spielen eine unersetzliche Rolle bei der Erforschung der Struktur der Materie und der Wechselwirkungen zwischen Elementarteilchen. Energien einzelner Teilchen des kosmischen L. so groß, dass sie im Vergleich zu Teilchen, die von den leistungsstärksten Laborbeschleunigern auf Energien von ~ 10 12 eV beschleunigt werden, für lange Zeit außer Konkurrenz bleiben werden.
2. Methoden zur Untersuchung der kosmischen Strahlung
Primäre kosmische Strahlung dringt in die Erdatmosphäre ein. zerstören die Kerne der häufigsten Elemente der Atmosphäre – Stickstoff und Sauerstoff – und lösen einen Kaskadenprozess aus (Abb. 1), an dem alle derzeit bekannten Elementarteilchen beteiligt sind. Es ist üblich, den Weg zu charakterisieren, den ein kosmisches Teilchen zurücklegt. in der Atmosphäre vor der Kollision die Stoffmenge in Gramm, die in einer Säule mit einem Querschnitt von 1 cm 2 enthalten ist, d.h. Geben Sie den Partikelbereich in g/cm 2 atmosphärischer Substanz an. Dies bedeutet, dass nach dem Durchgang durch die Atmosphäre X(in g/cm2) in einem Protonenstrahl mit Anfangsintensität ICH 0 ist die Anzahl der Protonen, die keine Kollision erlebt haben, gleich , wobei - avg. Teilchenweg. Für Protonen, die den Großteil der primären kosmischen Strahlung ausmachen, beträgt sie in Luft etwa 70 g/cm 2 ; für Heliumkerne 25 g/cm 2, für schwerere Kerne sogar weniger. Protonen erleben ihre erste Kollision (70 g/cm2) mit atmosphärischen Teilchen in einer durchschnittlichen Höhe von 20 km. Die Dicke der Atmosphäre auf Meereshöhe beträgt 1030 g/cm2, d.h. entspricht etwa 15 Kernbereichen für Protonen. Daraus folgt, dass die Wahrscheinlichkeit, die Erdoberfläche ohne Kollisionen zu erreichen, für ein Primärteilchen vernachlässigbar gering ist. Daher auf der Erdoberfläche K. l. werden nur durch schwache Ionisierungseffekte erkannt, die durch Sekundärteilchen erzeugt werden.Zu Beginn des 20. Jahrhunderts. in Experimenten mit Elektroskopen und Ionisation. Die Kameras stellten eine ständige Restionisierung von Gasen fest, die durch teilweise sehr durchdringende Strahlung verursacht wurde. Im Gegensatz zur Strahlung radioaktiver Umweltstoffe konnte die eindringende Strahlung selbst durch dicke Bleischichten nicht aufgehalten werden. Der außerirdische Charakter der nachgewiesenen durchdringenden Strahlung wurde 1912–1914 festgestellt. österreichisch Physiker W. Hess, Deutscher. Wissenschaftler W. Kolhurster und andere Physiker, die aus der Ionisierung hervorgegangen sind. Ballonkameras. Es wurde festgestellt, dass mit zunehmender Entfernung von der Erdoberfläche beispielsweise die durch kosmische Strahlung verursachte Ionisierung zunimmt. auf einer Höhe von 4800 m – viermal, auf einer Höhe von 8400 m – zehnmal. Außerirdischer Ursprung von K. l. wurde schließlich von R. Milliken (USA) nachgewiesen, der 1923–26 durchführte. eine Reihe von Experimenten zur Untersuchung der Absorption von K. l. Atmosphäre (er war es, der den Begriff „Kl.“ prägte).
Natur K. l. bis in die 40er Jahre. blieb unklar. In dieser Zeit entwickelte sich das Kerngebiet – die Erforschung der Wechselwirkung der kosmischen Strahlung – intensiv. mit Materie die Bildung von Sekundärteilchen und deren Absorption in der Atmosphäre. Diese Studien, die mit Gegenteleskopen, Wolkenkammern und nuklearen fotografischen Emulsionen (die mit Sondierungsballons in die Stratosphäre befördert wurden) durchgeführt wurden, führten insbesondere zur Entdeckung neuer Elementarteilchen – des Positrons (1932), des Myons (1937), des Pi -Mesonen (1947).
Systematisch Forschung zum Einfluss von Erdmagnetik Felder über die Intensität und Richtung des Eintreffens der primären kosmischen Strahlung. zeigte, dass die überwiegende Mehrheit der K. l-Partikel. hat etwas Positives Aufladung. Damit hängt die Ost-West-Asymmetrie der kosmischen Strahlung zusammen: durch die Ablenkung geladener Teilchen im Magnetfeld. Im Erdfeld kommen mehr Teilchen aus dem Westen als aus dem Osten.
Der Einsatz fotografischer Emulsionen ermöglichte 1948 die Bestimmung der Kernzusammensetzung der primären kosmischen Strahlung: Spuren von Kernen schwerer Elemente, darunter Eisen, wurden entdeckt (Primärelektronen in der kosmischen Strahlung wurden erstmals 1961 in stratosphärischen Messungen erfasst). Seit Ende der 40er Jahre. Nach und nach traten die Probleme des Ursprungs und der vorübergehenden Variationen des Kosmos in den Vordergrund. (kosmophysikalischer Aspekt).
Kernphysik. Forschung K. l. werden hauptsächlich mit großflächigen Messanlagen durchgeführt, die zur Erfassung der sogenannten. ausgedehnte atmosphärische Schauer von Sekundärteilchen, die bei der Invasion eines Primärteilchens mit der Energie eV entstehen. Basic Der Zweck solcher Beobachtungen besteht darin, die Eigenschaften eines elementaren Aktes der nuklearen Wechselwirkung bei hohen Energien zu untersuchen. Darüber hinaus liefern sie Informationen zum Thema Energie. Spektrum von K. l. bei eV, was für die Suche nach Quellen und Mechanismen der Beschleunigung der kosmischen Strahlung sehr wichtig ist.
Beobachtungen von K. l. in der Kosmophysik Diese Aspekte werden mit sehr unterschiedlichen Methoden durchgeführt – abhängig von der Energie der Teilchen. Variationen von K. l. eVs werden mithilfe von Daten aus einem weltweiten Netzwerk von Neutronenmonitoren (der Neutronenkomponente der kosmischen Strahlung), Gegenteleskopen (der Myonenkomponente der kosmischen Strahlung) und anderen Detektoren untersucht. Allerdings sind bodengebundene Anlagen aufgrund der atmosphärischen Absorption unempfindlich gegenüber MeV-Partikeln. Daher werden Instrumente zur Erfassung solcher Partikel auf Höhenforschungsballons in die Stratosphäre in Höhen von 30–35 km befördert.
Außeratmosphärische Messungen des kosmischen Flusses. 1-500 MeV werden geophysikalisch durchgeführt. Raketen, Satelliten und andere Raumfahrzeuge. Direkte Beobachtungen von K. l. im interplanetaren Raum wurden bisher nur in der Nähe der Ekliptikebene bis zu einer Entfernung von ~ 10 AE durchgeführt. h. von der Sonne.
Die Methode der kosmogenen Isotope lieferte eine Reihe wertvoller Ergebnisse. Sie entstehen bei der Wechselwirkung von K. l. mit Meteoriten und Weltraum Staub, mit der Oberfläche des Mondes und anderer Planeten, mit der Atmosphäre oder Substanz der Erde. Kosmogene Isotope enthalten Informationen über Variationen der kosmischen Strahlung. in der Vergangenheit und etwa . Anhand des Gehalts an Radiokohlenstoff 14 C in Baumringen lassen sich beispielsweise Schwankungen in der Intensität der kosmischen Strahlung untersuchen. im Laufe mehrerer letzten tausend Jahren. Mithilfe anderer langlebiger Isotope (10 Be, 26 Al, 53 Mn usw.), die in Meteoriten, Mondboden und Tiefsee-Meeressedimenten enthalten sind, ist es möglich, das Bild der Veränderungen in der Intensität der kosmischen Strahlung zu rekonstruieren. seit Millionen von Jahren.
Mit der Entwicklung der Weltraumtechnologie. Technologie und Radiochemie. Analysemethoden ermöglichten es, die Eigenschaften von K. l. entlang der Spuren (Spuren), die von den Kernen der kosmischen Strahlung erzeugt werden. insbesondere in Meteoriten, Mondmaterie. Zielproben, die auf Satelliten ausgestellt und zur Erde zurückgebracht werden, in den Helmen von Astronauten, die im Weltraum arbeiteten usw. Es wird auch eine indirekte Methode zum Studium von K. l verwendet. durch die von ihnen verursachten Ionisationseffekte im unteren Teil der Ionosphäre, insbesondere in polaren Breiten. Diese Effekte sind erheblich. arr. wenn die kosmische Strahlung der Sonne in die Erdatmosphäre eindringt.
3. Kosmische Strahlung in der Nähe der Erde
Tisch 1. Relative Häufigkeit von Kernen in der kosmischen Strahlung, in der Sonne und in Sternen (im Durchschnitt)
| Element | Solar K.l. | Sonne (Photosphäre) | Sterne | Galaktische K.l. |
| 1H | 4600* | 1445 | 925 | 685 |
| 2 Er (-Teilchen) | 70* | 91 | 150 | 48 |
| 3Li | ? | 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 |
| 9F | 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 |
| 26Fe | 0,15* | 0,05 | 0,06 | 0,14 |
* Beobachtungsdaten für das Intervall = 1-20 MeV/Nukleon, die restlichen Zahlen in dieser Spalte beziehen sich hauptsächlich auf >40 MeV/Nukleon. Die Genauigkeit der meisten Werte in der gesamten Tabelle liegt zwischen 10 und 50 %. ** Die Häufigkeit der Sauerstoffkerne wird als Einheit angenommen.
Die wichtigsten Eigenschaften von K. l. yavl. ihre Zusammensetzung (Massen- und Ladungsverteilung), Energie. Spektrum (Verteilung nach Energie) und Grad der Anisotropie (Verteilung nach Einfallsrichtung). Relativer Kerngehalt im kosmischen L. ist in Tabelle 1 angegeben. Vom Tisch 1 Es ist klar, dass in der Zusammensetzung von K. l. galaktisch Ursprung von viel mehr leichten Kernen ( Z= 3-5) als im solaren K. l. und im Durchschnitt in den Sternen der Galaxie. Darüber hinaus enthalten sie im Vergleich zu ihrem natürlichen Vorkommen deutlich mehr schwere Gifte (20). Beide Unterschiede sind für die Klärung der Frage nach der Herkunft von K. l. sehr wichtig.
Relative Anzahl von Teilchen unterschiedlicher Masse in kosmischen Litern. sind in der Tabelle angegeben. 2.
Tisch 2. Zusammensetzung und einige Eigenschaften der kosmischen Strahlung mit Energien von 2,5 GeV/Nukleon
Man erkennt, dass Protonen im Fluss der primären kosmischen Teilchen vorherrschen und mehr als 90 % aller Teilchen ausmachen. Bezogen auf Protonen machen Teilchen 7 %, Elektronen ~ 1 % und schwere Kerne weniger als 1 % aus. Diese Zahlen beziehen sich auf Teilchen mit einer Energie von 2,5 GeV/Nukleon, gemessen in Erdnähe bei minimaler Sonnenaktivität, wenn die beobachteten Energien erreicht sind. Das Spektrum kann als nahe am unmodulierten Spektrum der kosmischen Strahlung angesehen werden. im interstellaren Raum.
Integrale Energie Spektrum von K. l. align="absmiddle" width="145" height="22"> [particles/(cm 2 s)] spiegelt die Abhängigkeit der Anzahl der Partikel wider ICH mit höherer Energie ( ICH 0 ist eine Normalisierungskonstante, +1 ist ein Spektrumindikator, das Minuszeichen zeigt an, dass das Spektrum einen abnehmenden Charakter hat, d.h. mit zunehmender Intensität von K. l. nimmt ab). Oft verwenden sie auch eine Differentialdarstellung des Spektrums [Teilchen/(cm 2 s MeV)], die die Abhängigkeit von der Anzahl der Teilchen pro Energieintervalleinheit (1 MeV) widerspiegelt.
Das Differenzspektrum ermöglicht uns im Vergleich zum Integralspektrum die Identifizierung subtilerer Energiedetails. Verbreitung von K. l. Dies ist aus Abb. ersichtlich. 2, die das Differenzspektrum der kosmischen Strahlung zeigt, die in der Nähe der Erde im Bereich von etwa 10 6 bis eV beobachtet wird. Partikel von K. l. Die Energien, die in dieses Intervall fallen, werden durch die Sonnenaktivität beeinflusst, daher das Studium der Energie. Spektrum K. l. im Bereich von 10 6 -10 11 eV ist äußerst wichtig für das Verständnis der Durchdringung kosmischer Strahlung. vom interstellaren bis zum interplanetaren Raum, Wechselwirkungen der kosmischen Strahlung. mit interplanetarem Magneten. Feld (IMF) und zur Interpretation solar-terrestrischer Zusammenhänge.Vor Beginn der außeratmosphärischen und außermagnetosphärischen Beobachtungen der kosmischen Strahlung. Die Frage nach der Form des Differenzspektrums im eV-Bereich schien ziemlich klar: Das Spektrum in der Nähe der Erde hat ein Maximum bei 400 MeV/Nukleon; das unmodulierte Spektrum im interstellaren Raum muss eine Potenzgesetzform haben; Im interplanetaren Raum sollte es keine galaktischen geben. K. l. niedrige Energien. Direkte Messungen von K. l. im Bereich von 10 6 bis 10 8 eV zeigte wider Erwarten, dass ab ca. = 30 MeV (und darunter) die Intensität der kosmischen Strahlung zunimmt. wächst wieder, d.h. Es wurde ein charakteristischer Einbruch im Spektrum entdeckt. Wahrscheinlich ist der Fehler das Ergebnis einer erhöhten Modulation von K. l. im eV-Bereich, wo die Partikelstreuung an IMF-Inhomogenitäten am effektivsten ist.
Es wurde festgestellt, dass bei eV das Spektrum von K. l. unterliegt keiner Modulation mehr und seine Steigung entspricht einem Wert von 2,7 bis eV. An diesem Punkt erfährt das Spektrum eine Unterbrechung (der Indikator steigt auf = 3,2-3,3). Es gibt Hinweise darauf, dass gleichzeitig in der Zusammensetzung von K. l. der Anteil schwerer Kerne nimmt zu. Daten zur Zusammensetzung von K. l. in dieser Energieregion sind noch sehr rar. Bei align="absmiddle" width="118" height="17"> eV sollte das Spektrum aufgrund des Entweichens von Teilchen in den intergalaktischen Raum abrupt enden. Raum und Wechselwirkungen mit Photonen. Der Teilchenfluss im Ultrahochenergiebereich ist sehr gering: Im Durchschnitt fällt nicht mehr als ein eV-Teilchen pro Jahr auf eine Fläche von 10 km 2.Für K. l. eV zeichnet sich durch eine hohe Isotropie aus: Mit einer Genauigkeit von 0,1 % ist die Intensität der Partikel in alle Richtungen gleich. Bei höheren Energien nimmt die Anisotropie zu und erreicht im eV-Bereich mehrere. Dutzende von % (Abb. 3). Eine Anisotropie von ~0,1 % mit einem Maximum um 19:00 Uhr Sternzeit entspricht der vorherrschenden Bewegungsrichtung der kosmischen Strahlung. entlang magnetischer Feldlinien. Galaktische Felder Spiralarm, in dem sich die Sonne befindet. Mit zunehmender Teilchenenergie verschiebt sich die Zeit des Maximums auf 13 Stunden Sternzeit, was dem Vorhandensein einer Driftströmung kosmischer Strahlung entspricht. mit eV von der Galaxie über magnetische Feldlinien.
4. Ursprung der kosmischen Strahlung
Aufgrund der hohen Isotropie des kosmischen L. Beobachtungen in der Nähe der Erde erlauben es uns nicht festzustellen, wo sie entstehen und wie sie im Universum verteilt sind. Diese Fragen beantwortete die Radioastronomie im Zusammenhang mit der Entdeckung der Weltraumforschung. im Hochfrequenzbereich Hz. Diese Strahlung wird von sehr energiereichen Elektronen erzeugt, die sich durch den Magneten bewegen. Galaxienfeld.
Die Frequenz, bei der die Intensität der Funkemission maximal ist, hängt von der magnetischen Feldstärke ab. Felder N und Elektronenenergie durch das Verhältnis (Hz), wobei der Neigungswinkel des Elektrons (der Winkel zwischen dem Elektronengeschwindigkeitsvektor und dem Vektor) ist N). Magn. Feld der Galaxie, mehrfach gemessen. Methoden hat einen Wert von E. Im Durchschnitt liegt bei E und =0,5 eV, d. h. Radioemittierende Elektronen müssen die gleichen Energien wie die Hauptelektronen haben. Masse kosmischer Strahlung, die in der Nähe der Erde beobachtet wird. Diese Elektronen, die Bestandteil der kosmischen Strahlung sind, besetzen einen ausgedehnten Bereich, der die gesamte Galaxie abdeckt und als galaktisch bezeichnet wird. Heiligenschein. Im interstellaren magnetischen Bereich In Feldern bewegen sich Elektronen wie andere geladene Teilchen hoher Energie – Protonen und schwerere Kerne. Der einzige Unterschied besteht darin, dass Elektronen aufgrund ihrer geringen Masse im Gegensatz zu schwereren Teilchen intensive Radiowellen aussenden und sich dadurch in entfernten Teilen der Galaxie aufspüren, was ein Indikator für kosmische Strahlung ist. überhaupt.
Zusätzlich zum allgemeinen Galaktischen Es wurden diskrete Quellen der Synchrotron-Radioemission entdeckt: Hüllen, der galaktische Kern, . Es ist natürlich zu erwarten, dass all diese Objekte Quellen kosmischer Strahlung sind.
Bis Anfang der 70er Jahre. 20. Jahrhundert Viele Forscher glaubten, dass K. l. mit align="absmiddle" width="89" height="17"> eV sind hauptsächlich metagalaktisch. Herkunft. Gleichzeitig wurde darauf hingewiesen, dass es keine bekannten Galaxien gibt. Quellen von Teilchen mit bis zu 10 21 eV und die Schwierigkeiten, die mit dem Problem ihrer Eindämmung in der Galaxie verbunden sind. Im Zusammenhang mit der Entdeckung der Pulsare (1967) wurden eine Reihe möglicher Mechanismen zur Beschleunigung selbst sehr schwerer Kerne auf ultrahohe Energien betrachtet. Andererseits deuten die gewonnenen Daten darauf hin, dass die in der Nähe der Erde beobachteten Elektronen in der Galaxie gebildet und angesammelt werden. Es gibt keinen Grund zu der Annahme, dass sich Protonen und schwerere Kerne in dieser Hinsicht unterschiedlich verhalten. Somit ist die galaktische Theorie gerechtfertigt. Herkunft von K. l.Eine indirekte Bestätigung dieser Theorie wurde durch Daten über die Verteilung kosmischer Quellen in der Himmelssphäre erhalten. Gammastrahlung. Diese Strahlung entsteht durch den Zerfall von Mesonen, die bei Kollisionen kosmischer Strahlung entstehen. mit Teilchen interstellaren Gases sowie durch Bremsstrahlung relativistischer Elektronen während ihrer Kollisionen mit Teilchen interstellaren Gases. Gammastrahlen werden durch Magnetismus nicht beeinflusst. Felder, sodass die Richtung ihres Eintreffens direkt auf die Quelle zeigt. Im Gegensatz zur nahezu isotropen Verteilung der kosmischen Strahlung im Sonnensystem erwies sich die Verteilung der Gammastrahlung am Himmel als sehr ungleichmäßig und ähnelte der Verteilung von Supernovae in der Galaxie. Längengrad (Abb. 4). Die gute Übereinstimmung zwischen den experimentellen Daten und der erwarteten Verteilung der Gammastrahlung über die Himmelssphäre ist ein starker Beweis dafür, dass das Hauptproblem besteht Die Quelle der kosmischen Strahlung sind Supernovae.
Theorie des Ursprungs von K. l. stützt sich nicht nur auf die Hypothese der Galaktik der Natur der Quellen von K. l., sondern auch auf der Idee, dass K. l. bleiben lange Zeit in der Galaxie erhalten und fließen langsam in die Intergalaktik. Raum. In einer geraden Linie bewegen, K. l. hätte die Galaxie später mehrmals verlassen. Tausend Jahre nach dem Moment der Zeugung. Im Maßstab der Galaxie ist diese Zeit so kurz, dass es unmöglich wäre, Verluste durch ein so schnelles Leck auszugleichen. Allerdings im interstellaren Magnetfeld. Feld mit stark verschränkten Kraftlinien Bewegung des kosmischen l. hat eine komplexe Natur und erinnert an die Diffusion von Molekülen in einem Gas. Infolgedessen ist die Leckzeit von K. l. aus der Galaxie erweist sich als tausendmal größer als bei geradliniger Bewegung. Das Obige betrifft das Grundlegende Teile von Partikeln K. l. (mit eV). Teilchen mit höherer Energie, deren Anzahl sehr gering ist, werden von der Galaxie nur schwach abgelenkt. Mag. Feld und verlassen die Galaxie relativ schnell. Dies ist offenbar mit einer Unterbrechung des Strahlungsspektrums verbunden. bei e.V.
Die zuverlässigste Schätzung der Leckzeit von CO l. aus der Galaxie wird aus Daten über ihre Zusammensetzung gewonnen. In K. l. Leichte Kerne (Li, Be, B) sind in sehr großen Mengen vorhanden (im Vergleich zur durchschnittlichen Häufigkeit von Elementen). Sie entstehen aus den schwereren Kernen der kosmischen Strahlung. wenn diese mit den Atomkernen interstellaren Gases (hauptsächlich Wasserstoff) kollidieren. Damit leichte Kerne in der beobachteten Menge vorhanden sind, muss K. l. Während ihrer Bewegung in der Galaxie müssen sie eine Dicke interstellarer Materie von ca. 10 mm durchqueren. 3 g/cm. Daten zur Verteilung von interstellarem Gas und Überresten von Supernova-Explosionen zufolge ist das Zeitalter der kosmischen Strahlung. überschreitet nicht 30 Millionen Jahre.
Für Supernovae als Hauptobjekt Quelle der kosmischen Strahlung, zusätzlich zu Radio-, Röntgen- und Gammastrahlen-Astronomiedaten, geben auch Schätzungen ihrer Energiefreisetzung bei Flares an. Supernova-Explosionen gehen mit der Freisetzung riesiger Gasmassen einher, die eine große, hell leuchtende und sich ausdehnende Hülle (Nebel) um den explodierenden Stern bilden. Die gesamte Energie der Explosion wird für Strahlung und kinetische Energie aufgewendet. die Energie der Gasausdehnung kann 10 51 -10 52 Erg erreichen. In unserer Galaxie brechen nach neuesten Daten durchschnittlich mindestens alle 100 Jahre Supernovae aus. Wenn wir diesem Zeitraum die Flare-Energie von 10 51 Erg zuordnen, dann vgl. Die Blitzleistung beträgt ca. erg/s. Andererseits, um modern zu bleiben Energiedichte K.l. OK. 1 eV/cm Leistung von K. l-Quellen. am Mi. Lebenszeit von K. l. In der Galaxie sollten die Jahre mindestens 10 40 Erg/s betragen. Daraus folgt, dass zur Aufrechterhaltung der Energiedichte des kosmischen l. in der Moderne Das Level reicht aus, um nur wenige zu erhalten. % Supernova-Explosionskraft. Allerdings kann die Radioastronomie nur radioemittierende Elektronen direkt nachweisen. Deshalb lässt sich noch nicht abschließend sagen (obwohl dies vor allem angesichts der Errungenschaften der Gammastrahlenastronomie ganz natürlich erscheint), dass bei Supernova-Explosionen auch ausreichend Protonen und schwerere Kerne entstehen. In diesem Zusammenhang hat die Suche nach anderen möglichen Quellen von K. l. nicht an Bedeutung verloren. Von großem Interesse sind in diesem Zusammenhang Pulsare (bei denen offenbar eine Teilchenbeschleunigung auf ultrahohe Energien möglich ist) und die galaktische Region. Kerne (wo explosive Prozesse mit viel größerer Kraft als Supernova-Explosionen möglich sind). Die Erzeugungskraft der kosmischen Strahlung ist jedoch groß galaktisch Offensichtlich übersteigt der Kern bei Supernova-Explosionen nicht die Gesamtleistung seiner Erzeugung. Darüber hinaus wird der Großteil der im Kern gebildeten kosmischen Strahlung die galaktische Scheibe verlassen, bevor sie die Nähe der Sonne erreicht. Daher können wir davon ausgehen, dass Supernova-Explosionen Phänomene sind. die wichtigste, wenn auch nicht die einzige Quelle von K. l.
5. Mechanismen der Beschleunigung der kosmischen Strahlung
Die Frage nach möglichen Mechanismen zur Beschleunigung von Teilchen auf Energien von ~ 10 21 eV im Detail ist noch lange nicht abschließend geklärt. Lösungen. Generell ist die Natur des Beschleunigungsprozesses jedoch bereits klar. In einem gewöhnlichen (nicht ionisierten) Gas kommt es aufgrund ihrer Kollisionen untereinander zu einer Umverteilung der Energie zwischen den Teilchen. Im verdünnten Kosmischen Im Plasma spielen Kollisionen zwischen geladenen Teilchen eine sehr geringe Rolle und die Energieänderung (Beschleunigung oder Verzögerung) eines einzelnen Teilchens ist auf seine Wechselwirkung mit dem elektrischen Magneten zurückzuführen. Felder, die durch die Bewegung aller ihn umgebenden Plasmateilchen entstehen.
Unter normalen Bedingungen ist die Anzahl der Teilchen mit einer Energie deutlich größer als av. Die Energie der thermischen Bewegung von Plasmateilchen ist vernachlässigbar klein. Daher sollte die Beschleunigung von Teilchen praktisch von thermischen Energien ausgehen. Im Weltraum Plasma (elektrisch neutral) kann keine nennenswerte Elektrostatik aufweisen. Felder, die geladene Teilchen aufgrund der Potentialdifferenz zwischen den Punkten des Feldes beschleunigen könnten. Allerdings kann im Plasma Elektrizität entstehen. Felder gepulster oder induktiver Natur. Impulselektrisch Felder treten beispielsweise auf, wenn im Bereich des magnetischen Kontakts eine Neutralstromschicht bricht. Felder entgegengesetzter Polarität (siehe). Induktion elektrisch Das Feld erscheint, wenn die magnetische Intensität zunimmt. Felder im Laufe der Zeit (Betatron-Effekt). Zusätzlich zu gepulsten Feldern kann die anfängliche Beschleunigungsphase durch die Wechselwirkung beschleunigter Teilchen mit den elektrischen Feldern von Plasmawellen in Bereichen mit intensiver turbulenter Plasmabewegung verursacht werden.
Im Weltraum gibt es offenbar eine Hierarchie von Beschleunigungsmechanismen, die je nach den spezifischen Bedingungen im Bereich der Beschleunigung in unterschiedlichen Kombinationen oder in unterschiedlicher Reihenfolge wirken. Beschleunigung durch gepulste Elektrizität Feld- oder Plasmaturbulenzen tragen zur anschließenden Beschleunigung durch den Induktionsmechanismus (Betatron) oder den Fermi-Mechanismus bei.
Bestimmte Merkmale des Prozesses der Teilchenbeschleunigung im Weltraum hängen mit dem Verhalten von Plasma in Magnetfeldern zusammen. Feld. Kosmisch Mag. Felder existieren in großen Raumvolumina. Teilchen mit Ladung Ze und Impuls P bewegt sich magnetisch Feld H entlang einer gekrümmten Bahn mit einem momentanen Krümmungsradius
,
Wo R = cp/Ze- Mag. Partikelsteifigkeit (gemessen in Volt), – Partikelneigungswinkel. Ändert sich das Feld bei Abständen, die mit dem Wert vergleichbar sind, nur wenig, dann hat die Teilchenbahn die Form einer Schraubenlinie, die sich um die magnetische Feldlinie windet. Felder. In diesem Fall sind die Feldlinien sozusagen an das Plasma gebunden (im Plasma eingefroren) – die Verschiebung eines beliebigen Teils des Plasmas führt zu einer entsprechenden Verschiebung und Verformung der magnetischen Feldlinien. Felder und umgekehrt. Wenn im Plasma ausreichend intensive Bewegungen angeregt werden (diese Situation entsteht beispielsweise durch eine Supernova-Explosion), dann gibt es viele solcher sich zufällig bewegenden Abschnitte des Plasmas. Aus Gründen der Klarheit ist es zweckmäßig, sie als separate Plasmawolken zu betrachten, die sich mit hoher Geschwindigkeit relativ zueinander bewegen. Basic Die Masse der Plasmateilchen wird in den Wolken festgehalten und bewegt sich mit ihnen. Allerdings gibt es eine kleine Anzahl hochenergetischer Teilchen, bei denen der Krümmungsradius der Flugbahn in Mag liegt. Das Plasmafeld ist mit der Größe der Wolke vergleichbar oder übertrifft diese; wenn es in die Wolke eintritt, bleibt es nicht darin. Diese Partikel werden lediglich magnetisch abgelenkt. Im Feld der Wolke ist es so, als ob ein Teilchen mit der gesamten Wolke kollidiert und die Teilchen daran gestreut werden (Abb. 5). Unter solchen Bedingungen tauscht das Teilchen effektiv Energie mit der gesamten Wolke auf einmal aus. Aber kinetisch. Die Energie der Wolke ist sehr hoch und im Prinzip die Energie des Beschleunigten Teilchen können unbegrenzt wachsen, bis das Teilchen die Region mit intensiven Plasmabewegungen verlässt. Das ist die Essenz der Statistik. Beschleunigungsmechanismus, der 1949 von E. Fermi vorgeschlagen wurde. Teilchen werden auf ähnliche Weise beschleunigt, wenn sie mit starken Stoßwellen interagieren (z. B. im interplanetaren Raum), insbesondere wenn sich zwei Stoßwellen einander nähern und reflektierende Magnete bilden. „Spiegel“ (oder „Wände“) für beschleunigte Teilchen.
Bei der Beschleunigung durch Plasmawellen können Teilchen mit nur mehreren Energien beschleunigt werden. mal mehr thermische. Die Anzahl solcher Teilchen ist nicht allzu gering, aber die Beschleunigungsbedingungen hängen stark von der Art der Teilchen ab, was zu einer starken Änderung ihrer Zusammensetzung im Vergleich zur Zusammensetzung des ursprünglichen Plasmas führen sollte. Das Spektrum beschleunigter Protonen kann in diesem Fall jedoch auch ~ exp -(R/R 0).
Der Betatron-Mechanismus, der auf der Erhaltung der Adiabatie basiert. Invariante der Teilchenbewegung = const, ergibt ein Potenzgesetzspektrum und ist nicht selektiv in Bezug auf die Art der Teilchen, aber ihre Wirksamkeit ist proportional zum Magnetfeld. Partikelsteifigkeit ( dR/dt ~ R), d.h. Für seine Wirkung ist eine Vorbeschleunigung (Einspritzung) erforderlich.
Der Fermi-Beschleunigungsmechanismus liefert Energie nach dem Potenzgesetz. Das Spektrum ist jedoch selektiv hinsichtlich der Art der Partikel. Beschleunigung durch Stoßwellen im Weltraum. Plasma führt auch zu Potenzgesetzenergie. Spektrum und theoretisch. Berechnungen ergeben einen Index von =2,5, was recht gut mit der beobachteten Form des Spektrums der kosmischen Strahlung übereinstimmt. Daher ermöglicht die Beschleunigungstheorie leider einen mehrdeutigen Ansatz zur Interpretation der beobachteten Spektren beschleunigter Teilchen (insbesondere der solaren kosmischen Strahlung).
Beschleunigungsvorgänge durch gepulste Elektrizität Felder in der Nähe der magnetischen Nulllinien. Felder werden während Sonneneruptionen beobachtet, wenn für mehrere. Es erscheinen winzige Teilchen, beschleunigt auf eine Energie von mehreren. GeV. In der Nähe von Pulsaren, in den Hüllen von Supernovae in der Galaxie sowie in extragalaktischen. Objekte – Radiogalaxien und Quasare – kann dieser Prozess ebenfalls eine große Rolle spielen. Beschleunigungsmechanismus oder zumindest die Rolle des Injektors. Im letzteren Fall werden die eingeschossenen Partikel auf max. beobachtet in K. l. Energien als Folge von Wechselwirkungen mit Wellen und magnetischen Inhomogenitäten. Felder im turbulenten Plasma.
Beobachtungen auf verschiedenen Skalen (Galaxie, Sonne, Erdmagnetosphäre usw.) zeigen, dass es im Weltraum zu Teilchenbeschleunigungen kommt. Plasma überall dort, wo ausreichend starke inhomogene Bewegungen und Magnetfelder vorhanden sind. Felder. Allerdings können Teilchen in großer Zahl und auf sehr hohe Energien nur dann beschleunigt werden, wenn eine sehr große kinetische Kraft auf das Plasma ausgeübt wird. Energie. Genau das passiert in solch grandiosen kosmischen Umgebungen. Prozesse wie Supernova-Explosionen, die Aktivität von Radiogalaxien und Quasaren.
Zusammen mit der großen Rolle von K. l. in der Astrophysik Es ist notwendig, ihre Bedeutung für die Erforschung der fernen Vergangenheit der Erde (Klimaveränderungen, Entwicklung der Biosphäre usw.) und für die Lösung einiger praktischer Probleme zu beachten. moderne Aufgaben (Gewährleistung des Strahlenschutzes von Kosmonauten, Bewertung des möglichen Beitrags der kosmischen Strahlung zu meteorologischen Auswirkungen usw.).
Zündete.:
Ginzburg V.L., Syrovatsky S.I., Ursprung der kosmischen Strahlung, M., 1963; Miroshnichenko L.I., Kosmische Strahlung im interplanetaren Raum, M., 1973; Dorman L.I., Experimentelle und theoretische Grundlagen der Astrophysik der kosmischen Strahlung, M., 1975; Toptygin I, N., Kosmische Strahlung in interplanetaren Magnetfeldern, M., 1983.
(L.I. Miroshnitschenko)
Unter kosmischer Strahlung (CR) versteht man üblicherweise Ströme geladener relativistischer Teilchen, die von Protonen und Heliumkernen ausgehen und mit Kernen schwererer Elemente bis hin zu Uran enden, erzeugt und auf hohe und extrem hohe (bis zu 10 20 eV) Energien außerhalb des Universums beschleunigt werden Erde. In diesem Fall wird der Fluss von Teilchen mit Energien bis zu 10 9 eV durch den Beitrag der Sonne dominiert, und Teilchen höherer Energie sind galaktischen (und möglicherweise bei höchsten Energien extragalaktischen) Ursprungs.
Natürlich schöpfen Protonen und Kerne nicht die gesamte Vielfalt der Strahlung aus, die aus dem Weltraum auf die Erde gelangt. Fragen im Zusammenhang mit der Untersuchung anderer Komponenten der kosmischen Strahlung: Elektronen, Positronen, Antiprotonen, Neutrinos, Gammaquanten sowie verschiedener elektromagnetischer Strahlung werden hier jedoch nicht behandelt.
Die Zusammensetzung der galaktischen kosmischen Strahlung (GCRs) wird von Protonen dominiert, wobei die übrigen Kerne weniger als 10 % ausmachen. Protonen bleiben die dominierende Komponente, zumindest bis zu Energien von ~1 TeV, obwohl der Anteil der Kerne mit der Teilchenenergie zunimmt. Abbildung 1 vergleicht die relative Häufigkeit von Kernen im CR mit der Häufigkeit von Elementen im Sonnensystem (Simpson, 1997). Im Allgemeinen wird Ähnlichkeit beobachtet, mit zwei Ausnahmen: der Gruppe Li, Be, B und Elementen von Cl bis Mn.
Reis. 1 Darstellung von Elementen. Dunkle Punkte sind kosmische Strahlen, helle Punkte sind das Sonnensystem.
Wie aus der Abbildung ersichtlich ist, ist der Gehalt an leichten Kernen im GCR (mit Ladung Z von 3 bis 5) um mehrere Größenordnungen höher als ihr Gehalt in Sternen. Darüber hinaus zeichnen sich GCRs im Vergleich zu ihrer natürlichen Häufigkeit durch ein deutlich höheres Vorkommen schwerer Kerne (Z>20) aus. Die ungewöhnlich hohe Darstellung dieser Elemente ist mit einem zusätzlichen Beitrag der Aufspaltung schwererer Elemente im interstellaren Medium verbunden. Beide Faktoren sind für die Klärung der Frage nach der Entstehung von GCR von großer Bedeutung.
Die Sonne ist auch eine Quelle von CRs, und die Flüsse solarer kosmischer Strahlung (SCRs), insbesondere während Sonneneruptionen, können sehr hohe Werte erreichen, der charakteristische Wert ihrer Energie überschreitet jedoch in der Regel 109 eV nicht GCRs sind über einen sehr weiten Energiebereich von 109 bis 1020 eV verteilt. Daher spiegelt die Aufteilung der kosmischen Strahlung in galaktische und solare kosmische Strahlung den Kern der Sache wider, da sowohl die Eigenschaften als auch die Quellen der kosmischen Strahlung und der kosmischen Strahlung völlig unterschiedlich sind. Bei Energien unter 10 GeV/Nukleon hängt die in Erdnähe gemessene GCR-Intensität vom Grad der Sonnenaktivität ab (genauer gesagt vom Magnetfeld, das sich während der Sonnenzyklen ändert). 
Im Bereich höherer Energien ist die GCR-Intensität zeitlich konstant. Nach bestehenden Konzepten enden GCRs selbst im Energiebereich zwischen 10 17 und 10 18 eV. Daher ist es bei Energien über 10 18 eV korrekter, die Bezeichnung einfach CR zu verwenden, da der Ursprung der kosmischen Strahlung extrem hoher Energie höchstwahrscheinlich nicht mit der Galaxie zusammenhängt. Das beobachtete differentielle CR-Energiespektrum (Cronin, 1999) ist in Abb. 2 dargestellt. Das Spektrum wird durch ein Potenzgesetz über einen sehr weiten Energiebereich von 10 11 bis 10 20 eV mit einer leichten Änderung der Steigung von etwa 3 10 15 eV (Knick, manchmal auch Knie genannt) und etwa 10 19 eV (Knöchel) beschrieben. Der integrierte CR-Fluss über dem Knöchel beträgt etwa 1 Partikel pro km 2 und Jahr.
Abb.2 Energiespektrum der kosmischen Strahlung.
Die Potenzgesetz-Natur des CR-Energiespektrums weist auf den nichtthermischen Ursprung ihrer Energie hin, was wiederum bestimmte Anforderungen an CR-Quellen stellt, die die Bildung eines Potenzgesetz-Energiespektrums sicherstellen müssen. Die maximale Energie von CR-Partikeln, die aus Beobachtungen ausgedehnter Luftschauer aufgezeichnet wurde, beträgt 3,10 20 eV, und es gibt mehr als 10 Ereignisse, deren Energie > 10 20 eV ist. Solche Energien können von Quellen in unserer Galaxie kaum bereitgestellt werden. Gleichzeitig begrenzt die Wechselwirkung der kosmischen Strahlung extrem hoher Energie mit der kosmischen Mikrowellen-Hintergrundstrahlung mit einer Temperatur von 2,75 °K den Bereich der Entfernungen, aus denen Teilchen mit solchen Energien in die Region des lokalen Superhaufens von Galaxien gelangen könnten Es gibt, wie in unserer Galaxie, auch keine Objekte, die eine Beschleunigung auf solch hohe Energien bewirken können. Dieses Problem zieht die Aufmerksamkeit der Forscher auf sich und zu seiner Lösung werden Anlagen mit riesigen sensiblen Bereichen geschaffen, da die Intensität extrem energiereicher Teilchen äußerst gering ist (siehe Abb. 2).
Die von der kosmischen Strahlung getragene Energiedichte beträgt ~1 eV/cm3; den größten Beitrag zu diesem Wert leisten aufgrund des steil abfallenden Spektrums Teilchen relativ niedriger Energie. Inzwischen ist es bezeichnend, dass der Wert der GCR-Energiedichte mit der Energiedichte der thermischen Bewegung des interstellaren Gases und seiner turbulenten Bewegungen, mit der Dichte der gesamten elektromagnetischen Strahlung der Sterne unserer Galaxie und mit vergleichbar ist die im Magnetfeld der Galaxie enthaltene Energiedichte. Dies bedeutet, dass die Rolle von GCR im Energiegleichgewicht der im Universum ablaufenden Prozesse recht groß ist, und dieser Umstand sollte bei der Theorie des Ursprungs der kosmischen Strahlung berücksichtigt werden (Astrophysik CR, 1990).
Die GCR-Strömung zeichnet sich durch einen hohen Grad an Isotropie aus. Die Werte des Anisotropiekoeffizienten bis 10 14 eV überschreiten nicht 0,1 %; mit weiterem Energieanstieg steigt der CR-Anisotropiekoeffizient und erreicht bei Energien >10 19 eV mehrere zehn Prozent; jedoch ist die statistische Signifikanz von Die experimentellen Ergebnisse liegen im Bereich ultrahoher und extrem hoher Energien (10 15 –10 20 eV) und sind in der Regel gering.
Die Theorie zur Entstehung von GCRs, die man als völlig vollständig bezeichnen könnte, fehlt derzeit, insbesondere wenn man sich die Entstehung von GCRs mit ultrahohen Energien (>10 15 eV) vor Augen hält, obwohl diese in den letzten 10–15 Jahren vorhanden waren Es gab ein Verständnis der allgemeinen Natur der Prozesse, bei denen kosmische Strahlung auftritt und sich beschleunigt, und es wurden erhebliche Fortschritte erzielt. Eine vollständige Theorie zum Ursprung von GCRs sollte die Hauptmerkmale von GCRs erklären: die Potenzgesetzform des Energiespektrums, den Wert der Energiedichte, die Massenzusammensetzung (chemische Zusammensetzung) primärer CRs, einschließlich Daten zu den Flüssen von Antiprotonen , Elektronen, Positronen, Gammastrahlen, die praktische Konstanz der GCR-Intensität über die Zeit und die sehr schwache Anisotropie. Bereits in den späten 1950er Jahren führten Energieüberlegungen (Ginzburg und Syrovatsky 1963) zu der Schlussfolgerung, dass die Quelle von GCRs (zumindest der Großteil ihrer Masse) als Supernova-Explosionen in unserer Galaxie angesehen werden sollte. Die quantitative Theorie der Umwandlung der Energie einer Supernova-Explosion in das Energiespektrum der kosmischen Strahlung durch Beschleunigung geladener Teilchen durch Stoßwellen in expandierenden Supernova-Hüllen begann sich in den späten 1970er Jahren zu entwickeln (Krymsky, 1977) und hat sich mittlerweile allgemein durchgesetzt, obwohl sie hat noch keine endgültige experimentelle Bestätigung erhalten. Diese Theorie ermöglicht es, die Bildung eines Potenzgesetz-GCR-Spektrums bis zu Energien von ~10 15 .Z eV zu beschreiben, wobei Z die Ladung des beschleunigten Ions ist, und sogar bis zu ~10 17 .Z eV (Ptuskin und Zirakashvili, 2005) unter Berücksichtigung der großen magnetohydrodynamischen Turbulenzen, die sich aus den Instabilitäten des CR-Flusses im frühen Stadium der Supernova-Entwicklung ergeben, es sind jedoch zusätzliche Anstrengungen erforderlich, um zu verstehen, wie Teilchen auf Energien von 10 20 eV beschleunigt werden.
Das Energiespektrum von GCRs und ihre Massenzusammensetzung, die in der Nähe der Erde beobachtet werden, entstehen als Ergebnis der Transformation während des Übergangs von Quellen, die hauptsächlich im zentralen Teil der galaktischen Scheibe verteilt sind, zum Sonnensystem an der Peripherie der Galaxie. Da in der Galaxie sowohl reguläre als auch zufällige Magnetfelder existieren, deren charakteristische Stärke etwa 3,10 -6 G beträgt, breiten sich GCR-Partikel entlang sehr komplizierter Flugbahnen aus, und ihre Bewegung kann in guter Näherung als Diffusion beschrieben werden. Die Hauptargumente für das Vorhandensein von Diffusion hängen mit der nahezu vollständigen Isotropie des GCR-Flusses und dem Vorhandensein leichter Kerne (Li, Be, B) im GCR-Fluss in Mengen zusammen, die Hunderttausende Male größer sind als ihre Häufigkeit die Galaxie. Die Lebensdauer von GCRs, d. h. die Zeit, die sie in der Galaxie verbleiben, beträgt etwa 3,10 7 Jahre, was vier Größenordnungen länger ist als die Zeit, die benötigt wird, um die Galaxie zu durchqueren, wenn man sich in einer geraden Linie bewegt. Während dieser Zeit wird die Kernreichweite der mittleren Elemente (C, N, O) im interstellaren Gas 5–10 g/cm 2 betragen, was für die Bildung leichter Kerne ausreicht. Die Lebensdauer von GCRs und die Menge an Materie, die sie passieren, nehmen mit zunehmender Teilchenenergie ab; Teilchen extrem hoher Energie erfahren praktisch keine Diffusion mehr.
Das Energiespektrum und die Massenzusammensetzung von GCRs können entweder direkt gemessen werden, d. h. als Ergebnis der direkten Registrierung von GCR-Partikeln in Experimenten an Ballons und Satelliten, oder mithilfe indirekter Methoden, die auf der Untersuchung der Eigenschaften ausgedehnter Luftschauer (EAS) basieren. entsteht als Folge der Entwicklung eines Kaskadenprozesses in der Atmosphäre. Der Vorteil der EAS-Methode besteht darin, dass einige Schauerkomponenten in sehr großen Entfernungen von der Flugbahn des Primärteilchens, das die EAS erzeugt hat, nachgewiesen werden können (bis zu mehreren zehn Kilometern bei der Aufzeichnung der durch geladene Schauerteilchen in der Atmosphäre erzeugten Fluoreszenz), was erreicht wird eine enorme Vergrößerung des effektiven Erfassungsbereichs des Ereignisses. Dies ermöglicht es, die unvermeidlichen Einschränkungen der Statistik zu überwinden, die direkten Experimenten innewohnen und die es nicht erlauben, sie zur Untersuchung von GCRs oberhalb einer bestimmten Energieschwelle zu verwenden, die vom geometrischen Faktor des Detektors abhängt. Derzeit liegt der Rekordwert der Energie, der in Experimenten mit den Satelliten der Proton-Serie (1968) erreicht wurde, bei ~ 2,10 15 eV. Bei den meisten direkten Experimenten liegt diese Schwelle noch deutlich niedriger, so dass die Grenze zwischen direkten und indirekten Experimenten bei Energien von 10 14 –10 15 eV liegt. Der Preis für die Nutzung der Vorteile indirekter Methoden ist jedoch die Notwendigkeit, die Energie- und Massenzahl des Primärteilchens anhand der Ergebnisse der Kaskadenentwicklung in der Atmosphäre zu bestimmen, was selbst bei Kenntnis mit erheblicher Unsicherheit verbunden ist genau, wie der elementare Akt der Interaktion abläuft. Mittlerweile beschränken sich unsere Informationen über Hadron-Nukleon-Wechselwirkungen auf eine Energie von 2,10 15 eV (die äquivalente Energie des Tevatron in einem Laborsystem). Gleichzeitig ist zu betonen, dass die gleiche Unsicherheit auch Experimenten mit Ionisationskalorimetern auf Satelliten und Ballons innewohnen würde, wenn diese Experimente auf einen Energiebereich gerichtet wären, für den keine experimentellen Daten zu Hadron-Nukleon-Wechselwirkungen vorliegen.
2. METHODEN ZUR UNTERSUCHUNG KOSMISCHER STRAHLEN
Aufgrund der großen energetischen Ausdehnung und des steilen Abfalls des CR-Spektrums ist der Einsatz verschiedener Messmethoden erforderlich.
2.1 Direkte Methoden
Experimentelle Untersuchungen von GCRs mit direkten Methoden legen die Möglichkeit nahe, die Ladung und Energie von Primärteilchen direkt zu messen. Wie bereits in der Einleitung erwähnt, liegt die Obergrenze des Energiebereichs, in dem direkte Methoden derzeit eingesetzt werden können, bei etwa 10 15 eV. Dieser Grenzwert wird auf der Grundlage der natürlichen Anforderung bestimmt, innerhalb einer angemessenen Zeitspanne nach dem Experiment die minimal akzeptable statistische Genauigkeit zu erreichen. Obwohl dieser Wert viel kleiner ist als die Obergrenze des CL-Spektrums (~ 10 20 eV), erstreckt sich in diesem Fall der Energiebereich, in dem Studien mit direkten Methoden durchgeführt werden, auf 5 Größenordnungen, was dazu führt müssen verschiedene Methoden zur Messung der Ladung und Energie (oder des Impulses) der Primärteilchen verwenden.
Bekanntlich kann das Erdmagnetfeld als Analysator der magnetischen Steifigkeit von Teilchen dienen, wodurch in der Vergangenheit erste Informationen über das Energiespektrum von GCRs im Bereich bis etwa 10 GeV gewonnen werden konnten. Der Bereich von 10 GeV bis 10 15 eV wurde mit fotografischen Emulsionen, Ionisationskalorimetern, magnetischen Spektrometern, Röntgenemulsionskammern und einigen anderen Instrumenten untersucht, die auf Satelliten installiert oder auf Zylindern angehoben wurden.
Ein Ionisationskalorimeter ist ein ziemlich dicker Materialblock, der mit Ionisationsdetektoren geschichtet ist. Mithilfe der Messwerte der Detektoren lässt sich die Gesamtionisation bestimmen, die durch die vom Primärteilchen erzeugte Kaskade erzeugt wird, und dann mithilfe einer der beiden Modellierungen die Primärenergie ermitteln der Kaskadenprozess oder die Kalibrierung des Ionisationskalorimeters an einem Beschleuniger. Idealerweise sollte das Ionisationskalorimeter die gesamte Kaskade, die durch das Primärteilchen in der Substanz entsteht, vollständig absorbieren. Bei der Platzierung eines Ionisationskalorimeters auf einem Satelliten oder Ballon ist eine solche Anforderung jedoch nicht realisierbar, da das Kalorimeter nur einen Teil der Energie des Primärteilchens direkt messen kann und daher Fehler bei Energiemessungen mit zunehmender Teilchenenergie zunehmen. Ein Ionisationskalorimeter kann in einer Photoemulsionsversion vorliegen und kann auch eine Kombination aus Schichten eines Röntgenemulsionsfilms sein, der als Ionisationsdetektor verwendet wird und anhand der optischen Dichte der Schwärzung des Films gemessen wird, mit Schichten eines Absorbers; Es ist auch möglich, Halbleiter-Ionisationsdetektoren zu verwenden. Wenn die Dicke des Kalorimeters gering ist, sodass nur 1-2 Schichten von Ionisationsdetektoren vorhanden sind, wird das Kalorimeter zu einer sogenannten Push-Installation (ein Push ist ein Ionisationsstoß im Detektor während des Durchgangs einer Lawine). geladener Teilchen). Im Gegensatz zu Kalorimetern ermöglichen Pusher-Installationen nur die Messung der Anzahl geladener Teilchen am Maximum der Kaskade und nicht die Gesamtionisation, die durch die Kaskade erzeugt wird.
Zur Messung der Ladung des Primärteilchens werden in der Regel spezielle Detektoren verwendet. Diese Detektoren machen sich die Tatsache zunutze, dass sowohl Ionisationsverluste als auch Verluste durch Tscherenkow-Strahlung proportional zu Z 2 sind – dem Quadrat der Ladung des Primärteilchens. Dies ermöglicht eine Trennung nach Z entweder nach der Größe der Ionisierungsverluste des Partikels oder nach dem Fluss der vom Partikel erzeugten Cherenkov-Strahlung (Cherenkov-Zähler).
Die Erforschung des Weltraums wurde in den 1960er Jahren von Grigorov und seinen Kollegen mit Experimenten an den Satelliten der Proton-Serie begonnen (Bugakov et al., 1970). In diesen Experimenten wurden Ladung und Richtung der Teilchenbewegung mit Tscherenkow-Zählern mit Plexiglasstrahlern bestimmt und zur Energiebestimmung ein Ionisationskalorimeter verwendet (Abb. 3), das 140 g/cm 2 Pb und 855 g/cm 2 Fe enthielt als Absorber zwischen 16 Schichten Ionisationskammern (bis heute ist dieses Kalorimeter ein Rekord in Gewicht und Leuchtkraft).
Reis. 3 Schematische Darstellung des IK-15-Spektrometers zur Untersuchung hochenergetischer kosmischer Strahlungsteilchen; M – austauschbare Graphit- und Polyethylen-Targets, ChS – Cherenkov-Zähler, TM – dünne Graphit-Targets, DN – Ladungs- und Partikelrichtungsdetektoren, IR – Ionisationskammern, PS – Proportionalzähler.
In Experimenten auf den Satelliten der Proton-Serie wurden das Energiespektrum aller Teilchen bei Energien von 10 11 –10 15 eV und getrennt die Spektren von Protonen und α-Teilchen gemessen.
Die Weiterentwicklung der Technologie in den Folgejahren führte zur Durchführung von drei großen Experimenten im Weltraum: HEAO-3, SOKOL und CRN, bei denen Spektren bis zu Energien von ~1 TeV/Nukleon für Elemente bis Eisen gemessen wurden. Ballonexperimente begannen in den 1970er Jahren, um die Spektren verschiedener Elemente bei Energien über 100 GeV/Nukleon zu messen.
Durch die Entwicklung der Emulsionskammermethode wurden lange Flüge mit größerer Belichtung möglich. Es wurde eine Reihe von Experimenten durchgeführt: MUBEE, JACEE, RUNJOB. Eine typische Emulsionskammer, die von der JACEE-Kollaboration (Asakimori, 1998) für direkte Messungen der kosmischen Strahlung und ihrer Wechselwirkungen an der Spitze der Atmosphäre verwendet wird, ist in Abb. dargestellt. 4. 
> Diese Kamera wurde entwickelt, um die Primärzusammensetzung zu messen, wenn sie einer Atmosphäre von über 99,5 % ausgesetzt ist. Die Oberseite der Kammer besteht aus Schichten empfindlicher Emulsion, die durch Kunststoffschichten getrennt sind. Die Ladung des einfallenden Primärkerns wird vor seiner Wechselwirkung durch den Grad der Verdunkelung der Spur in der Emulsion gemessen. Der mittlere Teil der Kamera ist darauf ausgelegt, Spuren mit minimaler Wahrscheinlichkeit einer Interaktion zu verfolgen. Dadurch können die Spuren ausreichend divergieren, sodass durch Wechselwirkungen im kalorimetrischen Teil der Kammer erzeugte Kaskaden individuell gemessen werden können.
Reis. 4 – Emulsionskammer im JACEE-Experiment.
Die wesentlichen Bestandteile des Kalorimeters sind Röntgenfilme und Bleiplatten. Elektromagnetische Kaskaden, die entweder direkt durch Elektronen oder Photonen oder durch Photonen aus dem Zerfall von π 0 -Mesonen erzeugt werden, entwickeln sich in Blei schnell, und ihre Energie kann durch Summieren der Schwärzungsmessungen in den Röntgenfilmschichten entlang jeder Kaskade bestimmt werden. Die Merkmale einer Reihe von Weltraum- und Ballonexperimenten sowie Daten zu künftig geplanten Experimenten sind in Tabelle 1 zusammengefasst (Wefel, 2003).
Tabelle 1 Experimente zur Untersuchung der Spektren und der chemischen Zusammensetzung der galaktischen kosmischen Strahlung
| Experiment, Jahre | Kern | Methodik | Energiebereich, eV | Geom. Faktor,/m 2 .sr. | Expositionsfaktor /m 2 durchschnittlicher Tag |
| Raumfahrzeug | |||||
| Proton 1-4 1965-1968 | Alle Kerne H, Er | Kalorimeter | 10 11 - 10 15 | 0.05 - 10 | 5 - 2000 |
| HEAO-3 1979-1980 | 16≤Z≤28 | Ionisation/Cherenkov | 3.10 10 - 10 13 | 1.2 | 370 |
| HEAO-3 1979-1980 | 4≤Z≤28 | Tscherenkowski Detektoren | 3.10 10 - 2.10 12 | 0.14 | 33 |
| CRN Spacelab2 1985 | 5≤Z≤26 | Übergangsstrahlungsdetektoren | 7.10 11 - 3.10 13 | 0.1- 0.5 0.5 -0.9 | 0.3 -3 |
| FALKE (Weltraum) 1984-1986 | 1≤Z≤26 | Kalorimeter | 2.10 12 - 10 14 | 0.026 | 0.4 |
| Luftballons | |||||
| Ryan et al 1969-1970 | 1≤Z≤26 | Kalorimeter | 5.10 10 - 2.10 12 | 0.036 | 0.01 |
| JACEE | 1≤Z≤26 | Emulsionskammer | 10 12 - 5.10 14 | 2-5 | 107(H,He) 65(Z>2) |
| MUBEE 1975-1987 | 1≤Z≤26 | Emulsion Kamera | 10 13 - 3.10 14 | 0.6 | 22 |
| RUNJOB 1995-1999 | 1≤Z≤26 | Emulsion Kamera |
10 13 - 5.10 14 | 1.6 | 43 |
| ATIC Antarktis 2000-2001 | 1≤Z≤28 | Kalorimeter | 10 10 - 10 14 | 0.23 | 3.5 |
| ATIC Antarktis 2002-2003 | 1≤Z≤28 | Kalorimeter | 10 10 - 10 14 | 0.23 | 6.9 |
| TRACER 2004-2005 | 1≤Z≤28 | Detektoren Übergangsstrahlung | 10 11 - 3.10 14 | 5 | 70 |
| CREME 2004-2005 | 1≤Z≤28 | Transientendetektoren Strahlung/Kalorimeter | 10 12 - 5.10 14 | 1.4 -0.35 | 35 - 140 |
| Neue Experimente | |||||
| Raumfahrzeug | |||||
| ZUGANG | Detektoren Übergangsstrahlung | 10 13 - 5.10 15 | 7 - 12 | 7000 - 12000 | |
| (CSTRD) | Kalorimeter | 10 12 - 10 15 | 0,9 | 900 | |
| PROTON-S | Kalorimeter | 10 12 - 3.10 16 | 18 | 18000 | |
| INCA | Neutron Kalorimeter | 10 14 - 10 16 | 48 | 48000 | |
| AMS | supraleitend | 10 10 - 10 13 | 50 | 50000 | |
In Abb. Abbildung 5 zeigt ein schematisches Diagramm des AMS-Experimentinstruments (Casaus et al., 2003).
Reis. 5 Schematische Darstellung des AMS-Geräts.
Betrachtet man die Ergebnisse der Messung der Spektren und der Zusammensetzung von GCRs mit direkten Methoden (siehe weiter unten im Text), sind statistische Einschränkungen der Daten offensichtlich, sodass eine qualitative und quantitative Verbesserung der experimentellen Situation erforderlich ist. Unter Berücksichtigung der fallenden Natur des GCR-Energiespektrums, die zu einem starken Abfall der Intensität des GCR-Flusses mit zunehmender Energie der detektierten Partikel führt, ist ein Detektor mit einer Fläche von 1 m 2 an der Grenze von Die Atmosphäre registriert etwa 100 Ereignisse pro Jahr mit einer Energie > 10 15 eV. Dies lässt den Schluss zu, dass eine Energie von ≈ 10 15 eV den Energiebereich, in dem direkte Methoden eingesetzt werden können, vom Ultrahochenergiebereich trennt, in dem derzeit nur indirekte Methoden eingesetzt werden können.
2.2 Indirekte Methoden
Die Möglichkeit, Informationen über ultrahochenergetische GCRs zu erhalten, ist auf die Existenz der Erdatmosphäre zurückzuführen, in der ein Primärteilchen eine hadronisch-elektromagnetische Kaskade entwickelt, die aus einer großen Anzahl von Sekundärteilchen besteht und als ausgedehnter Luftschauer (EAS) bezeichnet wird. . Dieser Name ist darauf zurückzuführen, dass Sekundärteilchen, die durch Wechselwirkungen und Zerfälle entstehen, in ausreichend großen Abständen von der EAS-Achse – einer Geraden, die mit der Bewegungsrichtung des Primärteilchens zusammenfällt – nachgewiesen werden können. Abhängig von der Primärenergie kann die EAS-Erkennung in Entfernungen in der Größenordnung von Hunderten oder sogar Tausenden Metern von der Achse erfolgen, sodass die effektive Fläche mehrere zehn Quadratkilometer erreichen kann. All dies ermöglicht die Untersuchung von EAS mithilfe eines Systems isolierter Detektoren, die so platziert sind, dass sie einen möglichst großen Bereich abdecken (Christiansen et al. 1975).
Zur Umsetzung der EAS-Methode sind großflächige Detektoren erforderlich, die für Langzeitbelichtungen ausgelegt sind, was auf den geringen Fluss von Teilchen mit solchen Energien zurückzuführen ist. Die gebräuchlichste Methode besteht darin, Anlagen auf der Erdoberfläche zu errichten, die Flächen in Quadratkilometern abdecken und über Jahre hinweg funktionieren können.
Die EAS-Methode ist immer noch die leistungsfähigste Methode, um Informationen über PCRs mit Energien über 10 15 eV zu erhalten. Es ist diese Methode, die bis zu den höchsten beobachteten Energien von ~ 3,10 20 eV die meisten Daten zu den Hauptmerkmalen der PCR geliefert hat: Energiespektrum, Massenzusammensetzung und Anisotropie (Kalmykov und Khristiansen, 1995).
Historisch gesehen war die erste Methode zur Untersuchung von EAS die Methode zur Erkennung von EAS durch die Aufzeichnung von Strömen geladener Teilchen. Aufgrund ihrer relativen Einfachheit ist sie auch heute noch weit verbreitet. Die Eigenschaften von EASs und methodische Fragen werden ausführlich in der Übersicht von Greisen (1958) beschrieben, die bis heute nicht an Bedeutung verloren hat. 
Die Grundlage von EASs ist die Hadronenkaskade in der Atmosphäre, die sich aus einem Primärteilchen – einem Proton oder Kern (Abb. 6) – entwickelt und an der Grenze der Atmosphäre wechselwirkt.
Reis. 6 – EAS-Entwicklungsdiagramm (Haungs, 2003).
Während sich die Kaskade entwickelt, werden andere EAS-Komponenten gebildet – die Elektron-Photonen-Komponente, die Myonen-Komponente sowie optische Strahlung, die beim Durchgang geladener Teilchen durch die Atmosphäre (Cherenkov und Fluoreszenz) entsteht. Die zahlreichsten geladenen EAS-Teilchen sind Elektronen, zu denen normalerweise Positronen gehören. Die Anzahl der Myonen beträgt etwa 10 % der Anzahl der Elektronen (mit der Anzahl der Elektronen Ne ≈10 5 –10 6). Die Anzahl der Gammastrahlen ist ungefähr doppelt so hoch wie die Anzahl der Elektronen, und Hadronen machen etwa 1 % der Gesamtzahl der Teilchen in EAS aus.
Die Entstehung eines Schauers in der Atmosphäre erfolgt so, dass die Anzahl der Partikel in einem EAS zunächst zunimmt, dann ein Maximum erreicht und dann abnimmt, wenn die Energie einer zunehmenden Anzahl von Partikeln unter die Schwelle für eine weitere Partikelbildung fällt. EAS-Partikel bilden eine dünne Scheibe relativistischer Partikel. Die hochenergetischen Hadronen, aus denen der EAS-Stamm besteht, versorgen den elektromagnetischen Teil des Schauers hauptsächlich mit Photonen aus dem Zerfall neutraler Pionen. Nukleonen und andere hochenergetische Hadronen tragen zur Hadronenkaskade bei. Geladene Pionen und Kaonen niedrigerer Energie zerfallen und tragen zur Myonenkomponente bei. (Die Beziehung zwischen Zerfall und Wechselwirkung hängt von der Energie und Tiefe der Atmosphäre ab.)
Bei jeder hadronischen Wechselwirkung wird etwas mehr als ein Drittel der Energie auf die elektromagnetische Komponente übertragen. Da die meisten Hadronen wiederholt interagieren, wird der Großteil der Primärenergie nach und nach in die elektromagnetische Komponente umgewandelt. Bremsstrahlung von Photonen durch Elektronen und Positronen sowie die Erzeugung von Elektron-Positron-Paaren durch Photonen führen zu einer schnellen Vermehrung von Teilchen in elektromagnetischen Kaskaden, sodass die Anzahl der Elektronen und Positronen im Schauer zunimmt. Nachdem der Schauer das Maximum überschritten hat, beginnt die Anzahl der Elektronen und Positronen abzunehmen, da aufgrund der Energiefragmentierung zwischen den Teilchen ihre charakteristische Energie unter den kritischen Wert (Ec ~ 80 MeV) sinkt, woraufhin die Elektronen und Positronen schnell den Rest verlieren Energie zur Ionisierung. Daher wird der größte Teil der Schauerenergie aufgrund von Ionisierungsverlusten von Elektronen und Positronen letztendlich vernichtet. Bis auf einen kleinen Bruchteil F(E0) Von Myonen und Neutrinos transportierte Energie, Primärenergie E0 wird durch die Gesamtlänge der Flugbahnen aller Elektronen in der Atmosphäre bestimmt (Spurlängenintegral):
Dabei ist N(x) die Anzahl der geladenen Teilchen im Schauer in der Tiefe x (gemessen entlang der Schauerachse) und α der Energieverlust pro Weglängeneinheit in der Atmosphäre. 
Ein Beispiel für einen Aufbau zur Untersuchung von EASs ist in Abb. dargestellt. 7.
Neben der Erkennung von EAS durch den Fluss geladener Teilchen haben sich auch Methoden zur Erkennung von EAS verbreitet, die auf der Registrierung der EAS begleitenden optischen Strahlung – Cherenkov-Strahlung und Ionisationsglühen oder Fluoreszenz – basieren.
Reis. 7- Installation von KASCADE (Klages et al., 1997).
Es ist wichtig, dass die Flüsse von Cherenkov-Licht und Fluoreszenz hauptsächlich durch die Eigenschaften von Elektron-Photonen-Kaskaden bestimmt werden, die genauer berechnet werden können als die Eigenschaften von Hadronenkaskaden, und daher sind die Flüsse von Cherenkov-Strahlung und Fluoreszenz weniger abhängig Abhängigkeit modellieren. Dies ist ein wichtiger Vorteil, obwohl die Umsetzung der Methode erfordert, dass die Anlage nur in klaren mondlosen Nächten betrieben wird, was die tatsächliche Experimentzeit auf 5-10 % der astronomischen Zeit reduziert. Fluoreszenzdetektoren sind ein wesentlicher Bestandteil der Pierre-Auger-Installation und ermöglichen mit einer Primärenergie von ~ 10 20 eV die Erkennung des Durchgangs von EAS in einer Entfernung von bis zu 40 km vom Detektor. Es werden Projekte entwickelt, um die von EAS in der Atmosphäre erzeugte Fluoreszenz mithilfe weltraumgestützter Installationen zu erfassen.
Interessante Daten, die für die Bestimmung der Massenzusammensetzung von GCRs unerlässlich sind, werden durch die Untersuchung der hadronischen Komponente von EASs geliefert. Allerdings sind die Flüsse der Hadronen den Flüssen der Elektronen- und Myonenkomponenten deutlich unterlegen, und die für den Nachweis von Hadronen erforderliche Ausrüstung ist recht komplex (Ionisationskalorimeter) und teuer, sodass die Hadronenkomponente in modernen Anlagen zum Nachweis von EASs selten untersucht wird.
Es erscheint vielversprechend, Röntgenemulsionskammern mit einer großen Fläche von bis zu ~1000 m 2 als Teil von EAS-Installationen (Abb. 8) zu verwenden, wie im Pamir-Experiment (Baiburina et al., 1984), um die hohe Energie zu messen zentraler Teil von EAS und ermöglicht die Registrierung von TeV-Partikeln mit einer räumlichen Auflösung von 300 µm. 
Reis. 8 Schema der Verwendung einer Röntgenemulsionskammer (Kempa, 1997).
Um Informationen über primäre kosmische Strahlung aus EAS-Daten zu erhalten, ist ein integrierter Ansatz erforderlich, um sicherzustellen, dass in jedem Schauer die größtmögliche Anzahl von Merkmalen gefunden wird. Die gleichzeitige Registrierung des Myonenanteils zusammen mit dem Elektronenanteil ermöglicht es, Informationen über die Massenzusammensetzung der Primärstrahlung zu gewinnen. Für den gleichen Zweck können Informationen über die Längsentwicklung der Elektron-Photonen-Kaskade in der Atmosphäre sowie über die Funktionen der räumlichen Verteilung bestimmter Komponenten genutzt werden.
Der Einsatz von EAS zur Bestimmung des Energiespektrums und der Massenzusammensetzung von GCRs ist zwangsläufig mit der Notwendigkeit verbunden, die Parameter des Primärteilchens (Energie, Massenzahl und Richtung seines Eintreffens) aus den Reaktionen der in der Installation enthaltenen Detektoren zu rekonstruieren . Eine solche Rekonstruktion ist unmöglich, es sei denn, man verfügt über ein Modell dieses Phänomens, das auf der Extrapolation von Beschleunigerdaten über die Eigenschaften hadronischer Wechselwirkungen in den Bereich ultrahoher Energie basiert, wo solche Daten fehlen. Formal enden Beschleunigerdaten nun bei einer äquivalenten Laborenergie von 1,8.10 15 eV, eine Reihe wichtiger Eigenschaften von Hadron-Nukleon-Wechselwirkungen und insbesondere Hadron-Kern-Wechselwirkungen sind jedoch nur bis zu Energien von ~1 TeV bekannt. Da die derzeit verwendeten Modelle der Hadronenwechselwirkung phänomenologisch sind, kann die Zuverlässigkeit ihrer Vorhersagen streng genommen nicht außerhalb des Energiebereichs garantiert werden, in dem die Modellparameter bestimmt wurden. Dieser Umstand sollte bei der Interpretation experimenteller Daten aus der Untersuchung von EAS stets berücksichtigt werden.
3. KOSMISCHE STRAHLEN IN DER NÄHE DER ERDE
3.1 Bereich Modulationseffekte
Die Teilchen mit der niedrigsten Energie können nicht direkt in der Nähe der Erde beobachtet werden, da der Sonnenwind diese Teilchen daran hindert, in unsere Heliosphäre einzudringen. Diese heliosphärische Modulation nimmt mit zunehmender Energie ab und führt zu einem Sonnenzyklus mit Variation der CR-Intensität bei niedrigen Energien. Es treten merkliche Veränderungen in der Intensität und im Spektrum der GCRs auf, die in die Heliosphäre gelangen. Diese Veränderungen hängen hauptsächlich mit der Wechselwirkung des kosmischen Strahlungsflusses mit dem Sonnenwind und den in diesem Wind eingefrorenen Magnetfeldern zusammen. Dadurch unterscheidet sich das in Erdnähe gemessene Energiespektrum der galaktischen kosmischen Strahlung deutlich vom GCR-Spektrum im interstellaren Medium. Abbildung 9 zeigt die Ergebnisse von Messungen des Spektrums der galaktischen kosmischen Strahlung während Zeiträumen, die verschiedenen Phasen der Sonnenaktivität entsprechen (Heber, 2001). 
Reis. 9 Energiespektrum verschiedener Elemente, gemessen in Erdnähe im Jahr minimaler Sonnenaktivität (obere Kurven) und im Jahr maximaler (untere) Sonnenaktivität.
Es ist ersichtlich, dass bei Energien über 10 GeV/Nukleon die GCR-Intensitäten in verschiedenen Phasen der Sonnenaktivität leicht unterschiedlich sind. Gleichzeitig können sich die Intensitäten der Spektren bei Energien von ~10 MeV um eine Größenordnung unterscheiden.
Bei der Betrachtung verschiedener Phänomene in der Heliosphäre über mehrere Jahrzehnte ist ihr bestimmender Faktor die 11-jährige und 22-jährige Zyklizität des Sonnenprozesses, die durch eine Reihe klar etablierter Muster hinsichtlich des Niveaus der Sonnenaktivität und der Lage aktiver Regionen gekennzeichnet ist die Photosphäre sowie das Magnetfeld aktiver Formationen. Die Grenze des Modulationsbereichs liegt in Abständen von ~100 AE.
Abbildung 10 zeigt die Modulation der CR-Intensität im 11-jährigen Sonnenzyklus (Bazilevskaya et al., 2005). Die GCR-Intensität ändert sich gegenphasig mit der Anzahl der Sonnenflecken. Allerdings erweisen sich die Prozesse der Sonnenmodulation als recht komplex und lassen sich nicht nur auf die Antikorrelation mit der Anzahl der Sonnenflecken reduzieren.
Die theoretische Grundlage für den GCR-Transport in der Heliosphäre ist die Parker-Transportgleichung (Parker, 1965):
Wo ist die Verteilungsfunktion der kosmischen Strahlung, R ist die Härte, r und t sind der Abstand von der Sonne bzw. die Zeit. V – Sonnenwindgeschwindigkeit. Die rechte Seite der Gleichung enthält Begriffe, die Teilchenkonvektion, Längs- und Querdrift, Diffusion, adiabatische Energieänderungen bzw. Teilchenquelle beschreiben. Die Quelle der Partikel kann jede beliebige heliosphärische Quelle sein. K ist ein Tensor, dessen symmetrischer Teil die Diffusion beschreibt und dessen antisymmetrischer Teil die Drift von Teilchen im heliosphärischen Magnetfeld mit einer Durchschnittsgeschwindigkeit V D beschreibt. In den letzten Jahren ist die Berücksichtigung der Diffusion in Richtung senkrecht zum Magnetfeld besonders wichtig geworden.
Gleichung (1) wird üblicherweise numerisch gelöst. Seine Lösung ermöglicht es im Prinzip, Modulationswerte innerhalb der Heliosphäre zu erhalten. Die Vielfalt der natürlichen Prozesse und Zusammenhänge, an denen CR beteiligt ist, ist jedoch so groß, dass bei der Lösung dieser Gleichung ein Problem entsteht – die Notwendigkeit einer detaillierten Kenntnis der räumlichen, zeitlichen und energetischen Abhängigkeiten der Hauptparameter der Gleichung von der Größe und Geometrie des Modulationsbereichs.
Reis. 10 Intensität der kosmischen Strahlung mit einer Energie > 100 MeV an der Grenze der Atmosphäre in der Region Murmansk gemäß stratosphärischen Messungen. Die durchgezogene Linie gibt die CR-Intensität an, die gepunktete Linie gibt die Anzahl der Sonnenflecken an.
Aufgrund der Komplexität des Problems wurden Modulationsmodelle, die auf dreidimensionalen, energieabhängigen numerischen Simulationen basieren, in letzter Zeit sehr aktiv verbessert. Die Berechnungsergebnisse können mit experimentellen Daten von Ballons und Raumfahrzeugen verglichen werden. In (Bonino et al, 2001) wird unter Verwendung einer Näherungslösung der Transportgleichung ein differenzielles Energiespektrum von Protonen in Abhängigkeit vom Sonnenmodulationsparameter M dargestellt:
Dabei ist T die kinetische Energie pro Nukleon und E0 die Ruheenergie des Nukleons. In derselben Arbeit wurden experimentelle Daten aus Beobachtungen des Spektrums der galaktischen kosmischen Strahlung auf Ballons und Raumfahrzeugen analysiert. Es wurden 29 verschiedene Experimente berücksichtigt. Durch Vergleich der Ergebnisse der Berechnungen nach Formel (2) mit diesen Daten wurden die Solarmodulationsparameter M ermittelt, die die experimentellen Intensitätswerte am besten beschreiben. (Abb.11) 
Reis. 11 Differentialspektren der kosmischen Strahlung, erhalten auf der Grundlage von Gleichung (2) für verschiedene Werte der Sonnenmodulation M = 390, 600, 820, 1080 MeV (Kurven 1,2,3,4 bzw.) im Vergleich mit experimentellen Daten gewonnen auf Ballons und Raumfahrtgeräten in den Jahren 1965, 1968, 1980 und 1989. jeweils.
Es gibt ein semiempirisches dynamisches Modell (Nymmik, 2005), das es ermöglicht, Flüsse von GCR-Partikeln mit Z von 1 bis 92 und mit Energien von 5 bis 10 5 MeV/Nukleon zu beschreiben. Das Modell berücksichtigt die Abhängigkeit der Flüsse vom Niveau der Sonnenaktivität sowie von der Größe und Richtung des solaren Magnetfelds.
3.2 Energieregion 10 11 –10 17 eV
3.2.1 Direkte Experimente
Oberhalb von Energien von ~10,Z GeV ist die durch das Magnetfeld der Heliosphäre verursachte Modulation vernachlässigbar und es kann in erster Näherung davon ausgegangen werden, dass die Spektren einzelner im GCR enthaltener Elemente einem Potenzgesetz folgen. Die gleiche Bemerkung gilt für alle GCR-Partikel. Der Spektrumsindex ändert sich bei einer Energie von 3–4 PeV von etwa –2,7 auf –3,1, und dieser Bruch im Spektrum wird oft als „Knie“ bezeichnet. Der Ursprung des Knies, der vor fast 50 Jahren entdeckt wurde (Kulikov und Christiansen, 1958), ist immer noch umstritten. Verschiedene Möglichkeiten für das Auftreten eines Knicks aufgrund einer Änderung der Art der GCR-Ausbreitung in unserer Galaxie oder einer Änderung des Prozesses der Teilchenbeschleunigung werden in den Abschnitten 4 und 5 weiter betrachtet. Es muss jedoch betont werden, dass in In beiden Fällen ist die Energie, bei der ein Knick für Kerne mit der Ladung Z auftreten sollte, proportional zu Z.
In Abb. In Abb. 12, 13, 14 zeigen die Ergebnisse direkter Experimente zur Untersuchung der Flüsse von Protonen, Heliumkernen und Eisenkernen (Horandel, 2003) sowie Näherungen, die gemäß der Tabelle aus derselben Arbeit erstellt wurden.
 |
 |
 |
Abb. 12-14 Spektren von Protonen, Helium- und Eisenkernen
3.2.2 Methodik zur Bestimmung des Energiespektrums und der Massenzusammensetzung von GCRs aus EAS-Daten
Bei der Verwendung von EASs als Werkzeug zur Untersuchung ultrahochenergetischer kosmischer Strahlung stellt sich heraus, dass die Bestimmung der Primärenergie und der Massenzusammensetzung im Allgemeinen miteinander verknüpft sind. Tatsächlich basieren die verwendeten Methoden entweder auf der gleichzeitigen Messung mehrerer Komponenten eines einzelnen EAS auf einer bestimmten Beobachtungsebene oder auf Informationen über seine Längsentwicklung. Die Entwicklung von EAS hängt sowohl von der Energie des Primärteilchens, das den Schauer erzeugt hat, als auch von seiner Massenzahl ab. Die am weitesten verbreitete Methode, Informationen über die Massenzahl eines Primärteilchens zu erhalten, besteht darin, den Zusammenhang zwischen der Anzahl der Elektronen Ne und der Anzahl der Myonen Nμ zu untersuchen. Im Durchschnitt entwickeln sich EAS aus Primärkernen in der Atmosphäre schneller und verfügen über eine größere Anzahl von Myonen.
Die räumlichen Verteilungen verschiedener EAS-Komponenten und insbesondere der Cherenkov-Strahlung liefern Informationen über die Form der Kaskadenkurve und damit darüber, wie schnell sich der Schauer in der Atmosphäre entwickelt. Die Untersuchung der Verteilungen der Ankunftszeiten verschiedener EAS-Komponenten auf der Beobachtungsebene (Cherenkov oder Fluoreszenzlicht, Myonen) liefert auch Informationen über die tatsächliche Entwicklung von EASs und wird in der experimentellen Praxis eingesetzt.
Aus der Analyse experimentell beobachteter EAS physikalische Schlussfolgerungen zu ziehen, ist ein ziemlich komplexer Prozess, da es Schwankungen gibt, die mit der zufälligen Natur von Kaskadenprozessen verbunden sind, sowie verschiedene Arten systematischer Unsicherheiten, die bei der Erkennung von EAS auftreten. Im Allgemeinen müssen die für uns interessanten Eigenschaften des Primärteilchens unter möglichst genauer Berücksichtigung sowohl der den Kaskadenprozessen innewohnenden Schwankungen als auch aller notwendigen Details des Messvorgangs ermittelt werden.
Zur Modellierung des EAS-Entwicklungsprozesses wurden eine Reihe von Monte-Carlo-Programmen entwickelt: CORSIKA (Heck et al., 1998), MOCCA (Hillas, 1981), AIRES (Sciutto, 1999) und es werden weiterhin neue entwickelt. Da die direkte Anwendung der Monte-Carlo-Methode von der Energie des Primärteilchens bis zur Schwellenenergie direkt erfasster Teilchen erhebliche Rechenzeit erfordert, werden bei Primärenergien >10 16 eV üblicherweise Schemata mit der Einführung statistischer Gewichte verwendet (Hillas, 1997), was zu künstlichen Schwankungen führen kann. Der Einsatz numerischer Methoden ermöglicht eine deutliche Verkürzung der Zeit für die Berechnung der durchschnittlichen Prozesseigenschaften, erweist sich jedoch als deutlich weniger komfortables Werkzeug, wenn es darum geht, Schwankungen zu berücksichtigen und den Prozess der EAS-Erkennung zu simulieren. Daher scheint die Synthese von Monte-Carlo-Ansätzen und numerischen Methoden die vielversprechendste Richtung für die Entwicklung rechnerischer Methoden zu sein (Kalmykov et al., 1997).
Um das GCR-Energiespektrum im Bereich des ersten Bruchs (10 15 –10 17 eV) zu bestimmen, ist eine Schätzung der EAS-Energie erforderlich, und die beste Lösung des Problems wäre, wenn möglich, eine kalorimetrische Schätzung unabhängig von der Massenzahl des Teilchens, das den gegebenen Schauer erzeugt hat. Leider ist dies nicht immer möglich, weshalb verschiedene Installationen unterschiedliche Methoden zur Umwandlung von beobachteten Spektren in Energiespektren verwenden.
Die Schätzung der Energie und Massenzahl eines Primärteilchens auf der Grundlage der Ergebnisse der Aufzeichnung von Flüssen sekundärer EAS-Komponenten reduziert sich auf die Lösung des inversen Problems. Die verwendeten Methoden werden in zwei deutlich unterschiedliche Klassen eingeteilt: die Verwendung eines Entfaltungsverfahrens (Entfaltung), bei dem das Energiespektrum und die Massenzusammensetzung aus experimentell gemessenen Spektren für Ne, Nμ usw. extrahiert werden, und die Verwendung verschiedener Methoden von Mustererkennungstheorie, bei der durch Vergleich mit theoretischen Verteilungen einzelne erkannte EASs der einen oder anderen Massenzahl zugeordnet werden.
Mit der Dekonvolutionsmethode wird die Fredholm-Integralgleichung 1. Art gelöst, die sich, bezogen auf das vorliegende Problem, wie folgt schreiben lässt:
Wobei F(Ne(μ)) das von der Anlage experimentell gemessene Spektrum der Elektronen (oder Myonen) ist, Ii(E) das Energiespektrum der Primärteilchen der Gruppe i (Protonen, Heliumkerne, Kerne der CNO-Gruppe, usw. bis hin zu Eisenkernen) ist die Wahrscheinlichkeit, dass ein Primärteilchen mit der Energie E und der Massenzahl, die der Kerngruppe i entspricht, einen Schauer mit der erforderlichen Anzahl von Elektronen oder Myonen erzeugt.
Um die Genauigkeit der Problemlösung zu erhöhen, ist es wünschenswert, möglichst viele Daten gleichzeitig zu berücksichtigen; bei der Analyse von KASCADE-Daten wurden beispielsweise Spektren von Elektronen und Myonen in mehreren Zenitwinkelbereichen verwendet (Roth et al., 2003). Um die Energie im KASCADE-Experiment abzuschätzen, wird die sogenannte „abgeschnittene“ Myonenzahl verwendet, die dem Integral der Myonendichte im Bereich von 40 bis 200 m von der EAS-Achse entspricht. Bekanntermaßen sind besondere zusätzliche Maßnahmen erforderlich, um eine eindeutige Lösung der Fredholm-Integralgleichung 1. Art zu erhalten (Regularisierung (Blobel, 1985), Positivität der Übertragungsfunktion (Gold, 1964) oder die Forderung nach Glätte der Lösung ( D'Agostini, 1995)). Es sollte auch beachtet werden, dass die Berechnung der Wahrscheinlichkeit einen hohen Rechenaufwand erfordert und die Statistiken der theoretischen Ereignisbank den experimentellen bisher unterlegen sind. Um diese Situation zu überwinden, ist die Entwicklung kombinierter Berechnungsmethoden erforderlich.
Mustererkennung kann als die Aufgabe betrachtet werden, die Dichte von Verteilungen in einem mehrdimensionalen Raum abzuschätzen, gefolgt von der Aufteilung des untersuchten Bereichs in Bereiche, deren Eintritt als Zuordnung des Primärteilchens, das ein bestimmtes EAS erzeugt hat, zu einem oder mehreren interpretiert wird eine weitere Gruppe von Kernen. Theoretisch ist der sogenannte Bayes'sche Klassifikator der beste, der die Wahrscheinlichkeit eines Klassifizierungsfehlers minimiert (Fukunaga, 1972). Es kommen jedoch auch andere Methoden zum Einsatz, insbesondere die Methode des neuronalen Netzes (Bishop, 1995). Die Verwendung der Klassifizierung einzelner Ereignisse (Glasmacher et al., 1999) funktioniert am besten, wenn die untersuchte Probe a priori nur zwei verschiedene Arten von Partikeln enthält (z. B. Aufteilung in leichte und schwere Kerne). Bei einer größeren Anzahl von Gruppen nimmt die Wirksamkeit der Methode aufgrund eines Anstiegs des Klassifizierungsfehlers ab.
3.2.3 GCR-Energiespektrum gemäß EAS-Daten
Da die Art des Bruchs im GCR-Energiespektrum bei einer Energie von ~ 3·10 15 eV noch nicht vollständig verstanden ist, ist es derzeit schwierig, ein Rechenmodell vorzuschlagen, das die Spektren einzelner Kerne, einschließlich des Bruchbereichs, beschreibt. und würde keine Zweifel aufkommen lassen. Die im KASCADE-Experiment (Horandel, 2003) erhaltenen Spektren einzelner Kerngruppen belegen das Vorhandensein von Brüchen, und die Energie des Bruchs erweist sich als proportional zur Ladung des Kerns. Allerdings hängen die Intensitäten der einzelnen Spektren vom verwendeten Wechselwirkungsmodell ab, das derzeit nicht abschließend geklärt werden kann. Dennoch ermöglichte die Analyse von Daten aus direkten Experimenten und Installationen zur Untersuchung von EASs, ein phänomenologisches Kink-Modell vorzuschlagen (Horandel, 2003), das die verfügbaren experimentellen Daten erfolgreich beschreibt.
Die Energieabhängigkeit des Teilchenflusses mit der Ladung Z wird in folgender Form angenommen:
Unterhalb der Bruchenergie EZ haben die Spektren die übliche Potenzgesetzform, wobei γZ von Z abhängt. Diese Abhängigkeit wird aus direkten Messdaten ermittelt. Bei Energien viel höher als EZ wird das Spektrum durch den Exponenten γc bestimmt, mit |γc|>|γZ|. Der Wert von εc bestimmt, wie abrupt der Übergang von einem Modus zum anderen erfolgt. Die Parameter EZ, γc und εc werden aus der Analyse der Daten der KASCADE-Anlage ermittelt.
Das interessanteste Ergebnis dieser Analyse scheint das Folgende zu sein. Trotz des Vorliegens einer Modellabhängigkeit der I 0Z-Werte weist das Spektrum aller Teilchen praktisch keine solche Abhängigkeit auf. Darüber hinaus passt die Extrapolation direkter Messdaten gemäß der angenommenen Form der I Z (E)-Energiespektren gut zu den Ergebnissen, die durch die Analyse von Daten aus einer großen Anzahl von EAS-Installationen erhalten wurden, insbesondere wenn eine gewisse Renormierung der aus EAS rekonstruierten GCR-Energiespektren vorliegt Daten durchgeführt (siehe Abb. Abb. 15). In diesem Fall reicht in der Regel eine Energieänderung von nur wenigen Prozent aus. Die optimalen Werte von EZ, γc und εc sind gleich: EZ=Z Ep, wobei Er=(4,51 ± 0,52) PeV; γc=–4,68±0,23; εc=1,87±0,18.
Reis. 15 Differenzenergiespektren aller Teilchen.
Somit steigen die Indikatoren der Teilspektren nach der Pause um fast 2,0. Der Wert εc≈2 entspricht dem Übergangsbereich von γZ zu γc, der etwa eine halbe Größenordnung einnimmt. Unter Berücksichtigung des Vorhandenseins von Elementen bis hin zu Uran im GCR, das bei einer Energie von ~4,10 17 eV einen Bruch erfährt, ermöglicht das vorgeschlagene phänomenologische Modell die Beschreibung des Energiespektrums des GCR ungefähr bis zur angegebenen Energie. Bei hohen Energien muss man davon ausgehen, dass die kosmische Strahlung einen anderen, höchstwahrscheinlich extragalaktischen Ursprung hat.
3.3 Ergebnisse der Untersuchung der CR-Anisotropie
Eines der Hauptmerkmale von CLs ist ihre mögliche Anisotropie. Anisotropiemessungen sind wichtig im Hinblick auf die Identifizierung der räumlichen Verteilung von Quellen in der Galaxie und der Art der Bewegung relativistischer geladener Teilchen. Informationen zur Anisotropie sind von besonderem Interesse für die Interpretation des Bruchs im Energiespektrum von GCRs bei E 0 ≈ 3·10 15 eV.
Eine der Ursachen der Anisotropie ist die Anisotropie, die mit der besonderen Bewegung des Sonnensystems relativ zur Gesamtmasse der Sterne, des interstellaren Gases und des großräumigen Magnetfelds der Galaxie (Compton-Gätting-Effekt) verbunden ist. Die resultierende Anisotropie liegt in der Größenordnung von σ ≈3·10 -4. Andere Gründe für das Auftreten von Anisotropie sind auf den allgemeinen Abfluss der in unserer Galaxie erzeugten kosmischen Strahlung in den metagalaktischen Raum zurückzuführen, ohne dass der Rückfluss und der Beitrag einzelner nahegelegener Quellen (Pulsare, Supernova-Überreste) eine wesentliche Rolle spielen.
Zuverlässige Informationen über die Anisotropie der kosmischen Strahlung in der Galaxie können mithilfe bodengestützter Messungen nur für Teilchen mit Energien größer als 5·10 11 –10 12 eV erhalten werden, da die Bewegung von Teilchen niedrigerer Energie durch das Magnetfeld stark verzerrt wird des Sonnensystems.
Die Untersuchung der CR-Anisotropie basiert normalerweise auf einer Analyse der Abhängigkeit ihrer Intensität I(t) von der Sternzeit t. Die Intensität kann als Fourier-Reihe dargestellt werden:
Dabei ist A 0 die isotrope Komponente, ω = 2π/T, T die Dauer des Sterntages, An die Amplitude und φn die Phase der n-ten Harmonischen. Normalerweise beschränken sie sich auf die Ermittlung von A1 und φ1 und unterteilen den gesamten Messzeitraum in separate Intervalle, in denen Temperatur- und Luftdruckunterschiede relativ gering sind.
(Der barometrische Koeffizient beträgt 1 % pro 1 mm Hg, und der Temperaturkoeffizient beträgt etwa 1 % pro 10 °C. Daher ist bei der Untersuchung von Anisotropieverletzungen mit einem Fehler in der Größenordnung von einem Prozent eine genaue Berücksichtigung der barometrischen und Temperatureffekte erforderlich .)
Aus der Definition der Anisotropie
Und wir erhalten die Ausdrücke für I(t), wobei wir Harmonische zweiter und höherer Ordnung vernachlässigen
Die Verwendung von Diffusionsmodellen zur Berechnung der Anisotropie ist begrenzt, da die Anisotropie größtenteils durch die lokale Struktur des Magnetfelds in der Nähe des Sonnensystems bestimmt werden kann.
Zusammenhang zwischen dem Anisotropiewert δ und dem CR-Konzentrationsgradienten
Sie tritt im Modell der isotropen Diffusion auf und wird aufgrund der Tensornatur der Diffusion, die mit der „Magnetisierung“ des relativistischen CR-Gases verbunden ist, verletzt.
Die Ergebnisse der Anisotropiemessungen: die Amplitude der ersten Harmonischen A und ihre Phase φ, also die Richtung zur maximalen Intensität, sind in Abbildung 16 dargestellt (Ambrosio et al, 2003). 
Abb. 16 – CL-Anisotropie. Amplitude der ersten Harmonischen (a) und ihrer Phase (b)
Es werden nur die zuverlässigsten Daten dargestellt, für die A/σ≥3 gilt, wobei σ der mittlere quadratische Fehler ist. Wie aus der Abbildung ersichtlich ist, zeigen Amplitude und Phase der Anisotropie bis zur Energie E0≤10 15 eV keine merkliche Abhängigkeit von der Energie.
Bei hohen Energien sind die derzeit verfügbaren Daten zur CR-Anisotropie vor allem aufgrund fehlender Statistiken sehr unsicher und erlauben nur die Abschätzung der Obergrenze der Anisotropie. Allerdings kann man offenbar von einer Tendenz zu einer Zunahme der Anisotropie und einer Richtungsänderung sprechen.
Bei Energien E ≥ 10 15 eV ist die Anisotropie hauptsächlich auf den Ausfluss von GCRs aus der Galaxie aufgrund von Diffusion zurückzuführen, und der Diffusionskoeffizient hängt von der Energie ab, da D~E 0 0,6. Bei diesen Energien kann aufgrund der Teilchendrift im regulären Magnetfeld der Galaxie ein erheblicher Beitrag zur Anisotropie geleistet werden. Aufgrund des Drifteffekts (Hall-Diffusion) von GCRs (Zirakashvili et al. 1991) beträgt die Anisotropie im allgemeinen regulären Magnetfeld der Galaxie δ~D(E) und bei E0 ist eine Anisotropie von ~10 -2 zulässig ≈10 17 eV.
3.4 Kosmische Strahlung bei Energien über 10 17 eV
Die Isolierung kosmischer Strahlung mit Energien über 10 17 eV an einem separaten Punkt ist aus zwei Gründen ratsam. Erstens ist die Energie von 10 17 eV die Grenzenergie des Einschlusses von Teilchen dieser Energie in der Galaxie durch magnetische Inhomogenitäten, die eine charakteristische Größenordnung von ~100 pc haben. Zweitens gibt es aus experimenteller Sicht bei diesen Energien einen Übergang von kompakten EAS-Anlagen, die es ermöglichen, die Gesamtzahl der Teilchen in einem Schauer auf der Beobachtungsebene zu bestimmen, die die Energie des Primärteilchens widerspiegelt, zu expandierten Anlagen, bei denen der eine oder andere Klassifizierungsparameter zur Ermittlung der Primärenergie herangezogen wird.
Die meisten Daten bei Energien über 10 17 eV wurden an den EAS-Installationen Havera Park, Yakutsk, AGASA und mit Detektoren gewonnen, die Fluoreszenzlicht von in der Atmosphäre angeregten Stickstoffatomen aufzeichnen: Fly’s Eye und HiRes. Leider haben die Anlagen Havera Park, AGASA und Fly’s Eye ihren Betrieb eingestellt. 
Abb. 17 Differenzielles Energiespektrum von CLs mit Energien über 10 17 eV.
Abbildung 17 zeigt die Differenzenergiespektren der PCR bei Energien über 10 17 eV, gemessen in Jakutsk (Glushkov et al., 2003), in den AGASA- (Sakaki et al., 2001) und HiRes-Experimenten (Abbasi et al., 2005).
Aus der Abbildung ist ersichtlich, dass die CL-Intensität gemäß den Daten der Yakut-Gruppe deutlich höher ist (2,5-fach im Vergleich zu HiRes) und das Spektrum etwas steiler ist.
Basierend auf dem gesamten Satz experimenteller Daten ist das Energiespektrum durch die folgenden Merkmale gekennzeichnet: Das Spektrum wird oberhalb von 10 17,7 eV (Abfall) auf E-3..3 steiler und pendelt sich dann bei 10 18,5 eV auf E -2,7 ein ( Knöchel). Die häufigste Interpretation des Knöchels ist, dass oberhalb von 10 18,5 eV eine neue Population kosmischer Strahlung extragalaktischen Ursprungs beginnt, die galaktische Komponente zu dominieren (Cocconi 1996).
Diese Hypothese wird durch Anisotropiedaten gestützt. Bei einer Energie von etwa 10 17 eV sind Abweichungen von der Isotropie gering. Nach Angaben von Havera Park (Lloyd-Evans und Watson, 1983) und Yakutsk (Mikhailov und Pravdin, 1997) beträgt die mögliche Anisotropie: (1,52 ± 0,44) % bzw. (1,35 ± 0,36) %. Allerdings unterscheiden sich die Anisotropiephasen um 90° (212° ± 17° und 123°), sodass die Ergebnisse mit Vorsicht zu genießen sind. Bei einer Energie von etwa 10 18 eV korreliert die Winkelverteilung der EASs im AGASA-Experiment (Hayashida et al., 1999) mit dem galaktischen Zentrum (Anisotropie ~4 %), während bei höheren Energien (>410 19 eV) die Anisotropie verschwindet .
Für die Auswahl möglicher Ursprungsmodelle sind auch Informationen zur Massenzusammensetzung wichtig. Die verfügbaren Ergebnisse sind sehr unsicher. Bei Energien von 10 17 –3 × 10 17 eV kommt es nach Angaben der EAS-Anlagen der Moskauer Staatsuniversität (Khristiansen et al., 1994) und Fly's Eye (Bird et al., 1993) zu einer Anreicherung kosmischer Strahlung mit schweren Kernen beobachtet, aufgrund eines Bruchs im Spektrum der kosmischen Strahlung bei einer Energie von ~3,10 15 eV. Bei Energien über 1018 eV (Abbasi et al., 2005) und über 1019 eV (Shinozaki et al., 2003) widersprechen die Daten nicht der Annahme der Protonenzusammensetzung von CR.
Wenn wir uns den extrem hohen Energien zuwenden, bemerken wir die scheinbar gesicherte Tatsache, dass es in CR Teilchen mit einer Energie von mehr als 10 20 eV gibt, die deutlich über dem Grenzwert des Spektrums aufgrund des GZK-Effekts liegt (Greisen, 1966; Zatsepin und Kuzmin, 1966), verursacht durch die Wechselwirkung von CR mit Reliktphotonen. Verschiedenen Schätzungen zufolge wurden bisher 10 bis 20 Ereignisse aufgezeichnet, wobei die maximale Energie ~3,10 20 eV betrug.
Zur Lösung des GZK-Paradoxons wurden verschiedene Ideen vorgeschlagen, die im Abschnitt „Ursprung von CL“ diskutiert werden. Hier erwähnen wir eine der Hypothesen im Zusammenhang mit der möglichen Verletzung der Lorentz-Invarianz bei ultrahohen Energien (Kirzhnits und Chechin, 1971), innerhalb derer (Coleman und Glashow, 1999) neutrale und geladene Pionen bei Energien über 1019 eV stabile Teilchen sein können und Teil der primären KL sein.
4. AUSBREITUNG KOSMISCHER STRAHLEN IN DER GALAXIE
4.1 Grundparameter des interstellaren Mediums
Die Hauptmerkmale des interstellaren Mediums sind seine Nichtstationarität und eine große Vielfalt physikalischer Bedingungen (Astrophysics KL, 1990). Interstellares Gas mit einer Masse von 5·10 9 M O existiert in mehreren Modifikationen. Das bei Supernova-Explosionen entstehende heiße Gas zeichnet sich durch eine Dichte n≈3·10 -3 /cm3, eine Temperatur T≈10 6 K aus und nimmt einen Bruchteil von f≈0,2-0,8 in der galaktischen Scheibe ein. Darüber hinaus gibt es ein warmes Zwischenwolkenmedium (n≈0,1 cm -3, T≈104 K, f≈0,2-0,8), Wolken aus atomarem Wasserstoff (n≈40 cm -3, T≈100 K, f≈0,03) , Molekülwolken (n≈200 cm -3, T≈10 K, f≈3·10 -3). Die durchschnittliche Konzentration von Wasserstoffkernen in der galaktischen Scheibe beträgt ≈1 cm-3>.
Der größte Teil des interstellaren Gases der Galaxie ist, wie die meisten jungen Sterne, in den Spiralarmen der Galaxie konzentriert, deren Breite in der galaktischen Ebene mehrere hundert Parsec beträgt. Die Massen von atomarem und molekularem Wasserstoff sind ungefähr gleich (~2·10 9 MO). Heißes Gas aus der Scheibe sollte auch in den Halo eindringen, wo es etwa einige Prozent der gesamten Gasmasse enthalten kann; die Konzentration der Wasserstoffkerne im Halo beträgt ≈0,01 / cm 3.
Mit verschiedenen Methoden durchgeführte Beobachtungen deuten auf die Existenz auffälliger Zufallsbewegungen des interstellaren Mediums mit einer maximalen Größenordnung von ≈100 pc hin. Die mit zufälligen Bewegungen verbundene Gesamtenergiedichte beträgt etwa 1 eV/cm -3 und ist damit vergleichbar mit der Energiedichte der kosmischen Strahlung.
Auch die Verteilung von Supernovae in der Galaxie ist nicht gleichmäßig und es gibt neben einzelnen Supernovae auch Cluster davon. Als Ergebnis aufeinanderfolgender Supernova-Explosionen innerhalb einer Assoziation von OB-Sternen entstehen riesige heiße Hohlräume (Superblasen) mit Abmessungen von 10 2 -10 3 pc und einer insgesamt freigesetzten Energie in der Größenordnung von 10 54 Erg. Die Häufigkeit solcher Prozesse in der Galaxie wird auf 10 -4 pro Jahr geschätzt, und die Lebensdauer des Hohlraums beträgt etwa 10 7 Jahre.
In Kavernen ist mit einem erhöhten Grad an Turbulenzen zu rechnen, was zusätzliche Möglichkeiten für die Beschleunigung der kosmischen Strahlung bietet (Bykov und Toptygin, 1995).
Der Prozess der Ausbreitung der kosmischen Strahlung in der Galaxie hängt offensichtlich von der Struktur der Magnetfelder ab. Die regelmäßigen Feldlinien liegen in der galaktischen Ebene und verlaufen ungefähr entlang der Spiralarme. Die durchschnittliche Amplitude der Feldstärke beträgt (2-3)·10 -6 G. Die Zufallskomponente des galaktischen Magnetfelds ist durch eine Hauptskala von L≈100 pc und eine Amplitude gekennzeichnet, die die Amplitude des regulären Feldes übersteigt, sodass () 1/2 /B reg ≈(1-3). Das Spektrum der Magnetfeldinhomogenitäten ist derzeit nicht genau bekannt; es kann jedoch nicht ausgeschlossen werden, dass dieses Spektrum, ebenso wie das Spektrum der Gasinhomogenitäten, dem Kolmogorov-Spektrum im Skalenbereich von 10 12 cm bis 100 pc nahe kommt. Ein Magnetfeld existiert auch in einem Halo, und in der Literatur gibt es keinen einheitlichen Standpunkt zu seiner Größe.
4.2 CR-Diffusion in galaktischen Magnetfeldern
Wir haben oben bereits erwähnt, dass sich kosmische Strahlung nicht geradlinig ausbreitet, sondern diffus in den Magnetfeldern der Galaxie. Das experimentell beobachtete Verhältnis der Flüsse von leichten und mittleren Kernen beträgt (für Kerne mit Energien über 2,5 GeV/Nukleon) NL/NM=0,3±0,05, während der entsprechende Wert für Sterne 10 -6 beträgt. Folglich ist die kosmische Strahlung extrem reich an leichten Kernen, und da diese Kerne in den Quellen praktisch nicht vorkommen, entstehen sie durch Wechselwirkungen schwererer Kerne. Damit dies geschieht, müssen Schätzungen zufolge eine Menge Materie x g = (5–10) g/cm2 das interstellare Medium passieren. Dieser Wert sollte mit der Menge an Materie in der Galaxie verglichen werden, die in einer geraden Linie x og =ρ·R G ≈0,01 g/cm 2 passiert. Das Verhältnis xg/xog≈103 bedeutet Diffusionsbedarf. Bei einer Energie von mehreren GeV pro Nukleon beträgt die Lebensdauer der kosmischen Strahlung ≈3,10 7 Jahre und nimmt dann ab.
Da sich das Sonnensystem außerdem an der Peripherie der Galaxie befindet, könnte der Fluss aus dem Zentrum der Galaxie ohne Diffusion (oder schwache Diffusion) den Fluss aus der entgegengesetzten Richtung deutlich übersteigen. Daten zur Anisotropie des kosmischen Strahlungsflusses deuten jedoch darauf hin, dass die Größe der Anisotropie bis zu Energien von 10 14 eV klein bleibt (Diffusion in einem Magnetfeld hat keinen Skalar-, sondern Tensorcharakter. Sei Ni(E,r,t ) sei die Konzentration von Kernen der Gruppe i mit der Energie E in einem Abstand r (gemessen beispielsweise vom Zentrum der Galaxie) zum Zeitpunkt t. Die durch Ni(E,r,t) erfüllte Diffusionsgleichung hat die Form
Dabei ist Di der Diffusionstensor, bi(E) beschreibt die kontinuierlichen Energieverluste von Teilchen, Ti und Tk sind die Lebensdauern von Teilchen relativ zur inelastischen Wechselwirkung, Pki sind Fragmentierungskoeffizienten, die die durchschnittliche Anzahl von Kernen der Gruppe i angeben, die bei inelastischen Wechselwirkungen entstehen von Kernen der Gruppe k, Q(E ,r,t) – Quellfunktion.
Betrachten wir den einfachsten Fall, in dem es möglich ist, nukleare Wechselwirkungen und kontinuierliche Energieverluste zu vernachlässigen (letzteres gilt fast immer für ultrahochenergetische kosmische Strahlung, während die Vernachlässigung nuklearer Wechselwirkungen in einigen Fällen inakzeptabel ist, wie zum Beispiel wenn Schätzung des Flusses von Kernen der Gruppe L. Unter diesen stationären Bedingungen hat die Diffusionsgleichung für jede Gruppe von Kernen die Form (Astrophysics KL, 1990):
Die Komponenten Dij des Diffusionstensors sind wie folgt definiert:
Dij=(D II -D ⊥)bibj +D⊥δij+DAe ijn b n ,
wobei bi=B0i/B0 die Komponente des Einheitsmagnetfeldvektors ist; D II , D ⊥ und DA sind die Koeffizienten der Parallel-, Senkrecht- und Hall-Diffusion, δij ist das Kronecker-Symbol, e ijn ist der absolute antisymmetrische Tensor, der Index, der die Kerngruppe definiert, wird weggelassen.
Unter realen Bedingungen unserer Galaxie spielen die Diffusionskoeffizienten D ⊥ und DA die wichtigste Rolle. Beachten Sie, dass Hall-Diffusion „in einer anderen Sprache“ die Drift von Teilchen im großräumigen regulären Magnetfeld der Galaxie ist (Ptuskin et al., 1993). Bei niedrigen Energien, deutlich niedriger als die Energie von 3.10 15 eV, bei der ein Bruch im Energiespektrum des GCR beobachtet wird, dominiert D ⊥ und es findet eine gewöhnliche Skalardiffusion mit dem Diffusionskoeffizienten D=D ⊥ statt, wobei D ⊥ ist wie folgt definiert:
D ⊥ ~D ⊥0 (E/3 GeV)m, m=(0,1-0,2).
Der Hall-Diffusionskoeffizient DA ist proportional zum Larmorradius des Teilchens, d. h. DA~E.
Lassen Sie uns einen wichtigen Umstand hervorheben, der den Lösungen der Diffusionsgleichung innewohnt: Wenn der Diffusionskoeffizient eine Funktion der Energie ist, dann wird sich das Energiespektrum der kosmischen Strahlung in der Nähe der Erde I(E) von ihrem Spektrum in Quellen Q(E) unterscheiden. , nämlich I(E ~Q(E)/ D(E).
Informationen über die Energieabhängigkeit des Diffusionskoeffizienten können durch Untersuchung der Anisotropie δ als Funktion der Energie gewonnen werden.
Die verfügbaren Daten zur Anisotropie im Energiebereich 10 12 –10 15 eV (siehe Abb. 16) lassen sich nur schwer mit der Annahme vereinbaren, dass D (und damit δ) mit der Energie um E 0,6–0,7 zunimmt, was erforderlich ist Erhalten Sie das experimentell beobachtete GCR-Spektrum aus dem Spektrum, das im Modell der CR-Beschleunigung an den Stoßfronten expandierender Supernova-Granaten mit erhalten wurde. Es ist möglich, die Anforderungen für das Wachstum von D mit Energie etwas zu senken (auf D~E 0,3), indem man den Prozess der zusätzlichen Beschleunigung von Teilchen während ihrer Ausbreitung in der Galaxie berücksichtigt. Gleichzeitig widerspricht die Abhängigkeit vom D~E-Typ (0,6–0,7) nicht den Ergebnissen der Untersuchung der Energieabhängigkeit des L/M-Verhältnisses bei Energien bis zu 10 11 eV/Nukleon.
4.3 Einfluss der Drift im regulären Magnetfeld der Galaxie
Vor etwa 50 Jahren wurde eine Unregelmäßigkeit im Primärenergiespektrum bei E~3,10 15 eV (siehe Abb. 15) entdeckt, die Frage, was diese Unterbrechung verursacht, ist jedoch noch nicht endgültig geklärt. Daher ist es möglich, den Knick als Folge der Ausbreitung der kosmischen Strahlung in der Galaxie zu interpretieren. Da die Existenz einer Abhängigkeit des Diffusionskoeffizienten von der Energie das Spektrum der kosmischen Strahlung im Vergleich zur Quelle verändert, kann das gewünschte Ergebnis erzielt werden, wenn bis zu 3,10 15 eV D(E) schwach von E abhängt und diese Abhängigkeit dann zunimmt. Da der Wert von DA proportional zum Larmorradius des Teilchens ist, dominiert ab einer bestimmten Energie der Einfluss der Hall-Diffusion und der Ausbreitungsmodus ändert sich mit einem Übergang zu einer stärkeren Abhängigkeit D(E). Mit diesem Ansatz ist es möglich, das Primärenergiespektrum im Energiebereich bis 10 17 eV korrekt abzubilden. Bei höheren Energien wird die Diffusionsnäherung unzureichend und es ist notwendig, die Bewegung geladener Teilchen in den Magnetfeldern der Galaxie direkt zu modellieren.
Im Bereich relativ niedriger Energien (E≤10 11 eV) wird anstelle der Diffusionsnäherung ein homogenes Modell (auch Leaky-Box-Modell genannt) verwendet, das eine vereinfachte Version des Diffusionsmodells ist (Astrophysics KL, 1990). ). Im homogenen Modell wird der zweite Term der Diffusionsgleichung durch Ni(T)/T CR (hom) ersetzt, wobei der Parameter T CR (hom) die charakteristische Zeit des Austritts der kosmischen Strahlung aus der Galaxie darstellt. Es wird angenommen, dass die Diffusion ziemlich schnell erfolgt und die Konzentration der kosmischen Strahlung in der Galaxie im Allgemeinen konstant ist.
Ein homogenes Modell kann formal als Grenzfall eines Diffusionsmodells unter der Bedingung eines schwachen Austritts von Partikeln aus dem System erhalten werden. Berechnungen im Rahmen eines homogenen Modells erweisen sich als wesentlich einfacher als die Lösung von Diffusionsgleichungen, was der Grund für ihre große Beliebtheit ist, allerdings ist die Verwendung eines Diffusionsmodells natürlich vorzuziehen.
4.4 Fraktale Diffusion
In den letzten Jahren haben sich Ideen verbreitet (Lagutin und Tyumantsev 2003), wonach die Diffusion in der Galaxie eher als Diffusion in einem fraktalen Medium und nicht als „gewöhnliche“ Diffusion in einem Medium mit kontinuierlichen Parametern betrachtet werden sollte. Grundlage für diesen Ansatz ist das Vorhandensein von Inhomogenitäten in der räumlichen Verteilung der Materie und damit der Magnetfelder in der Galaxie. Es ist äußerst wichtig, dass die genannten Inhomogenitäten, die die chaotische Bewegung der kosmischen Strahlung verursachen, auf verschiedenen Skalen beobachtet werden. All dies stimuliert die Entwicklung neuer Ansätze zur Ausbreitung der kosmischen Strahlung in der Galaxie. Insbesondere bedeutet die Akzeptanz der Annahme, dass die Verteilung von Heterogenitäten fraktaler Natur ist, dass es notwendig ist, von der gewöhnlichen Diffusion in einem homogenen oder quasi-homogenen Medium zur Diffusion in einem fraktalen Medium (der sogenannten anomalen Diffusion) überzugehen. Der beschriebene Ansatz wird erfolgreich weiterentwickelt, allerdings haben Arbeiten in diese Richtung bisher nicht zur Abkehr vom traditionellen mathematischen Apparat geführt.
5. URSPRUNG KOSMISCHER STRAHLUNG
Wenn wir uns den gesamten Energiebereich vor Augen halten, in dem kosmische Strahlung beobachtet wird, dann sollte man sich natürlich darüber im Klaren sein, dass es zu diesem Thema keine vollständige Theorie gibt. Selbst im Hinblick auf die Entstehung von GCR lässt sich derzeit kaum mehr behaupten als die Schaffung vernünftiger Modelle, die die wichtigsten Sachverhalte erklären.
Dazu gehören zunächst die Energiedichte der kosmischen Strahlung (~10-12 erg/cm 3) sowie die Potenzgesetzform des GCR-Energiespektrums, das bis zu einer Energie keine scharfen Änderungen erfährt von ~3 10 15 eV, wobei sich der Index des differentiellen Energiespektrums aller Teilchen von -2,7 auf -3,1 ändert.
5.1 Supernova-Explosionen als Hauptquelle galaktischer kosmischer Strahlung
Die Anforderungen an die Energieleistung von Quellen, die kosmische Strahlung erzeugen, sind sehr hoch, so dass gewöhnliche Sterne in der Galaxie sie nicht erfüllen können (PCR-Leistung beträgt etwa 3·10 40 erg/s). Eine solche Energie kann jedoch durch Supernova-Explosionen gewonnen werden (diese Idee wurde vor etwa 50 Jahren geäußert (Ginzburg und Syrovatsky, 1963)). Wenn bei einer Explosion Energie freigesetzt wird, etwa 10 51 Erg, und Explosionen mit einer Häufigkeit von 1 Mal in 30–100 Jahren auftreten, beträgt die bei Supernova-Explosionen erzeugte Energie etwa 10 42 Erg/cm 3 und nur wenige davon reichen aus Bereitstellung der erforderlichen Leistung der kosmischen Strahlung in Prozent der Flare-Energie.
Die Frage nach der Entstehung des experimentell beobachteten Energiespektrums von GCRs ist alles andere als trivial. Es ist notwendig, die makroskopische Energie des magnetisierten Plasmas (der expandierenden Hülle einer explodierenden Supernova) auf einzelne geladene Teilchen zu übertragen und dabei eine Energieverteilung sicherzustellen, die sich deutlich von der thermischen unterscheidet.
5.2 Standardmodell der CR-Beschleunigung durch Stoßwellen
Der wahrscheinlichste Mechanismus für die GCR-Beschleunigung auf eine Energie von ~10 15 eV und möglicherweise höher scheint der folgende zu sein. Die Bewegung der bei der Explosion ausgestoßenen Granate erzeugt eine Stoßwelle im umgebenden interstellaren Medium. Die Diffusionsausbreitung geladener Teilchen, die im Beschleunigungsprozess eingefangen werden, ermöglicht es ihnen, die Stoßwellenfront wiederholt zu durchqueren (Krymsky, 1977). Jedes Paar aufeinanderfolgender Schnittpunkte erhöht die Energie des Teilchens proportional zur bereits erreichten Energie (der von Fermi vorgeschlagene Mechanismus), was zu einer Beschleunigung des GCR führt. Mit zunehmender Zahl der Stoßwellenfronten, die sich kreuzen, steigt auch die Wahrscheinlichkeit, den Beschleunigungsbereich zu verlassen, so dass die Zahl der Teilchen mit zunehmender Energie in etwa dem Potenzgesetz entsprechend abnimmt. Die Beschleunigung erweist sich als sehr effektiv und das Spektrum der beschleunigten Teilchen ist hart: ~E -2 bis ~Emax – die maximal erreichbare Energie beschleunigter Teilchen.
Daher ist es notwendig, den umgekehrten Effekt der kosmischen Strahlung (die wichtigste Rolle von Protonen, da schwerere Kerne als kleine Verunreinigungen betrachtet werden können) auf das Medium zu berücksichtigen, was zu einer Modifikation der Stoßwelle und zum Auftreten von in Zusätzlich zur üblichen Thermofront besteht ein glatter, ausgedehnter Abschnitt, die sogenannte Vorfront. Diese Modifikation wiederum beeinflusst das Spektrum der kosmischen Strahlung. Daher ist es im allgemeinen Fall unmöglich, eine Näherung zu verwenden, wenn der umgekehrte Einfluss der kosmischen Strahlung auf das Medium nicht berücksichtigt wird, und es ist notwendig, eine in sich konsistente Lösung zu verwenden, deren Prozess noch nicht erfolgt ist vollständig ausgearbeitet (in dem Sinne, dass möglicherweise noch nicht alle notwendigen Faktoren vollständig berücksichtigt wurden). Ein Ausdruck dieses Umstands ist das in den letzten 10 Jahren zu beobachtende nahezu kontinuierliche Wachstum der theoretischen Schätzung der maximal erreichbaren Energie. So wird in der Arbeit (Berezhko und Ksenofontov, 1999) folgende Schätzung für die maximal erreichbare Energie Emax angegeben:
Emax=5 10 14 Z (E SN /10 51 erg)1/2 (M ej /1,4 M O) -1/6 (N H /3 10 -3 cm -3)1/3 (B 0 /3 μG), e.V.,
Dabei ist Z die Ladung des beschleunigten Teilchens, E SN die Flare-Energie, Mej die Masse der ausgestoßenen Hülle, N H die Konzentration der Wasserstoffatome und B 0 die Magnetfeldstärke. Die Übereinstimmung zwischen den Berechnungsergebnissen (Berezhko, 2001) und den experimentellen Spektren (Shibata, 1995) ist, wie aus Abb. 18 ersichtlich, recht gut.
Die obige Formel setzt die Verwendung der Bohm-Grenze für den Diffusionskoeffizienten D B = (1/3)? R L .c voraus, wobei R L der Larmorradius des Partikels ist.
Die Gültigkeit dieser traditionellen Annäherung ist im Allgemeinen nicht offensichtlich und kann in Frage gestellt werden. Beachten Sie, dass in der Näherung, die den umgekehrten Einfluss der kosmischen Strahlung auf die Stoßwelle nicht berücksichtigt, die Emax-Schätzung etwa eine Größenordnung niedriger ist. Die Beschleunigungszeit beträgt ~10 4 Jahre, aber ihre Effizienz (verstanden als die Möglichkeit, Teilchen mit einer Energie nahe Emax zu erzeugen) nimmt mit der Zeit ab, sodass die Zeit, in der Teilchen mit den höchsten Energien beschleunigt werden können, ~10 3 Jahre beträgt.
Abb. 18. CR-Intensität in Erdnähe als Funktion der kinetischen Energie. Kurven – Berechnung, Punkte – experimentelle Daten.
Aus der Formel folgt auch, dass durch Änderung der Eigenschaften des Flares (zum Beispiel kann die bei sogenannten Hypernova-Flares freigesetzte Energie 10 51 Erg deutlich überschreiten) und unter Berücksichtigung der Verteilung der Flares über ESN der Emax-Grenzwert erreicht werden kann deutlich erhöht. Darüber hinaus kann sich die Stoßwelle nicht im mittleren interstellaren Medium ausbreiten, sondern in einem Medium, das durch den zuvor emittierten Sternwind moduliert wird und durch eine deutlich höhere Magnetfeldstärke gekennzeichnet ist (wie bei Wolf-Rayet-Sternen). Schließlich wird berücksichtigt, dass die Strömungsinstabilität beschleunigter Teilchen in der Vorfront der Stoßwelle zum Auftreten starker magnetodynamischer Turbulenzen führt, die auch die maximale Energie der beschleunigten Teilchen erhöhen. Dadurch kann nicht ausgeschlossen werden, dass die Schätzung auf Emax~10 17 .Z eV erhöht werden kann.
Die Situation bei der experimentellen Erfassung der Beschleunigung durch Stoßwellen sieht derzeit nicht ganz sicher aus. Insbesondere zeigt die Analyse gammaastronomischer Daten, dass Gammastrahlenausbrüche mit hohen Energien (~1 TeV) nicht immer von nahegelegenen Supernova-Überresten beobachtet werden und dass es umgekehrt Quellen hochenergetischer Gammaquanten gibt, die auch hier nicht sichtbar sind optischen oder Röntgenbereich. Daher ist es möglich, dass der Ursprung von GCRs nicht ausschließlich auf Supernova-Explosionen zurückzuführen ist.
Es ist zu beachten, dass sich das berechnete Spektrum der kosmischen Strahlung bis zur maximal erreichbaren Energie als sehr hart herausstellt (E -2), so dass der Unterschied zwischen dem theoretischen (-2) und dem experimentellen (-2,7) ausgeglichen werden muss ) Spektrumsindikatoren, eine deutliche Abschwächung des Energiespektrums während der Ausbreitung kosmischer Strahlen aus Quellen ist erforderlich. Eine solche Erweichung kann erreicht werden, wenn der Diffusionskoeffizient D~E 0,7 beträgt. Diese Annahme führt jedoch zu einer übermäßig starken GCR-Anisotropie bei Energien unter 1014 eV, was im Widerspruch zu experimentellen Daten steht. Daher erscheint es natürlicher, eine Abhängigkeit vom Typ D~E 0,3 (die ungefähr dem Kolmogorov-Turbulenzspektrum entspricht) zu haben und die zusätzliche Beschleunigung von Partikeln während des Ausbreitungsprozesses zu berücksichtigen.
Es kann festgestellt werden, dass mit der richtigen Wahl der Injektionsparameter (eine strenge Injektionstheorie wurde noch nicht erstellt), die die Anzahl der injizierten Partikel und ihre Geschwindigkeit bestimmen, und unter Berücksichtigung der Steilheit des GCR-Spektrums im Vergleich zum Spektrum in Aufgrund der Abhängigkeit des Diffusionskoeffizienten von der Energie ermöglicht die Theorie der GCR-Beschleunigung auf Stoßwellen eine gute Beschreibung der Energiespektren von Protonen und Kernen bis zu der Energie, die dem Bruch im Spektrum entspricht.
Wie oben erwähnt, können Explosionen von Vernovae in Assoziationen von O- und B-Sternen auftreten, und in diesem Fall erweisen sich die Explosionen als zeitlich und räumlich korreliert (die Lebensdauer der Assoziationen beträgt ~107 Jahre, ihre Zahl erreicht mehrere Tausend und die Häufigkeit von Explosionen wird auf 10 -5 – 10 -6 pro Jahr geschätzt). Das Ergebnis ist die Bildung eines Hohlraums (Superblase) mit heißem Plasma geringer Dichte und einer Größe von Hunderten von Parsec. In dieser Kaverne können zufällige Magnetfelder mit Skalen L bis zu mehreren Parsec und Amplituden B von mehreren zehn Mikrogauss erzeugt werden. Bei Energien, die Emax nicht überschreiten, erfolgt die Beschleunigung durch einzelne Stoßwellen, und bei Energien über Emax erfolgt die Beschleunigung durch ein Ensemble von Stoßwellen und Magnetfeldern, die in der Höhle vorhanden sind (Bykov und Toptygin, 1995). Das Beschleunigungsmodell in Supernova-Assoziationen ermöglicht es uns, das GCR-Spektrum im Energiebereich 1015–1018 eV qualitativ zu erklären. Bei diesem Ansatz wird der Bruch im GCR-Energiespektrum als Änderung des Beschleunigungsregimes interpretiert.
5.3 Andere Beschleunigungsmechanismen
Bei der Erörterung von Supernova-Explosionen sollte beachtet werden, dass die GCR-Beschleunigung nicht nur in ihren expandierenden Hüllen, sondern auch während der Entwicklung der Überreste explodierter Sterne stattfinden kann. Die Energiequelle ist in diesem Fall die Rotationsenergie des Neutronensterns, die (bei einer Masse von 1,4.M O und einem Radius von 10 6 cm) einen Wert von 2·10 50 erg/(T 10) 2 erreicht, wobei T 10 ist die Rotationsperiode in Einheiten von 10 Millisekunden. Da das Magnetfeld auf der Oberfläche des Sterns 10 12 G erreicht, muss der Neutronenstern intensiv Energie an magnetische Dipolstrahlung verlieren. Da jedoch die Eigenfrequenz des Plasmas in der Nähe des Sterns viel größer ist als die Rotationsfrequenz des Dipols, findet keine Ausbreitung der elektromagnetischen Welle statt und der Beschleunigungsprozess erfolgt durch eine stehende Stoßwelle. Die maximale Energie wird auf ~(10 17 –10 18).Z eV geschätzt, und die effektive Beschleunigungszeit wird auf ungefähr ~10 Jahre geschätzt (Gaisser, 1990).
Ist der Neutronenstern Teil eines Doppelsternsystems, kann es auch durch den Akkretionsprozess – den Materiefluss auf die Oberfläche des Neutronensterns – zu einer Beschleunigung kommen; In diesem Fall wird die Beschleunigung der kosmischen Strahlung durch Gravitationsenergie bereitgestellt.
Aufgrund der Tatsache, dass der CR-Fluss Teilchen mit Energien über 10 20 eV enthält, ist es notwendig, die verfügbaren Möglichkeiten zur Beschleunigung auf solche Energien zu berücksichtigen. Die Quelle von Teilchen mit solchen Energien kann beispielsweise, wie in (Ptuskin, 1995) erwähnt, ein Fermi-Prozess erster Ordnung sein, der jedoch während einer Galaxienkollision auftritt. Ein solches Ereignis kann mit einer Häufigkeit von etwa 1 Mal in 5,10 8 Jahren auftreten. Die maximal erreichbare Energie wird auf 3,10 19 .Z eV geschätzt. Zu einer ähnlichen Einschätzung führt der Prozess der Beschleunigung durch Stoßwellen in Jets, die von aktiven Galaxienkernen erzeugt werden. Ungefähr der gleiche Betrag wird in Modellen zur Berücksichtigung der Beschleunigung durch Stoßwellen geschätzt, die durch Akkretion in Galaxienhaufen verursacht werden.
Die höchsten Schätzungen können im Rahmen des Modells des kosmologischen Ursprungs von Gammastrahlenausbrüchen gewonnen werden. In diesem Modell werden durch die Verschmelzung von Neutronensternen oder Schwarzen Löchern ultrarelativistische Stoßwellen erzeugt, die sich mit einem Lorentz-Faktor Г~10 3 in der Umgebung ausbreiten. Die Energie eines im Laborsystem ruhenden Protons steigt durch Reflexion an der Stoßwellenfront auf den Wert Г 2 Мс 2. Somit kann die Energie in nur einem Zyklus um das 10 6-fache ansteigen und nach zwei Zyklen 10 21 eV erreichen.
Es sollte jedoch berücksichtigt werden, dass alle Schätzungen dieser Art auf einem semiqualitativen Niveau bleiben und die Fragen zur Erlangung der erforderlichen Intensität und Form des Energiespektrums ultrahochenergetischer kosmischer Strahlung noch auf eine Lösung warten.
Bald nach der Entdeckung der kosmischen Mikrowellen-Hintergrundstrahlung kamen Greisen (1966) in den USA und Zatsepin und Kuzmin (1966) in der UdSSR gleichzeitig zu dem Schluss, dass das Vorhandensein kosmischer Mikrowellen-Hintergrundstrahlung die Form des Energiespektrums am stärksten beeinflussen sollte von extrem hochenergetischer kosmischer Strahlung, nämlich: Im Bereich extrem hoher Energien sollte der sogenannte Relikt- (oder Schwarzkörper-)Grenzwert des Spektrums auftreten, der auch GZK-Effekt genannt wird. Bei der Erörterung des Problems der Quellen von Teilchen mit Energien ≥5,10 · 19 eV, die die Schwelle des GZK-Effekts überschreiten, muss berücksichtigt werden, dass die Entfernungen, aus denen Teilchen mit solchen Energien die Erde erreichen können, offenbar durch die Grenzen von begrenzt sind der lokale Superhaufen von Galaxien.
Mittlerweile gibt es darin keine Galaxien, die hinsichtlich der Fähigkeit zur Beschleunigung der kosmischen Strahlung Vorteile gegenüber unserer Galaxie hätten. Aber selbst unter Berücksichtigung der begrenzten Entfernungen zu den Quellen gibt es immer noch eine ganze Reihe von Kandidaten für die Rolle von Teilchenquellen mit extrem hohen Energien.
Quellen extrem energiereicher Teilchen können sich in zwei grundlegend unterschiedlichen Szenariogruppen bilden (Nagano und Watson, 2000). Die erste Gruppe (von unten nach oben) ist durch das Vorhandensein einer Beschleunigung gekennzeichnet; Um die Begrenzung der Entfernungen zu Quellen zu überwinden, werden außerdem manchmal neue Partikel in Betracht gezogen, die aus gewöhnlichen entstehen, aber keine Verluste erleiden, die zum Auftreten der GZK-Grenze führen. Zu dieser Gruppe sollten auch Modelle gehören, bei denen die Existenz signifikanter Teilchenflüsse mit Energien oberhalb der Schwelle des GZK-Effekts mit einer hypothetischen Verletzung der Lorentz-Invarianz verbunden ist. Die zweite Gruppe (von oben nach unten) besteht aus Szenarien, die keiner Beschleunigung bedürfen, da in ihnen CRs als Folge von Zerfällen oder Vernichtungen sogenannter topologischer Defekte (kosmische Strings, Monopole usw.) entstehen, die in den ersten Momenten entstanden sind der Expansion des Universums in Verbindung mit Phasenübergängen, die der Trennung der starken Wechselwirkung von der elektroschwachen (bei einer Temperatur von 10 15 –10 16 GeV) und dann der Trennung der elektromagnetischen Wechselwirkung von der schwachen (bei einer Temperatur von) entsprechen ~10 2 GeV).
6. SCHLUSSFOLGERUNG
Die seit mehreren Jahrzehnten laufende GCR-Forschung hat jedoch nicht dazu geführt, die „weißen Flecken“ in diesem interessanten Bereich zu schließen, obwohl viele Probleme erfolgreich gelöst werden konnten. Man kann beispielsweise feststellen, dass die gesammelten Informationen völlig ausreichen, um den Beitrag von GCRs zum Strahlungshintergrund in Umlaufbahnen von Raumfahrzeugen abzuschätzen. Mit zunehmender Teilchenenergie nimmt jedoch die Qualität der Informationen ab. Die unzureichende Leuchtkraft der in großen Höhen und im Weltraum eingesetzten Anlagen erlaubt es nicht, den Bereich 10 14 –10 15 eV mit direkten Methoden mit ausreichender Statistik zu untersuchen, geschweige denn in den Energiebereich vorzudringen, in dem der Bruch im GCR-Spektrum auftritt . Die Folge dieser Situation ist eine gewisse Instabilität der experimentellen Daten, die im Bereich über 10 12 eV nach neuen Experimenten die Intensitätsschätzungen um 20–30 % verändern. Daher bleibt die unmittelbare und dringende Aufgabe die Schaffung von Geräten mit großen geometrischen Faktoren, die es ermöglichen würden, den Bruchbereich mit direkten Methoden zu untersuchen.
Der Einsatz indirekter Methoden (hauptsächlich die Untersuchung von EASs) hat es im letzten Jahrzehnt ermöglicht, gewisse Fortschritte bei der Untersuchung des Energiespektrums von GCRs zu erzielen, obwohl das Problem der Modellabhängigkeit der Ergebnisse weiterhin besteht. Derzeit wird für die Frage der Gewinnung von Spektren einzelner Kerngruppen eine experimentelle Lösung gefunden. Man kann mit Sicherheit davon ausgehen, dass der bevorstehende Start des LHC-Kolliders im Jahr 2007 Informationen über hadronische Wechselwirkungen bis zu einer äquivalenten Energie von ~10 17 eV liefern und die derzeitige Unsicherheit, die bei der Extrapolation phänomenologischer Modelle hadronischer Wechselwirkungen auf die ultrahohe Energie entsteht, erheblich verringern wird Region.
EAS-Installationen der nächsten Generation sollen präzise Untersuchungen des Energiespektrums und der Zusammensetzung der kosmischen Strahlung im Bereich 10 17 –10 19 eV ermöglichen. In dieser Region gibt es offenbar einen Übergang von GCR zu CR extragalaktischen Ursprungs.
Es bleibt auch zu hoffen, dass in den kommenden Jahren die Frage nach der Existenz des GZK-Effekts, für den es mittlerweile ernsthafte Hinweise gibt, endgültig geklärt wird.
Literatur
Astrophysik der kosmischen Strahlung. Ed. V. L. Ginzburg. M.: Wissenschaft. 1990. 528 S.
Bazilevskaya G.A., Makhmutov V.S., Svirzhevskaya A.K., Svirzhevsky N.S., Stozhkov Yu.I., Langzeitmessungen der kosmischen Strahlung in der Erdatmosphäre, Izv. RAS. Ser. fiz., T.69, Nr. 6, S.835-837, 2005.
Baiburina S.A., Borisov A.S., Guseva Z.M. usw. Experiment „Pamir“. Wechselwirkungen ultrahochenergetischer Hadronen der kosmischen Strahlung. M.: Wissenschaft. 1984. Verfahren des Lebedev Physical Institute. T.154. S.3-217. Berezhko E.G., Ksenofontov L.T., Zusammensetzung der in Supernova-Überresten beschleunigten kosmischen Strahlung, JETP, T.116, S.737-759, 1999.
Bugakov V.V., Belyakov S.A., Grigorov N.L., Gubin Yu.V., Kalinkin L.F., Kakhidze G.P., Rapoport I.D., Savenko I.A., Smirnov A. .V., Shiryaeva V.Ya., Shishkov P.P., Shesterikov V.F., Yakovlev B.M., Trigubov Yu.V., Gestaltungsprinzipien wissenschaftlicher Ausrüstung zur Untersuchung hochenergetischer kosmischer Strahlung auf der Raumstation Proton 4“, Izv. Akademie der Wissenschaften der UdSSR, Ser. fiz., T.34, S. 1818-1828, 1970.
Bykov A.M., Toptygin I.N., Spektren hochenergetischer Teilchen, die in OB-Assoziationen erzeugt werden, Izv. RAS. Ser. Fiz., T.59, Nr. 4, S.162-165, 1995.
Ginzburg V.L., Syrovatsky S.I., Ursprung der kosmischen Strahlung, M.: Akademie der Wissenschaften der UdSSR. 1963. 384 S.
Greisen K., Weit verbreitete Luftschauer. In: „Physik der kosmischen Strahlung“. Ed. J. Wilson. M.: IL. 1958. T.3. Nr.7-141.
Zatsepin G.T., Kuzmin V.A., Über die Obergrenze des Spektrums der kosmischen Strahlung, JETP Letters, T.4, S.114-116, 1966.
Zirakashvili V.N., Klepach E.G., Ptuskin V.S., Rogovaya S.I., Christiansen G.B., Chuvilgin L.G., Diffusion of High-Energy Cosmic Rays in the Galaxy, Izv. Akademie der Wissenschaften der UdSSR. Ser. fiz., T.55, S.2049-2051, 1991.
Kirzhnits D.A., Chechin V.A., Kosmische Strahlen und Elementarlänge, JETP Letters, T.14, S.261-262, 1971.
Krymsky G.F., Regelmäßiger Mechanismus der Beschleunigung geladener Teilchen an der Stoßwellenfront., DAN SSSR, T. 234, S. 1306-1308, 1977.
Kulikov G.V., Christiansen G.B., Über das Spektrum breiter Luftschauer nach Teilchenzahl, JETP, T.35, S.635-640, 1958.
Lagutin A.A., Tyumentsev A.G., Energiespektren der kosmischen Strahlung in einem galaktischen Medium vom fraktalen Typ, Izv. RAS. Ser. fiz., T.67, Nr. 4, S.439-442, 2003.
Mikhailov A.A., Pravdin M.I., Suche nach Anisotropie ultrahochenergetischer kosmischer Strahlen, JETP Letters, T.66, S.289-292, 1997.
Nymmik R.A., Semiempirisches dynamisches Modell der Teilchenflüsse galaktischer kosmischer Strahlung. (ISO- und 2005-Versionen), Model of the Cosmos, SINP MSU, 2006
Christiansen G.B., Kulikov G.V., Fomin Yu.A., Ultrahochenergetische kosmische Strahlung, M.: Atomizdat. 1975. 254 S.
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., Monokulare Messung des Spektrums der kosmischen UHE-Strahlung durch den FADC-Detektor des HiRes-Experiment, Astropart.Phys., 23, S. 157-174, 2005.
Ambrosio M. für Macro Collaboration, Search for the sideral and solar diurnal modulations in the MACRO myon 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. und Zager E., Cosmic ray proton and Heliumspektren: Ergebnisse des JACEE-Experiments, Astrophysics. J., Bd. 502, S. 278–283, 1998.
Berezhko E.G., Teilchenbeschleunigung in Supernova-Überresten, Inv. Rapp. Heben Sie Papiere hervor. 27. IKRK, Hamburg, 2001, S. 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 structure Above 0.1 EeV, in Proc. 23. IKRK, Calgary, 1993, Bd. 2, S. 38–42.
Bishop C.M., Neuronale Netze zur Mustererkennung, Oxford Univ. Presse, 1995, 504 S.
Blobel V., Entfaltungsmethoden in Hochenergiephysikexperimenten, CERN-Bericht 85-09, S. 88-127, 1985.
Bonino G., Castagnoli G. Cini, Cane D., Taricco C., Bhandari N., Sonnenmodulation galaktischer kosmischer Strahlungsspektren seit dem Maunder-Minimum, in Proc. 27. IKRK, Hamburg, 2001, Band 9, S. 3769-3772. Casaus J. im Namen der AMS.02 Collaboration. Astrophysik der kosmischen Strahlung mit AMS.02, in Proc. 28. IKRK, Tsukuba, 2003, Bd. 4, S. 2149-2152.
Cocconi G., Über die energiereichsten kosmischen Strahlen, Astropart. Phys., Bd. 4, S. 281-283, 1996.
Coleman S., Glashow S.L., Hochenergietests der Lorentz-Invarianz, Phys. Rev. D59, 116008 (1999)
Cronin J.W., Kosmische Strahlung: die energiereichsten Teilchen im Universum, Rev. Mod. Phys., Band 71, S. 165–172, 1999.
D"Agostini G., Eine mehrdimensionale Entfaltungsmethode basierend auf dem Bayes-Theorem, Nucl. Instr. Meth., Bd. A362, S. 487–498, 1995.
Fukunaga K., Einführung in die statistische Mustererkennung, N-Y: Academic Press, 1972, 592 S.
Gaisser T.K., Kosmische Strahlung und Teilchenphysik, Cambridge Univer. Presse, 1990, 279 S.
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., Das Energiespektrum der kosmischen Strahlung zwischen 1014 und 1016 eV, Astropart. Phys., Bd. 10, S. 291-302, 1999.
Glushkov A. V., Egorova V. P., Ivanov S. P., Knurenko S. P., Kolosov V. A., Krasilnikov A. D., Makarov I.T. von primären kosmischen Strahlen in der Energiebereich von 1017 – 1020 eV nach Yakutsk-Array-Daten, in Proc. 28. IKRK, Tsukuba, 2003, Bd. 1, S. 389–392.
Gold R., Zur iterativen Entfaltungsmethode für Antwortmatrizen., Argonne National Lab. Bericht. ANL?6984., 1964. 39 S.
Greisen K., Ende des Spektrums der kosmischen Strahlung?, Phys. Rev. Lett., Bd. 16, S. 748-750, 1966. Haungs A., Rebel H., Roth M., Energiespektrum und Massenzusammensetzung hochenergetischer kosmischer Strahlen, Rep. Prog. Phys., Band 66, S. 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. Die Anisotropie der Ankunftsrichtungen der kosmischen Strahlung um 1018 eV, Astropart. Phys., Bd. 10, S. 303–311, 1999.
Heber B., Galaktische und anomale kosmische Strahlen in der Heliosphäre, eingeladene, Berichterstatter- und Highlight-Beiträge. 27. IKRK, Hamburg, 2001, S. 118-135.
Heck D., Knapp J., Capdevielle J.N., Schatz G., Thouw T., Forschungszentrum Karlsruhe Report, FZKA 6019, 1998, 90 S.
Hillas A.M., Two Interesting Techniques for Monte-Carlo Simulation of Very High Energy Hadron Cascades, in Proc.17th ICRC, Paris, 1981, Bd. 8, S. 193–196.
Hillas A.M., Schauersimulation: Lehren aus MOCCA, Nucl. Physik. B (Proc. Suppl.), 52B, 29-42, 1997.
H?randel J.R., Auf dem Knie im Energiespektrum der kosmischen Strahlung, Astropart. Phys., Bd. 19, S. 193–220, 2003.
Kalmykov N.N., Khristiansen G.B., Kosmische Strahlen superhoher und ultrahoher Energien, J. Phys. G: Nukl. Teil. Phys., Band 21, S. 1279-1301, 1995.
Kalmykov N.N., Ostapchenko S.S., Pavlov A.I., Quark-Gluon-String-Modell und EAS-Simulationsprobleme bei ultrahohen Energien, Nucl. Physik. B (Proc. Suppl.), 52B, 17-28, 1997.
Kempa J., Studien zur kosmischen Strahlung mit der Emulsionsmethode. – Techniken und Ergebnisse, Nucl. Physik. B. (Proc. Suppl.), Bd. 52B, S. 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., Primäre kosmische Strahlenmassenzusammensetzung bei Energien 1015 - 1017 eV, gemessen mit dem MSU EAS-Array, Astropart. Phys., Band 2, S. 127–136, 1994.
Klages H.O. für die KASCADE-Kollaboration, Das umfangreiche Luftschauerexperiment KASCADE – erste Ergebnisse, in Proc. 25. IKRK, Durban, 1997, Bd. 8, S. 297–306.
Lloyd-Evans, Watson A.A., Anisotropiemessungen über 1015 eV, Eingeladene Vorträge. 8. Europ. CR Symp. Ed. N. Iucci et al. Bologna, 1983, S. 81-97.
Nagano M., Watson A.A., Beobachtungen und Implikationen der ultrahochenergetischen kosmischen Strahlung, Rev. Mod. Phys., Band 72, Nr. 3, S. 689–732, 2000.
Parker E.N., Der Durchgang energiereicher Teilchen durch den interplanetaren Raum, Planet. Raum. Sci., Bd. 13, S. 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 magnetfields, Astron.?Astroph., Bd. 268, S. 726-735 , 1993.
Ptuskin V.S., Ausbreitung der kosmischen Strahlung in der Galaxie, Inv. Rapp. Heben Sie Papiere hervor. 24. IKRK, Rom, 1995, S. 755-764.
Ptuskin V.S., Zirakashvili V.N., Über das Spektrum hochenergetischer kosmischer Strahlung, die von Supernova-Überresten in Gegenwart starker Instabilität der kosmischen Strahlung und Wellendissipation erzeugt wird, Astron.? Astroph., Bd. 429, S. 755-765, 2005.
Roth M., Antoni T., Apel W.D. et al. für KASCADE Collab., Determination of Primary Energy and Mass in the PeV Region by Bayesian Unfolding Techniques, Nucl. Physik. B (Proc. Suppl.), Bd. 122, S. 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. und Yoshii H., Energiespektrum der kosmischen Strahlung über 3x1018 eV beobachtet mit AGASA, in Proc. 27. IKRK, Hamburg, 2001, Band 1, S. 333–336.
Sciutto S.J., AIRES: Ein System für Luftschauersimulationen (Version 2.2.0), astro-ph/9911331 (216 Seiten) Shibata T., Spektrum und Zusammensetzung der kosmischen Strahlung; direkte Beobachtung, Inv. Rapp. Heben Sie Papiere hervor. 24. IKRK, Rom, 1995, S. 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. und Yoshii H., Chemical Composition of Ultra-high Energy Cosmic Rays Observed by AGASA, in Proc. 28. IKRK, Tsukuba, 2003, Bd. 1, S. 401-404.
Simpson J.A., Die kosmische Strahlung: Rückblick auf Gegenwart und Zukunft, in Proc. 25. IKRK, Durban, 1997, Band 8, S. 4-23.
Wefel J.P., Zu höherer Energie: Ballon- und Satellitenuntersuchungen um das Knie, J. Phys. G., Bd. 29, S. 821–830, 2003.
Wiebel-Sooth B., Biermann P.L., Meyer H., Kosmische Strahlen. VII. Spektren einzelner Elemente: Vorhersage und Daten, Astron.? Astroph., Bd. 330, S. 389-398, 1998.
Gehen Sie zu anderen Seiten des Projekts „SiZiF“
Für Kontakt:[email protected]
Eingegangen bei SiZiF am 05.10.06
