Впервые указание на возможность существования ионизирующего излучения внеземного происхождения было получено в начале XX века в опытах по изучению проводимости газов. Обнаруженный спонтанный электрический ток в газе не удавалось объяснить ионизацией, возникающей от естественной радиоактивности Земли. Наблюдаемое излучение оказалось настолько проникающим, что в ионизационных камерах, экранированных толстыми слоями свинца, все равно наблюдался остаточный ток, [1]. В 1911—1912 годах
В.Ф. Гессом был проведен ряд экспериментов [2] с ионизационными камерами на воздушных шарах. Он обнаружил, что излучение растет с высотой, в то время как ионизация, вызванная радиоактивностью Земли, должна была бы падать с высотой. Позднее в период 1913—1919 гг.
Вернер Кольхёрстер [3] совершил много полетов на воздушных шарах с целью измерения интенсивности ионизирующего излучения и подтвердил вывод Гесса о существовании космического излучения.
В 1921—1925 годах американский физик Р. Милликен, изучая поглощение космического излучения в атмосфере Земли в зависимости от высоты наблюдения, обнаружил, что в свинце это излучение поглощается так же, как и гамма-излучение ядер. Он первым и назвал это излучение космическими лучами.
Изучая в 1927 году комптоновский эффект,
Д.В. Скобельцын провел наблюдения треков релятивистских частиц из атмосферы в газовой камере Вильсона. Было определено, что импульс этих заряженных частиц превышает 20 МэВ/с, и они, таким образом, не могут являться продуктами распада радиоактивных элементов. Д.В. Скобельцын показал, что такие частицы часто появляются в камере Вильсона группами по несколько частиц. Это стало первым наблюдением ливней космических лучей.
В 1928 году на конференции в Лондоне доклад Д.В. Скобельцына был посвящен исследованиям релятивистских частиц как результата прохождения космических лучей через атмосферу. Он показал, что ионизация, производимая этими частицами, согласуется с экспериментальными данными по геофизической ионизации, природа которой в то время не была известна. Таким образом, исходя из своего эксперимента, Д.В. Скобельцын ввел в физику современное определение «космических лучей» как высокоэнергичных частиц космического происхождения.
1. Состав и методы регистрации космических лучей
Попадая в атмосферу Земли, космические частицы (а это в основном протоны и ядра более тяжелых элементов, чем водород) испытывают столкновения с ее атомами и молекулами. В результате происходит расщепление ядер и образование многочисленных вторичных частиц. Среднее расстояние, которое успевает пройти протон в атмосфере, соответствует примерно 1/13 части ее толщи. Это означает, что он может неоднократно вступать в процессы взаимодействия с ядрами в воздухе, прежде чем окончательно погибнуть. Отсюда следует, что на «больших глубинах» в атмосфере существует лишь вторичная компонента космических лучей.
Состав вторичной компоненты обусловлен физическими процессами взаимодействия первичной частицы с ядрами атмосферы. Этот процесс называется каскадным. Схема взаимодействия протонов космических лучей с атмосферой показана на рис. 1. В актах взаимодействия первичной частицы космических лучей рождаются практически все известные элементарные частицы.
Рис. 1. Каскадный процесс взаимодействия первичных космических лучей с атмосферой – рождение вторичной компоненты космических лучей (широкие атмосферные ливни - ШАЛ), [4].
В первоначальном акте взаимодействия основную роль играют элементарные частицы – рождаются пионы или π-мезоны, среди которых есть нейтральные π0 и заряженные π±. Взаимодействуя с ядрами воздуха, заряженные π±-мезоны генерируют новые ливни до тех пор, пока их энергия не снизится до ~109 эВ. В первом акте взаимодействия обычно рождается более 50 новых частиц. В результате распада π±-мезонов образуются мюоны и нейтрино. В составе вторичного излучения присутствуют нейтроны. Эта часть каскада носит название адронного ливня.
Нейтральные мезоны (π0) – их примерно одна треть – распадаются на гамма-кванты, которые в кулоновском поле ядер рождают электроны и позитроны. Тормозное излучение электрон-позитронной пары приводит к появлению низкоэнергичных гамма-квантов – фотонов. Этот ливень называется электромагнитным. Адронный ливень сам производит нейтральные пионы, тем самым обеспечивая дополнительный вклад в электромагнитный каскад. На уровне моря остается не более 1% от первоначального потока первичных частиц, [4].
Наряду с заряженными первичными частицами в атмосферу могут попадать космические гамма-кванты высоких энергий. В этом случае ливень частиц будет чисто электромагнитным.
Вторичные заряженные частицы – электроны и позитроны, рожденные в каскадном процессе, могут создавать черенковское и флюоресцентное свечение атмосферы.
Процесс образования новых частиц носит лавинообразный характер до тех пор, пока конкурирующие потери энергии не станут доминировать. На некоторой высоте над Землей формируется максимум числа частиц ливня. Число частиц в ливне достаточно велико – в максимуме оно пропорционально энергии первичной частицы и может достигать 109.
Основными источниками первичных космических лучей являются взрывы сверхновых звезд (галактические космические лучи) и Солнце – характеристики этих лучей представлены в табл. 1. На рис. 2 показан спектр всех частиц первичных галактических лучей. Особый интерес представляют области энергий 1015-1016 эВ, так называемое «колено» (Knee), 1017 эВ – «второе колено» (2nd Knee) и 1018-1019 эВ – «лодыжка» (Ankle), в которых наблюдаются изменения параметра наклона кривой спектра по сравнению с предшествующим диапазоном энергий.
Рис. 2. Спектр всех частиц первичных галактических лучей, [5].
Таблица 1 Характеристики космических лучей до входа в атмосферу (первичные космические лучи)
Галактические космические лучи
Солнечные космические лучи
Поток
~1см-2с-1
Во время солнечных вспышек может достигать ~106 см-2с-1
Состав
1. Ядерная компонента -
~90% протонов,
~10% ядер гелия,
~1% более тяжелых ядер;
2. Электроны (~ 1% от числа ядер);
3. Позитроны (~10% от числа электронов);
4. Антиадроны (<1%).
~98-99% протоны;
~1.5% ядра гелия
Диапазон энергий
106-1021 эВ
105-1011 эВ
На заре исследований космических лучей применявшиеся детекторы были достаточно простыми и использовали принцип ионизации газов при прохождении через них заряженных частиц. Первые детекторы – ионизационные камеры и счетчики Гейгера регистрировали электрический импульс, создаваемый частицей, т.е. сам факт прохождения частицы через детектор, но не могли определить их природу.
Теория каскадного процесса, впервые разработанная
Г. Зацепиным [6, 7], позволила ученым развить методы определения параметров первичной частицы, вторгающейся в атмосферу, по анализу событий в детекторах, вызванных вторичными частицами. Для различных компонент каскадного процесса характер прохождения частиц через атмосферу обладает своими особенностями [8, 9]. Комбинируя методами экспериментальных измерений, чувствительных к той или иной компоненте вторичного излучения, с одной стороны, и, применяя расчетные модели прохождения частиц через атмосферу, с другой, исследователям удается приблизиться к определению физических параметров первичной частицы. Однако остается все-таки некоторая неопределенность, иногда значительная, в цепочке измерений и моделирования, связанная с неопределенностью некоторых параметров, заложенных в моделях.
Выше отмечалось, что ливни, вызванные первичной частицей с энергией ~1015 эВ, проникают на глубину, равную примерно половине толщины атмосферы. Очевидно, что порог по энергии регистрируемых первичных частиц будет зависеть от высоты, на которой будут размещены детекторы: чем выше они расположены, тем ниже порог.
Однако, метод ШАЛ не «работает» в области энергий менее ~1014 эВ. Частицы этих энергий очень быстро поглощаются в атмосфере и не позволяют развиться вторичной компоненте.
Обычно детекторы расположены на некотором расстоянии друг от друга и регистрируют вторичные частицы ливня по совпадениям. Распределение плотности частиц в ливне похоже на диск, который распространяется со скоростью, близкой к скорости света. Измеряя время прихода фронта частиц ливня, можно вычислить направление прихода первичных частиц. Энергия ливня определяется по суммарной плотности вторичных частиц на расстояниях до 600 м от оси ливня [10-12].
Измеряя только, например, адронную компоненту ливня, невозможно определить величину максимума ливня. Можно измерить другую компоненту – мюонную, каскад которой развивается на отличных от адронной компоненты глубинах. По разнице показаний мюонных детекторов и детекторов, регистрирующих адронную компоненту, а также привлекая каскадные модели, можно определить величину максимума ливня.
Еще до появления метода ШАЛ, в технике исследования космических лучей широко использовался метод рентгено-эмульсионных камер (РЭК). Частицы, попадая в вещество пленки, на поверхность которой нанесен чувствительный к рентгену и заряженным частицам слой фотоэмульсии, вызывают каскад вторичных частиц – результат взаимодействия первичной частицы с ядрами фотоэмульсии. После проявления в химических растворах треки частиц становятся видимыми. Анализируя толщину, размеры и пространственное положение треков под микроскопом, можно определить и типы частиц, и их энергии. Метод РЭК получил широкое распространение в физике космических лучей. Благодаря именно его применению в 40-х годах прошлого века удалось обнаружить многие ядра – вплоть до железа – в составе первичного космического излучения.
Альтернативным методом измерения энергии частиц в ШАЛ является измерение черенковского свечения. Свечение от частиц ШАЛ видно в узком конусе в направлении распространения ливня и может быть зарегистрировано наземными оптическими детекторами (рис. 3). Этот метод позволяет измерить величину максимума ливня непосредственно. Подобные детекторные наземные установки уже созданы, например CASA-MIA [13] в США и TAIGA [14-16] в России. Данные таких детекторов не только дополняют результаты классических установок ШАЛ, но и служат независимой проверкой их результатов.
Рис. 3. Принцип регистрации космических лучей методом измерения черенковского света, [4].
Из приведенного выше рассмотрения возможностей регистрации космических лучей высокой энергии очевидно, что именно каскадный процесс образования вторичных частиц лежит в основе метода определения природы первичной частицы. Атмосфера служит именно тем «рабочим телом» гигантского детектора, который позволяет регистрировать космические лучи сверхвысоких энергий. Однако, этот метод эффективен в области энергий более 1015 эВ.
В области меньших энергий атмосфера уже не может служить «генератором» вторичных частиц: они в большинстве своем погибают в верхних слоях атмосферы. Как же измерить энергию частицы в этой области энергий? О методе РЭК было рассказано выше. Он действительно применяется при небольших энергиях: установки достаточно большой площади с использованием РЭК могут быть установлены на аэростатах, самолетах и спутниках. Но и этот метод имеет свои ограничения, в первую очередь по времени экспозиции РЭК: в течение длительного времени детектор РЭК зарегистрирует столь много частиц, что различить отдельные треки в нем станет невозможным.
В 50-х годах был изобретен ионизационный калориметр, позволивший сделать настоящий рывок в исследованиях не только космических лучей, но и элементарных частиц в наземных экспериментах на ускорителях. Идея изобретения и создания калориметра для изучения космических лучей принадлежит российским ученым –
Н. Григорову,
В. Мурзину и
И. Раппопорту [17-20].
Принцип действия прибора достаточно прост. Калориметр состоит из мишени, внутри которой не только поглощается вся энергия первичной частицы, но и все вторичные частицы. По сути, мишень – это «мини-атмосфера» для первичной частицы, которая генерирует каскад вторичных частиц. Мишень является многослойной. В зазорах между веществом мишени устанавливаются детекторы различного типа, которые регистрируют вторичные частицы. Обрабатывая сигналы с различных слоев установки, восстанавливается весь ливень вторичных частиц и, тем самым, параметры первичной частицы. Ионизационный калориметр в данном виде – это детектор полного поглощения, позволяющий проследить всю историю генерации ливня.
Как видно, ионизационный калориметр, по существу, – это прибор для измерения энергии первичной частицы по тому же принципу, что и в методе ШАЛ, но с существенным отличием: детекторы калориметра «видят» вторичные частицы, регистрируют их, определяют их параметры и параметры первичной частицы. В методе ШАЛ далеко не все частицы регистрируются наземными установками. Здесь параметры первичной частицы приходится восстанавливать, используя различные модели прохождения частиц через вещество. Поэтому, в отличие от метода ШАЛ, измерения космических лучей калориметрами носят названия «прямых» экспериментов.
Впервые ионизационные калориметры для измерений космических лучей были созданы для высокогорных исследований [21], а затем запущены в космос [22, 23].
Современные приборы для изучения космических лучей – довольно сложные ядерно-физические системы, способные с большой точностью восстанавливать параметры первичной частицы. Калориметры – их составная часть.
На рис. 4 показан один из современных приборов для исследования космических лучей. Этот прибор использовался в нескольких аэростатных экспериментах ATIC в Антарктиде в период с 2000 по 2003 год, [24-27]. Он состоит из набора различных детекторов и мишеней и позволяет идентифицировать энергию, заряд, массу частицы и ее траекторию. Энергия определялась ионизационным калориметром, сделанным из тяжелого материала – BGO (германата висмута), который является сцинтиллятором – детектором ядерных излучений. На входе установки расположен детектор заряда, состоящий из матрицы полупроводниковых детекторов, предназначенных для определения заряда (массы) первичной частицы и места ее попадания в установку. Траектория частиц восстанавливается в процессе обработки сигналов от частиц, одновременно попавших в верхний и нижний слои детекторных систем. Такой прибор насчитывает тысячи отдельных детекторов и, соответственно, тысячи отдельных электронных каналов обработки информации. Он позволяет регистрировать космические лучи до энергий ~ 1014 эВ/нуклон с разделением по массам отдельных элементов от протонов до изотопов железа. Ограничение по максимальной энергии в этой установке связано с размерами детекторов (верхний детектор имеет размер ~1 м2) и временем экспозиции – длительностью полета самого аэростата.
Рис. 4. Прибор АТIC, производивший измерения в полетах над Антарктидой.
а, б - общий вид и комплектация прибора, состоящего из нескольких детекторов;
в - демонстрация модельного каскада частиц, возникающего при взаимодействии первичного протона с одним из детекторов, [4].
2. Механизмы ускорения космических лучей
Важная особенность космических лучей - нетепловое происхождение их энергии, [28]. При температурах T~109 К средняя энергия теплового движения частицы должна быть порядка 3·105 эВ. Однако наблюдаемые у Земли энергии частиц превышают 108 эВ. Т.е. космические лучи приобретают энергию в специфических астрофизических процессах электромагнитной и плазменной природы.
В обычном (неионизованном) газе перераспределение энергии между частицами происходит за счет их столкновений между собой. В разреженной космической плазме столкновения между заряженными частицами играют очень малую роль, а изменение энергии (ускорение или замедление) отдельной частицы обусловлено ее взаимодействием с электромагнитными полями, возникающими при движении всех окружающих ее частиц плазмы.
Несмотря на десятилетия напряженных исследований космических лучей сверхвысоких энергий (>1019 эВ), их точное происхождение остается неизвестным. Исследования последних лет, особенно наблюдение эффекта
Грайзена-Зацепина-Кузьмина в эксперименте HiRes [29, 30], позднее подтвержденные результатами Обсерватории им. П. Оже [31], говорят о том, что, по крайней мере, заметная доля космических частиц сверхвысоких энергий ускоряется в космологически удаленных астрофизических объектах.
К настоящему моменту экспериментальная информация не позволяет однозначно определить источники космических лучей сверхвысоких энергий, поэтому важно выделить классы возможных астрофизических ускорителей с теоретической точки зрения. Физические условия в таких источниках должны быть экстремальными. Простейшее условие, которому должны удовлетворять источники, - геометрическое: частица не должны покидать ускоритель до тех пор, пока она не наберет требуемую энергию. Обычно предполагается, что частица ускоряется электрическим полем и удерживается магнитным.
Другое ограничение на ускорители космических лучей связано с радиационными потерями, неизбежно сопровождающими ускорение заряженной частицы в магнитном поле. Эти потери зависят от конфигурации поля, и максимально возможная энергия частицы определяется механизмом ускорения.
Следует отметить, что даже если удовлетворяется геометрический и радиационный критерии, нельзя с достоверностью утверждать, что частица будет ускорена до соответствующей энергии [32]. Каждый источник необходимо рассматривать индивидуально в контексте действующего в нем механизма.
Помимо описанных критериев можно также выделить интуитивно понятные критерии, которым должны удовлетворять астрономические ускорители, чтобы, находясь на Земле, мы могли зарегистрировать ускоренные космические лучи. Резюмируя все вышесказанное, приведем список критериев к ускорителям частиц сверхвысоких энергий:
ускоряемая частица должна оставаться внутри ускорителя в процессе ускорения (геометрический критерий);
каждый источник должен обладать достаточным запасом энергии для передачи частицам (критерий индивидуальной мощности);
потери на излучение не должны превышать приобретаемой энергии;
потери на взаимодействие не должны превышать приобретаемой энергии;
полное количество и суммарная мощность источников должны быть достаточно велики для обеспечения наблюдаемого потока космических лучей;
сопутствующее излучение фотонов, нейтрино и космических лучей меньших энергий (фон) не должно превышать наблюдательных ограничений как для отдельного источника, так и для диффузного потока.
Геометрический критерий часто называют критерием Хилласа. Он заключается в том, что ларморовский радиус RL частицы не должен превышать линейного размера ускорителя R, иначе частица покинет ускоритель прежде, чем приобретет достаточную энергию. Критерий Хилласа выражается в виде неравенства (в системе единиц c = 1):
ε ≤ qBR,
где ε– энергия, полученная частицей с зарядом q в области размером R, заполненной магнитным полем B.
Механизмы ускорения могут быть разделены на диффузные (стохастические) и индуктивные (непосредственные, ускорение за один проход), [33]. Основными примерами процессов диффузного ускорения являются фермиевское ускорение I и II порядков [34, 35]. В наиболее распространенных сценариях диффузного ускорения частица движется внутри «ускорителя» и время от времени получает порцию энергии в результате взаимодействия с ударной волной, пересечения границы между слоями, движущимися с разной скоростью [36], или даже в процессе превращения в частицу другого типа [37, 38]. В индуктивных сценариях частица ускоряется за один проход крупномасштабным электрическим полем, а затем покидает «ускоритель». В зависимости от конфигурации ускоряющего поля удобно разделить сценарии индуктивного ускорения на 2 группы, в которых соответственно преобладают потери либо на синхротронное излучение (джеты, [39]), либо на излучение кривизны (нейтронные звезды [40], черные дыры [41-43]).
2.1. Диффузное ускорение
Частица ускоряется эпизодически, а излучает непрерывно, поэтому потери для сценария диффузного ускорения наиболее существенны. Они определяются синхротронным излучением, поскольку данный режим предполагает неупорядоченную конфигурацию полей. Этот режим был изучен в работе [44], где было показано, что независимо от величины эпизодического ускорения, максимальная энергия не превышает:
Диффузные механизмы – самые общие; они могут работать в любой реальной ситуации, допускающей, например, существование ударных волн. Формула для максимальной энергии в данном режиме не зависит от конкретного механизма ускорения и определяет верхний предел максимальной энергии.
Рассмотрим данный режим на примере фермиевских механизмов I и II порядков. Несмотря на название, первым в 1949 г. Э. Ферми был предложен механизм ускорения II порядка. Суть его состоит в том, что частицы, двигаясь в межзвездной среде взаимодействуют с так называемыми магнитными облаками (областями, занятыми магнитным полем). Взаимодействие с такими облаками происходит по принципу отражения от движущегося зеркала. Т.е. частица, «догоняя» магнитное облако, будет отражаться от него, однако замедляясь при этом, а если же частица налетает на движущееся навстречу магнитное облако, то при отражении происходит ее ускорение. Схематично данный процесс изображен на рис. 5, а.
Рис. 5. Схематическое изображение механизмов ускорения частиц на магнитных облаках, [5].
а – фермиевский механизм II порядка, б – фермиевский механизм I порядка.
Показано [34], что в результате взаимодействия по механизму II порядка, частица в среднем получает приращение энергии:
Из-за наличия степени 2 у отношения v/c механизм был назван механизмом II порядка.
Позднее, в 70-е годы был предложен механизм ускорения I порядка. Отличие его от предыдущего состоит в том, что столкновения частиц рассматриваются не со сравнительно медленными магнитными облаками, а с магнитными полями фронтов ударных волн, которые имеют скорости как минимум на 3 порядка выше, чем у обычных магнитных облаков. Интересно то, что независимо от того, налетает частица на ударную волну или «догоняет» ее, в результате взаимодействия она всегда будет ускоряться. Это происходит из-за наличия «турбулентных» зон по обе стороны от фронта ударной волны. Схематично данный процесс изображен на рис. 5, б.
Аналогично можно показать, что среднее приращение энергии частицы в этом случае будет определяться соотношением:
2.2. Индуктивное ускорение в режиме синхротронных потерь.
Данный механизм предполагает наличие полей, упорядоченных на масштабе порядка размера ускорителя. Такие конфигурации могут присутствовать, например, в струях мощных активных галактик (джетах). Пример джета можно увидеть на рис. 6. В теле струи отчетливо видны 3 ярких пятна – это так называемые «узелки» (или горячие пятна), которые являются аналогом фронта ударной волны. Т.е. в джетах ускорение происходит именно на таких узелках.
Рис. 6. Активная гигантская эллиптическая галактика M87. Из центра галактики вырывается релятивистская струя (джет). Стрелками указано расположение «узелков», на которых происходит ускорение частиц [45].
В описанном режиме максимальная энергия, реализуемая в ускорителе, будет даваться соотношением:
В последней формуле появилась новая величина η. Это есть ни что иное, как электродинамическая связь между напряженностью электрического поля и индукцией магнитного поля, т.е.
E = ηB. В классической электродинамике η = 1, однако рассматриваемые нами механизмы происходят в сильно неоднородных (и чаще турбулентных) средах, поэтому параметрη в данном случае нельзя считать не только равным единице, но и вообще постоянным.
В наиболее простых расчетах используют эффективное значение ηeff ≠ 1. При более же серьезном подходе к описанию процессов ускорения космических лучей используют смоделированное распределение для исследуемого астрофизического объекта.
2.3. Индуктивное ускорение в режиме изгибных потерь.
Этот механизм предполагает наличие упорядоченных полей специальной конфигурации. Такие поля могут присутствовать в окрестностях нейтронных звезд и черных дыр. Максимальная энергия для процессов в таких условиях:
На рис. 7-9 представлены примеры астрофизических явлений, порождающих ударные волны, которые, как мы увидели, являются основой современных представлений о механизмах ускорения космических лучей.
Рис. 7. Сталкивающиеся галактики NGC 4038 и NGC 4039, известные также как «Антенна». Видно, что галактики потеряли внутреннюю структуру. Стрелками отмечены фронты ударных волн [46].
Рис. 8. Галактики «Мышки» - пара сталкивающихся спиральных галактик NGC 4676A и NGC 4676B. Данные галактики также уже потеряли внутреннюю структуру. Стрелками отмечены фронты ударных волн [46].
Рис. 9. Сталкивающиеся галактики NGC 2207 и IC 2163. В отличие от «Антенны» и «Мышек», эти галактики только приступили к процессу слияния, и пока сохраняют свои внутренние структуры. Фронт ударной волны на данных снимках не различим [46].
В качестве завершения экскурса в вопрос о механизмах ускорения космических лучей во Вселенной представим результаты реальных расчетов распределения магнитного поля на фронте ударной волны от взрыва сверхновой. Методика проведения расчетов и их анализ проведены в работе [47], мы же вкратце обсудим полученные результаты. Для этого обратимся к рис. 10.
Рис. 10. Результаты моделирования распределения самосгенерированного магнитного поля на фронте ударной волны от взрыва сверхновой SN1006. Показаны распределения в трех выделенных областях пространства фиксированного размера, указанных стрелками. Цветом показано отношение величины магнитной индукции в рассматриваемой точке к величине индукции B0 (синий – отношение максимально по модулю, векторы сонаправлены; красный – отношение максимально по модулю, векторы разнонаправлены).
B0 – эффективный (усредненный) вектор магнитной индукции внутри взрывного остова звезды [47].
В левом верхнем углу рисунка изображено событие взрыва сверхновой SN1006. Отчетливо виден фронт ударной волны, образованной в этом процессе. В левом нижнем углу изображено направление некоторого эффективного вектора
B0, внутри взрывного остова звезды. В правой части рисунка даны смоделированные распределения магнитных полей под разными углами относительно начала внутренней системы координат звезды (стрелками указана конкретная точка на фронте ударной волны).
Как видно, под углом , где вообще не различим фронт ударной волны, распределение поля достаточно однородно, т.е. практически не отличается от величины
B0. Но под углами и картина резко меняется. Распределение становится крайне неоднородным. По изменению цвета в смоделированном распределении видно, что в ближайших друг к другу пространственных областях поле резко меняется как по величине, так и по направлению. Ясно, что такое распределение магнитного поля может создавать условия для протекания самых разнообразных механизмов ускорения.
Заключение
В крупномасштабных процессах, происходящих в межзвездной среде, образуются конфигурации полей, которые представляют собой совершенно беспрецедентные ускорительные комплексы для космических лучей. И воссоздать такие условия в земных экспериментах вряд ли представится возможным. Классифицированные выше механизмы в такого рода ускорителях происходят неоднократно и с большой частотой в сравнительно малых пространственных областях. Поэтому ясно, что Вселенная открывает нам огромный простор для изучения всевозможных ускорительных механизмов частиц в космической среде, и человеку остается лишь терпеливо работать над решением этой задачи.
Автор выражает благодарность профессору Б.С. Ишханову за полезные замечания в ходе написания данной статьи.
Список использованных источников
Гинзбург В.Л., Сыроватский С.И.// Происхождение космических лучей, 1963.
Schuster P.M.// Astropart. Phys. 53 (2014).
Fick D., Hoffmann D.// Astropart. Phys. 53 (2014).
Панасюк М.И.// Странники Вселенной или эхо Большого взрыва, 2005.
Bustamante M., Carrillo MontoyaD., W. de Paula, Duarte Chavez J.A., Gago A.M., Hakobyan H., Jez P., Monroy Montanez J.A., Ortiz Velasquez A., Padilla Cabal F. et al. // LASHEP(2009).
Биргер Н., Векслер В.,Добротин Н., Зацепин Г., Курносова Л., Любимов А., Розенталь И., Эйдус Л.// ЖЭТФ 19, 826 (1949).
Зацепин Г., Розенталь И.// ДАН СССР 99, №3 (1954).
Биргер Н., Розенталь И.// УФН 45, №1 (1951).
Добротин Н., Зацепин Г., Розенталь И., Сарычева Л., Христиансен Г., Эйдус Л.// УФН 49, №2 (1953).
Bhatnagar S. // Extensive air shower high energy cosmic rays. Phys. Education (2009).
ДеденкоЛ.Г., ГлушковА.В., КнуренкоС.П., МакаровИ.Т., ПравдинМ.И., ПодгрудковД.А., СлепцовИ.Е., РогановаТ.М., ФедороваГ.Ф.// Письма в ЖЭТФ, т. 90, №11 (2009).
Matthews J. // AIP Conference proceedings 338, 1 (1995).
Budnev N., Astapov I., Bezyazeekov P., Bogdanov A., Boreyko V., Buker M., Bruckner M., Chiavassa A., Chvalaev O., Gress O. et al.// Conf. Series 718 052006 (2016).
Kostunin D., Bezyazeekov P.A., Budnev N.M., Gress O.A., Haungs A., Hiller R., Huege T., Kazarina Y., Kleifges M., Konstantinov E.N., Korosteleva E.E. et al.// Conf. Series 632 012096 (2015).
Bezyazeekov P.A., Budnev N.M., Gress O.A., Haungs A., Hiller R., Huege T., Kazarina Y., Kleifges M., Konstantinov E.N., Korosteleva E.E. et al.// Nucl. Instruments and Meth. in Phys. Research A 802 89-96 (2015).
Григоров Н.Л., Мурзин В.С., Раппопорт И.Д.// Метод измерения энергии частиц в области выше 1011 эВ. ЖЭТФ, т. 34, №2, с.506-507 (1958).
Григоров Н.Л., Раппопорт И.Д., Шестоперов В.Я. // Частицы высоких энергий в космических лучах. М.: Наука, 1970, 303 с.
Иваненко И.П., Раппопорт И.Д. Шестоперов В.Я., Басина Ю.В., Вакулов П.В. и др.// Энергетический спектр и зарядовый состав первичных космических лучей с энергией свыше 2 ТэВ. Письма в ЖЭТФ, т. 48, №9, с.468-471 (1988).
Подорожный Д.М., Раппопорт И.Д., Турундаевский А.Н.// Ядерная физика, т. 71, №8, с 1418-1422 (2008).
Чилингарян А.А., Мирзоян Р.Г., Зазян М.З. // Исследования космических лучей в Армении. Известия НАН Армении, Физика, т. 44, №5, с. 334-352 (2009).
Бугаков В.В. // Принципы устройства научной аппаратуры для изучения космических лучей высокой энергии на космической станции «Протон-4». Известия АН СССР. Серия физическая, т. 34, с. 1818 (1970).
Григоров Н. Л. // Ядерная лаборатория в космосе. Новый этап в изучении частиц сверхвысоких энергий. «Природа», № 12, с. 7 (1965).
Panov A.D., Sokolskaya N.V., Zatsepin V.I.// Energy spectra of nuclei from protons to iron in sources, according to the ATIC experiment. PoS, 2016, ICRC2015, 321.
Панов А.Д., Сокольская Н.В., Зацепин В.И.// Спектры обильных ядер в источниках по данным эксперимента ATIC. Известия РАН. Сер. Физическая, 2015, Т. 79, No.3, С. 318-321.
Зацепин В.И., Панасюк М.И., Панов А.Д., Сокольская Н.В.// Прямые измерения энергетических спектров и элементного состава галактических космических лучей. Вестник Московского университета, Серия 3. Физика и астрономия. 2012, № 6.
Chang J., Schmidt W.K.H., Adams J.H., Ahn H.S., Bashindzhagyan G., Batkov K.E., Christl M., Fazely A.R., Ganel O., Gunasingha R.M., et al.// High Energy Cosmic Ray Electron Spectra Measured from the ATIC Balloon Experiment. 28th International Cosmic Ray Conference. 2003. Tsukuba, Japan. p.1817.
Tatischeff V.// Cosmic-ray acceleration in supernova shocks. PoS, 2008.
Abbasi R.U., Abu-Zayyad T., Allen M., Amman J. F., Archbold G., Belov K., Belz J.W., Ben Zvi S.Y., Bergman D.R., Blake S.A. et al.// Phys. Rev. Lett. 100, 101101.
Sokolsky P.// Nucl. Phys. B (Proc. Suppl.) 212-213 (2011).
