сти энергий более 1 ПэВ (Хёрандел, 2003). Но некоторое утяжеление химического состава КЛ по данным ряда экспериментов наблюдается уже в области 1 — 1000 ТэВ. Указания на уменьшение доли протонов в составе ПКЛ при энергии 1 ТэВ (Григоров и др., 1971) или 10 ТэВ (Асакимори и др., 1998; Зацепин и др., 1994) появлялись в ряде прямых экспериментов ранее и зафиксированы в недавних экспериментах (например, см. обзор Хёрандела, 2005). Изменение химического состава может свидетельствовать о том, что заметная часть остатков сверхновых способна ускорять КЛ лишь до энергий, меньших энергии излома (Свешникова, 2004). Предположение об уменьшении числа сверхновых, обеспечивающих поток КЛ в области высоких энергий, смягчает вопрос о слишком большой разнице спектров КЛ, наблюдаемых у Земли (F ~ E-2'7), и спектров в источниках, ожидаемых из теории ускорения Ферми КЛ на ударных волнах F ~ E(-2'0-2'2). Тогда разница в показателях наклона спектров может быть отнесена не только за счет процессов распространения (в этом случае требуется слишком большой рост коэффициента диффузии с энергией D ~ E(0-5_0-7)), но и за счет уменьшения числа источников, при этом химический состав КЛ и спектр различных компонент уже перед изломом может иметь нерегулярности (Зацепин, Сокольская, 2006). Поэтому детальное исследование спектров КЛ перед коленом 10—3000 ТэВ и соотношения ядерной и протонной компоненты КЛ продолжает оставаться актуальным с точки зрения проблемы происхождения КЛ. В настоящей работе получен спектр всех нуклонов ПКЛ в интервале энергий 40—400 ТэВ, восстановленный из спектров гамма-квантов, зарегистрированных наряду с заряженными частицами в стратосфере в баллонном эксперименте RUN JOB. Из сравнения спектра нуклонов со спектром протонов анализируется вопрос о вкладе нуклонов от ядер в исследуемой области энергий 40—500 ТэВ. В задачу настоящей статьи не входит сравнение данных по гамма-квантам c данными по заряженным частицами, поскольку это требует изложения деталей анализа эффективности регистрации, многочисленных результатов моделирования и т.д.
СПЕКТРЫ ГАММА-КВАНТОВ В АТМОСФЕРЕ. ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ
Прямые наблюдения ПКЛ на спутниках и баллонах за пределами атмосферы в интервале энергий 1013—1015 эВ/частицу имеют уже тридцатилетнюю историю, начавшуюся с экспериментов Н.Л. Григорова на спутниках "Протон" (Григоров и др., 1971). Затем в экспериментах JACEE (Асакимори и др., 1998), MUBEE (Зацепин и др., 1994)
и RUNJOB (Апанасенко и др., 2001; Дербина и др., 2005) с помощью эмульсионных камер были проведены первые измерения спектров отдельных групп элементов в области до сотен ТэВ. Настоящая работа базируется на данных последнего эксперимента. В эксперименте RUNJOB с 1995 г. по 1999 г. было проведено 10 полетов баллонов с эмульсионными камерами на борту общей продолжительностью 1440 ч на высоте 30 км, итоговые спектры ПКЛ опубликованы в работе Дербиной и др. (2005). В этом эксперименте было зарегистрировано несколько тысяч событий, однако из-за трудоемкости процедуры прослеживания треков первичной частицы и нахождения вершин взаимодействия (которая описана подробно в работе Апанасенко и др., 2001) часть зарегистрированных событий не была включена в статистику. Чтобы использовать весь имеющийся в эксперименте материал, мы включили в анализ не использовавшиеся ранее данные по гамма-квантам, зарегистрированным в эмульсионных камерах эксперимента RUNJOB.
На глубине примерно 11 г/см2, где проводятся аэростатные исследования, искажения первичного спектра незначительны: поток протонов ослабевает лишь на 10—20%, но появляется вторичная компонента космических лучей — заряженные пионы и каоны, а также гамма-кванты, образованные при распаде нейтральных пионов, и электроны. На уровне наблюдения поток вторичных гамма-квантов составляет проценты от потока протонов с такой же энергией. Не исключается примесь первичных диффузных гамма-квантов из Галактики, но их поток мал — в области исследуемых энергий ~10~4 (см., например, Москаленко и др., 2004) потока протонов на границе атмосферы. Уже давно было показано (Зацепин, 1949) и не раз подтверждалось впоследствии (Мурзин, 1970; Апанасенко и др., 1999), что в рамках квазискей-линговых моделей спектры вторичной компоненты на малой глубине в атмосфере повторяют спектр первичных нуклонов. Понятие спектра всех нуклонов и было введено для описания вторичных компонент космических лучей в атмосфере, при этом подразумевается, что взаимодействие первичного ядра в атмосфере можно рассматривать как взаимодействие отдельных нуклонов, т.е. Fn(En) = = S AkFk (En, Ak), где Ak — массовое число ядра k. Рассмотрим суть используемого подхода.
Восстановление спектра нуклонов над атмосферой по спектру вторичных гамма-квантов аналогично методу восстановления спектров ядер, падающих на камеру, из спектров электромагнитных каскадов, регистрируемых в камере. Этот метод использовался ранее в рентгеноэмульсионных экспериментах RUNJOB (Апанасенко и др., 2001), JACEE (Асакимори и др., 1998), MUBEE (Зацепин
и др., 1994) и ряде наземных экспериментов. Такой подход корректен и дает вполне надежные результаты (Мурзин, 1970), если измеряемый спектр
имеет степенной характер F(Еп) ~ 1оЕ—, а регистрируемая энергия электромагнитного каскада Ед = КдЕп пропорциональна в исследуемом интервале энергии частицы, его образовавшей. Тогда измеренный по Ед спектр связан со спектром по Еп следующим образом:
F(Eg) = K(Y-1)) х IoE-Y х Win
(1)
где Win — вероятность взаимодействия в камере. Переход от спектра по Eg к спектру по En осуществляется введением эффективного фактора сдвига по энергии En = Cef х Eg, где
Cef = 1/ .
(2)
В эмульсионных экспериментах определяется энергия электромагнитного каскада Eg, образованного в камере после взаимодействия первичной частицы с веществом камеры, затем трек частицы прослеживается к точке взаимодействия и определяется заряд первичной частицы, образовавшей этот электромагнитный каскад. Затем вводится фактор сдвига по энергии Cef, зависящий от сорта первичного ядра и составляющий величину Cef ~ - 4-9.
Среди зарегистрированных каскадов многие (>30%) идентифицируются как каскады, образованные гамма-квантами (критерии идентификации каскадов описаны далее), хотя над камерой их доля составляет проценты. Причина заключается в том, что порог отбора событий вводится по энергии электромагнитной компоненты Eg > 2-3 ТэВ, гамма-кванты выделяют всю энергию, тогда как протоны и другие ядра — только часть энергии. Кроме того, доля каскадов от гамма-квантов становится больше под большими углами (до 70%), так как гамма-кванты являются вторичной компонентой и их интенсивность нарастает по мере пройденного вещества до глубины 100 г/см2, а затем уменьшается в равновесии с заряженной компонентой КЛ.
Спектр гамма-квантов F(Eg) связан со спектром нуклонов на границе атмосферы I0E-Y аналогично (1), но в правой части (3) появляется эффективная множественность рожденных гамма-квантов (Ng):
F(Eg) = (Ng)(X(Y-1)) х IoE-Y х Win, (3)
а Win — вероятность взаимодействия в остаточной атмосфере, Xg = Eg/E0 — доля энергии, уносимая одним гамма-квантом.
РАСЧЕТЫ ПРОХОЖДЕНИЯ КЛ ЧЕРЕЗ ОСТАТОЧНУЮ АТМОСФЕРУ
Для определения Сеь Win, (Ng) были использованы программные коды CORSIKA+QGSJET01 (Хек и др., 1998; Калмыков и др., 1997) и CORSIKA+QGSJET02 (Хек и др., 1998; Остап-ченко, Хек, 2005). Модели кварк-глюонных струн QGSJET01 и QGSJET02 имеют практически одинаковые сечения взаимодействия протонов с ядрами воздуха до энергии 1000 ТэВ, но заметно отличающиеся коэффициенты неупругости: 0.33 (QGSJET01) и 0.42 (QGSJET02) (Остапчен-ко, Хек, 2005). Модель QGSJET02 близка по характеристикам к модели SIBYLL, и в целом (Антони, 2005) перечисленные модели наилучшим образом описывают развитие ШАЛ в атмосфере при сверхускорительных энергиях.
Для проверки правильности используемых инклюзивных сечений образования гамма-квантов а(Е0,Ед) мы сравнили (рис. 1) нормированные инклюзивные сечения образования гамма-квантов (1/о"ш)(1а/с!п*(Е0, п*) по псевдобыстроте в системе центра масс п* = — в/2) при энергии 200 ТэВ во взаимодействиях с ядрами атомов воздуха (что соответствует эффективной энергии = 614 ГэВ) с набором экспериментальных данных из работы Сузуки и др. (2005), полученными как на ускорителях при \/Б = 540 ГэВ в эксперименте иА5 (Алпгард и др., 1981, 1982) и при у/Б = 613 ГэВ в эксперименте иА7 (Паре и др., 1990; Йамамото и др., 1990), так и в мишенных экспериментах с КЛ на Чакалтайе (Сантос и др., 1991). Как видно, в области фрагментации, которая дает основной вклад в формирование спектров гамма-квантов в атмосфере, согласие достаточно хорошее, особенно для модели QGSJET02.
Моделирование потоков гамма-квантов на глубине 11 г/см2 в рамках QGSJET01 и QGSJET02 показало, что с хорошей точностью спектры гамма-квантов повторяют спектр первичных протонов и для двух моделей практически не различаются: не более чем на 5% по интенсивности и на 0.02 по показателю наклона спектров. Поэтому параметры С^, Win, (Ng) были рассчитаны для степенных спектров протонов с несколькими показателями наклонов. Затем процедура восстановления спектров нуклонов из спектров гамма-квантов по формуле (3) с полученными параметрами была применена для других первичных ядер — гелия, углерода, магния. Оказалось, что спектр нуклонов восстанавливается с точностью не хуже 5% по интенсивности и 0.02 по показателю наклона как для первичных протонов, так и для первичных ядер. Таким образом, заявленный подход является вполне корректным и позволяет перейти от спектра
Рис. 1. Нормированные инклюзивные сечения рождения гамма-квантов во взаимодействиях протонов с ядрами атмосферы при эффективной энергии у/~Б = 613 ГэВ, посчитанные по моделям QGSJET01 и QGSJET02 (сплошная и штриховая кривые). Экспериментальные данные, полученные на ускорителях при \/~Б = 540 ГэВ в эксперименте иА5 (Алпгард и др., 1981, 1982), при у/~Б = 630 ГэВ в эксперименте иА7 (Паре и др., 1990, Йамамото и др., 1990) и в мишенных экспериментах с КЛ на Чакалтайе (Сантос и др., 1991).
гамма-квантов к спектру всех нуклонов с указан
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.