 |
|
|
:: Joyce James :: :: :: :: :: :: :: :: :: :: The Boarding House :: :: Windows XP :: :: :: :: :: 3. . . :: Gump & Company :: |
()ModernLib.Net / / / () - (. 281)
источники образования электронно-фотонных ливней. Это электроны и
g-кванты высокой энергии (> 100
Мэв) первичных К. л., а также
d-электроны, т. е. атомарные электроны, выбиваемые за счёт прямого электрического взаимодействия проходящих сквозь вещество быстрых заряженных частиц К. л.
При очень высоких энергиях (³ 10 14 эв) электронно-фотонные ливни в земной атмосфере приобретают специфические черты широких атмосферных ливней. В таких ливнях очень большое число последовательных каскадов размножения приводит к сильному росту общего потока частиц (исчисляемого в зависимости от энергии многими миллионами и даже миллиардами) и к их широкому пространственному расхождению - на десятки и сотни мот оси ливня. В широких атмосферных ливнях у поверхности Земли одна частица ливня приходится примерно на несколько (2- 3) Гэвэнергии первичной частицы, вызвавшей ливень. Это даёт возможность оценивать по полному потоку частиц в ливне энергию приходящих на границу земной атмосферы «предков» этих ливней, что невозможно сделать непосредственно из-за крайне малой вероятности их прямого попадания в точку наблюдения. Вследствие большой плотности потока частиц в широком атмосферном ливне испускается сравнительно интенсивное направленное электромагнитное излучение как в оптической области спектра, так и в радиодиапазоне. Оптическая часть свечения определяется процессом Черенкова - Вавилова излучения,поскольку скорости большинства частиц превышают фазовую скорость распространения света в воздухе. Механизм радиоизлучения более сложен; он связан, в частности, с тем, что магнитное поле Земли вызывает пространственное разделение потоков отрицательно и положительно заряженных частиц, что эквивалентно возникновению переменного во времени электрич. диполя. 3. Космические мюоны и нейтрино. Проникающая компонента вторичного излучения.Возникающие в атмосфере под действием К. л. заряженные пионы участвуют в развитии ядерного каскада лишь при достаточно больших энергиях - до тех пор, пока не начинает сказываться их распад на лету. В верхних слоях атмосферы процессы распада становятся существенными уже при энергиях Ј 10 12 эв.
Заряженный пион (с энергией Ј 10
11
эв) распадается на мюон
m
±(заряженную нестабильную частицу с массой покоя
m
m»207
me,где
me -масса электрона, и средним временем жизни
t
0» 2Ч10
-6
сек)
и нейтрино
n(нейтральную частицу с нулевой массой покоя). В свою очередь, мюон распадается на позитрон (или электрон),
нейтрино
и
антинейтрино.Т. к. скорости мюонов (как и всех остальных частиц К. л.) очень близки к скорости света
с,то, в соответствии с теорией относительности, среднее время до их распада
tдостаточно велико - пропорционально полной энергии
E,
t=
Т. о., одновременно с развитием описанного выше ядерного каскада происходит (за счёт распада p 0) его «обрастание» электронно-фотонной компонентой, а также (за счёт распадов p +и p -) -проникающей мюонной компонентой ( рис. 11 ). Высокая проникающая способность в сочетании с прямо пропорциональным плотности вещества коэффициент поглощения при умеренных энергиях (десятки и сотни Гэв) делает проникающую компоненту К. л. очень удобным средством для подземной геофизической и инженерной разведки ( рис. 12 ). Измеряя интенсивность К. л. телескопом счётчиков в штольнях и сравнивая полученные данные с известными кривыми поглощения К. л. в воде или грунте, можно обнаруживать или уточнять положения рудных пластов и пустот, а также измерять весовую нагрузку на грунт от стоящих на нём сооружений. При энергиях порядка 10 12 эви выше наряду с ионизационными потерями энергии мюонов становятся всё более существенными потери энергии на образование электронно-позитронных пар и тормозное излучение, а также на прямые взаимодействия с атомными ядрами вещества. Вследствие этого на глубинах ³ 8 кмводного эквивалента под углами ³ 50° к вертикали поток космических мюонов оказывается ничтожно малым. Эксперименты, проводившиеся с 1964 в шахтах Индии и Южной Африки с установками огромной площади, позволили обнаружить на этих глубинах под углами > 50° дополнительный поток мюонов, единственным источником которых могли быть только взаимодействия нейтрино с атомными ядрами вещества. Эти опыты представили собой уникальную возможность изучения свойств самой проникающей - нейтринной - компоненты К. л. Наиболее важной проблемой при этом является изучение взаимодействия нейтрино сверхвысоких энергий с веществом; в частности, для выяснения структуры элементарных частиц особый интерес представляет исследование увеличения поперечного сечения взаимодействия (уменьшения «прозрачности» вещества) с ростом энергии нейтрино. Такое возрастание сечения взаимодействия нейтрино установлено на ускорителях до энергий 10 10 эв.Очень важно исследовать, будет ли продолжаться этот рост сечения вплоть до энергий 10 15 эв(соответствующих характерному расстоянию слабых взаимодействий 6Ч10 -17 см) . Измерения потоков солнечных нейтрино значительно более низких энергий (~ 1 Мэв) позволят подойти к решению и другой, космофизической, проблемы нейтринной физики. Это связано с использованием огромной проникающей способности нейтрино для косвенного измерения температуры недр Солнца, от которой зависит характер протекающих в нём ядерных реакций - основного источника солнечной энергии (см. Нейтринная астрономия ) . Проблемы и перспективы.Дальнейшее изучение К. л. в лабораториях и на космических станциях продолжается в двух направлениях. На космофизическом направлении выясняется природа тех основных процессов, в которых может происходить ускорение частиц до высоких и сверхвысоких энергий (в сверхновых звёздах, пульсарах, отчасти на Солнце), а также свойства межпланетной и межзвёздной среды по вариациям интенсивности К. л., особенностям их состава, углового и энергетического распределения. Особенно большие надежды возлагаются на исследования в области рентгеновской и гамма-астрономии в тесной связи с радиоастрономическими и астрономическими наблюдениями возможных источников К. л. Интересен также вопрос о роли нейтрино как одной из компонент первичных К. л. при энергиях ³ 10 20 эв.Возникновение широких атмосферных ливней столь высоких энергий уже трудно объяснить заряженными частицами, ускоряемыми в пределах нашей Галактики, а частицы межгалактического происхождения не могут набрать таких энергий из-за столкновений с фотонами реликтового излучения, заполняющего Метагалактику. Поэтому приходится учитывать возможность непрерывного роста непрозрачности вещества (в частности, атмосферного воздуха) для потоков космического нейтрино, которые в этом случае смогли бы стать «предками» самых мощных широких ливней. Делаются попытки окончательно решить неясную пока проблему существования файрболов - гипотетических частиц (с массами ~ 3-5 Гэв,а иногда и значительно выше), почти мгновенно распадающихся после своего рождения на отдельные частицы (в основном пионы) по законам статистической физики. Далеко не закончены дискуссии о степени применимости описания множественного рождения частиц моделями гидродинамических и термодинамических типов, в которых образуемая при ядерных столкновениях высоковозбуждённая «адронная материя» с неопределённым числом частиц расширяется вплоть до её распада на отдельные свободные частицы. Лит.:Гинзбург В. Л., Сыроватский С. И., Происхождение космических лучей, М., 1963; Дорман Л. И., Вариации космических лучей и исследование космоса, М.. 1963; Дорман Л. И., Мирошниченко Л. И., Солнечные космические лучи, М., 1968; Дорман Л. И., Смирнов В. С., Тясто М. И., Космические лучи в магнитном поле Земли, М., 1971; Мурзин В. С., Сарычева Л. И., Космические лучи и их взаимодействие, М., 1968; Бугаев Э. В., Котов Ю. Д., Розенталь И. Л., Космические мюоны и нейтрино, М., 1970; Бондаренко В. М., Использование космических лучей в геологии, М., 1965. Популярная лит.: Росси Б., Космические лучи, пер. с англ., М., 1966; Добротин Н. А., Космические лучи, М., 1963; Жданов Г. Б., Частицы высоких энергии, М., 1965; Гинзбург В. Л., Происхождение космических лучей, М., 1968. Г. Б. Жданов. 
Рис. 5. Одиннадцатилетний цикл солнечной активности, характеризуемой числом групп пятен W на Солнце (а), и относительных изменений интенсивности I космических лучей всех энергий, по данным наблюдений высокоширотной станции (б). По оси абсцисс отложены годы. 
Рис. 9. Каскадные кривые, показывающие изменение числа электронов (и позитронов) в зависимости от толщины пройденного ливнем слоя свинца при начальных энергиях электронов 1,1 и 3 Гэв. 
Рис. 1. Следы ядер первичных космических лучей в ядерной фотоэмульсии (Z - атомный номер химического элемента). 
Рис. 8. Фотография, показывающая развитие электронно-фотонного ливня в латунных пластинках, установленных в камере Вильсона. 
Рис. 4. Схема, иллюстрирующая характер солнечного ветра и структуру регулярного межпланетного магнитного поля (спираль) в области модуляции галактических космических лучей; штриховая окружность - орбита Земли. 
Рис. 2. Карта изокосм - линий равной интенсивности космических лучей - на высотах ~ 200 км, по данным третьего советского корабля-спутника (1960) [сплошная жирная линия - геомагнитный экватор]; прерывистые линии - менее надёжные данные, основанные на малом числе измерений. Интенсивность указана в относительных единицах. 
Рис. 3. Энергетический спектр первичных космических лучей (в логарифмическом масштабе): а - дифференциальный спектр (зависимость интенсивности I от энергии E) в области умеренной энергии для протонов (р) и a-частиц; нанесены также экспериментальные точки; б - интегральный спектор (для всех частиц) в области высоких энергий [экспериментальные точки получены на спутниках серии «Протон» (1, 2, 3)]; в - в области сверхвысоких энергий [пунктирные линии ограничивают экспериментальные значения I]. 
Рис. 12. Пример разведки полезных ископаемых при помощи измерения интенсивности проникающей (мюонной) компоненты космических лучей: а - разрез полиметаллического месторождения (I - наносы, II - известняк, III - богатая руда, IV - бедная руда, V - вкрапленное оруденение); б - интенсивность I космических лучей, измеренная телескопом счётчиков (вертикальные линии на кривой указывают ошибки измерений). 
Рис. 10. Зависимость интенсивности I вертикального потока проникающей (мюонной) компоненты космических лучей от глубины t относительно уровня моря (масштаб логарифмический). 
Рис. 11. Схема ядерно-каскадного процесса в атмосфере, с образованием трёх основных компонент вторичных космических лучей: электронно-фотонной (мягкой), ядерно-активной и мюонной (проникающей); р - протон; n - нейтрон; p
Рис. 6. Фотография множественного рождения частиц при взаимодействии тяжёлого ядра первичного космического излучения с одним из ядер фотоэмульсии; образовано (помимо нейтральных) свыше 300 заряженных частиц, главным образом пионов. 
Рис. 7. Поглощение космических лучей в атмосфере - зависимость интенсивности I космических лучей (для 50° с. ш.) от толщины t пройденного слоя: 1 - ядерно-активная компонента (протоны и a-частицы); 2 - мягкая компонента; 3 - проникающая компонента (мюоны); 4 - полная интенсивность. Космические обсерватории Косми'ческие обсервато'рии,то же, что внеатмосферные обсерватории. Космические скорости Косми'ческие ско'ростипервая, вторая, третья, критические значения скорости космического аппарата в момент выхода его на орбиту (т. е. в момент прекращения работы двигателей ракеты-носителя) в гравитационном поле. Каждая К. с. вычисляется по определённым формулам и может быть физически интерпретирована как минимальная начальная скорость, при которой космический аппарат, запускаемый с Земли, может или стать искусственным спутником (первая К. с.), или выйти из сферы действия тяготения Земли (вторая К. с.), или покинуть Солнечную систему, преодолев притяжение Солнца (третья К. с.). В литературе встречаются 2 варианта математического определений К. с. В одном из вариантов К. с. может быть вычислена для любой высоты над земной поверхностью или любого расстояния от центра Земли. Первая К. с.
u
Iна расстоянии
ror центра Земли определяется по формуле
Если в момент выхода на орбиту космический аппарат имеет скорость u 0= u I,перпендикулярную направлению на центр Земли, то его орбита (при отсутствии возмущений) будет круговой. При u 0< u I, орбита имеет форму эллипса, причём точка выхода на орбиту расположена в апогее. Если эта точка находится на высоте около 160 км,то сразу же после момента выхода на орбиту спутник попадает в лежащие ниже плотные слои атмосферы и сгорает. Т. о., для указанной высоты первая К. с. является минимальной для того, чтобы космический аппарат стал спутником Земли. На больших высотах космический аппарат может стать спутником и при u 0,несколько меньших u I,вычисленной для этой высоты. Так, на высоте 300 кмкосмическому аппарату для этого достаточно иметь скорость на 45 м/секменьшую, чем u I.
Вторая К. с.
u
IIна расстоянии
rот центра Земли определяется по формуле
Значения первой и второй К. с. для различных высот h,отсчитываемых от уровня моря на экваторе ( h= r- 6378 км) ,приведены в табл. 1. Табл. 1. - Первая ( u I) и вторая ( u II) космические скорости для разных высот (h) над уровнем моря
Понятия К. с. применяются также при анализе движения космических аппаратов в гравитационных полях любых планет или их естественных спутников, а также Солнца. Так можно определить К. с. для Венеры, Луны, Солнца и др. Эти скорости вычисляются по приведённым выше формулам, в которых в качестве Мпринимается масса соответствующего небесного тела. Значения fMдля некоторых небесных тел приведены в табл. 2. 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11, 12, 13, 14, 15, 16, 17, 18, 19, 20, 21, 22, 23, 24, 25, 26, 27, 28, 29, 30, 31, 32, 33, 34, 35, 36, 37, 38, 39, 40, 41, 42, 43, 44, 45, 46, 47, 48, 49, 50, 51, 52, 53, 54, 55, 56, 57, 58, 59, 60, 61, 62, 63, 64, 65, 66, 67, 68, 69, 70, 71, 72, 73, 74, 75, 76, 77, 78, 79, 80, 81, 82, 83, 84, 85, 86, 87, 88, 89, 90, 91, 92, 93, 94, 95, 96, 97, 98, 99, 100, 101, 102, 103, 104, 105, 106, 107, 108, 109, 110, 111, 112, 113, 114, 115, 116, 117, 118, 119, 120, 121, 122, 123, 124, 125, 126, 127, 128, 129, 130, 131, 132, 133, 134, 135, 136, 137, 138, 139, 140, 141, 142, 143, 144, 145, 146, 147, 148, 149, 150, 151, 152, 153, 154, 155, 156, 157, 158, 159, 160, 161, 162, 163, 164, 165, 166, 167, 168, 169, 170, 171, 172, 173, 174, 175, 176, 177, 178, 179, 180, 181, 182, 183, 184, 185, 186, 187, 188, 189, 190, 191, 192, 193, 194, 195, 196, 197, 198, 199, 200, 201, 202, 203, 204, 205, 206, 207, 208, 209, 210, 211, 212, 213, 214, 215, 216, 217, 218, 219, 220, 221, 222, 223, 224, 225, 226, 227, 228, 229, 230, 231, 232, 233, 234, 235, 236, 237, 238, 239, 240, 241, 242, 243, 244, 245, 246, 247, 248, 249, 250, 251, 252, 253, 254, 255, 256, 257, 258, 259, 260, 261, 262, 263, 264, 265, 266, 267, 268, 269, 270, 271, 272, 273, 274, 275, 276, 277, 278, 279, 280, 281, 282, 283, 284, 285, 286, 287, 288, 289, 290, 291, 292, 293, 294, 295, 296, 297, 298, 299, 300, 301, 302, 303, 304, 305, 306, 307, 308, 309, 310, 311, 312, 313, 314 |
.Кроме того, мюоны, не являясь ядерно-активными частицами, слабо взаимодействуют с веществом (посредством
электромагнитного взаимодействия
) и теряют свою энергию в основном на ионизацию атомов (~ 2
Мэвна толщине 1
г/см
2)
.Поэтому поток мюонов представляет собой проникающую компоненту К. л. Даже при сравнительно умеренной энергии ~ 10
Гэвмюон может не только пройти сквозь всю земную атмосферу (см.
рис. 7
, кривая 3)
,но и проникнуть далеко в глубь Земли на расстояния порядка 20
мгрунта (
рис. 10
). Максимальная глубина, на которой регистрировались мюоны наиболее высокой энергии, составляет около 8600
мв переводе на водный эквивалент. Благодаря своей большой проникающей способности именно мюоны образуют «скелет» широких атмосферных ливней на больших (сотни
м) расстояниях от их оси.
,p
0- пионы; m
- мюоны; е
- позитрон и электрон; n - нейтрино; g - квант.
,где
f- постоянная тяготения,
М -масса Земли. Принимается (см.
Фундаментальные астрономические постоянные
)
fM= 398603
км
3/сек
2.В небесной механике эта скорость называется также круговой скоростью, т. к. в задаче двух тел движение по кругу радиуса
rтела с массой
mвокруг др. тела, обладающего несравнимо большей массой
М(при
М >> m)
,происходит именно с такой скоростью.
. Вторая К. с. называется также скоростью освобождения (убегания, ускользания), или параболической скоростью, т. к. при начальной скорости
u
0= u
II,тело с массой
mв задаче двух тел будет двигаться относительно тела с массой
М(при
М >>m) по параболической орбите и удалится сколь угодно далеко, освобождаясь, в известном смысле, от гравитационного воздействиям. Скорости, меньшие параболической, называются эллиптическими, а большие - гиперболическими, т. к. при таких начальных скоростях движение в задаче двух тел с массами
mи
М(при
М >> m) происходит по эллиптической или гиперболической орбитам соответственно.