книги из ГПНТБ / Христиансен, Г. Б

Примем

5 = 100 см2, Q = 1 стер, л = 0,1 и т ~ 10~6 ,

тогда

создаваемых электроном на единице пути в интервале Рн-г-Яг, рав­ но [52].

где Ne(t, E, E0) — число электронов с энергией Е на глубину t от первичной частицы с энергией £о; t — глубина атмосферы в ра­ диационных единицах; Emin(t) — минимальная энергия частиц,

на радиационной единицы в единицах длины.

Будем считать, что энергетический спектр электронов в лавине слабо меняется с JVe, и поэтому число электронов, создающих че­ ренковское излучение, пропорционально полному числу электронов на этом уровне

где a(t)— доля электронов, имеющих Y>Yn opor- Тогда

где t* — некоторая глубина в атмосфере, определяемая по теоре­ ме о среднем, t0 — глубина уровня моря. Как следует из (3.1.2) и

50

чем в случае использования в качестве детектора просто ФЭУ без

ние амплитуд h (рис. 11) соответствовало в начале резкому спаду,

ФЭУ

а затем выходило на степенной закон с показателем « , = 1,5+0,1. Такое распределение находит естественное объяснение. Начальный участок связан с флуктуациями свечения ночного неба, а более медленный спад — с черенковским излучением ш. а. л. Как и сле­ довало ожидать, показатель кд= 1,5+0,1 близок к показателю спектра плотностей ш. а. л. х и к показателю первичного энерге­ тического спектра 2 6 .

В другой работе 1[54] той же группы была сделана попытка исследовать угловое распределение наблюдаемого излучения, что­ бы доказать его направленный характер, свойственный черенковскому излучению. Для этого использовались два узконаправлен­ ных детектора (рис. 9). Число совпадений между этими детекто­ рами уменьшилось при возрастании угла if) между их оптическими осями. Однако и при углах г|)^>2(тЗ>+«), -где т>г =1,3°, а — угол зрения детектора, совпадения оставались.

Уже эти эксперименты показали существенную роль в угловом распределении черенковского излучения в ш. а. л. кулоновского рассеяния электронов с энергией 2 ^£порог. Это обстоятельство было продемонстрировано [55] наблюдением вспышек черенковского излучения на больших расстояниях порядка нескольких сотен мет­ ров от оси ш. а. л.

52

Наиболее прецизионные измерения пространственного распре­ деления черенковского излучения ш. а. л. были сделаны А. Е. Чудаковым и др. [56] с использованием четырех детекторов черенков­ ского излучения типа рис. 9 и шести детекторов типа рис. 10. Эта

Для ответа на этот вопрос рассмотрим основные причины, при­ водящие к разбросу времен прихода черенковских фотонов в дан­ ное место плоскости наблюдения. Эти причины связаны, с одной

и излучающих их электронов Рс при одинаковой траектории тех и других, а с другой стороны, с различием путей самих излучающих электронов. Разброс путей самих электронов определяется их энергиями, и для получения функции ср(^) необходимо задать энергетический спектр и пространственно-угловое распределение электронов различных энергий. Здесь ограничимся приближенны­ ми оценками [12].

Вблизи оси ливня первыми достигают уровня наблюдения фо­ тоны, рожденные недалеко от установки теми электронами, кото­ рые дошли до этого уровня, не отклоняясь от оси. Далее следуют фотоны, рожденные на больших высотах электронами, также не отклоняющимися от оси. И наконец, фотоны, рожденные электро­ нами, испытавшими существенное рассеяние. Эти фотоны могут

53

приходить с разных высот и разных расстоянии от оси под раз­ личными углами к оси. Задержка во времени прихода фотонов, рожденных электронами, не испытавшими существенного рассея­ ния, есть

ня, то фотоны, возникшие на больших высотах и на больших рас­ стояниях от оси ливня могут попадать в место наблюдения с ма­ лой вероятностью. Определяющим является поток фотонов от электронов, испытавших рассеяние на последних одной — двух ^-единицах. Разброс в длинах траекторий электронов в этом слу-

оси имеет два максимума, соответствующих приходу фотонов от

диска, то £ = 1 , 5 £ К р и Т2 =10~ 8 сек.

Авторы эксперимента (59] дают и другое, более гипотетическое объяснение сложной формы импульсов, связанное с предположением о существовании в стволе ш. а. л. тяжелой частицы с массой М > 1 0 Гэв, способной создавать парциальные э.-ф. лавины с относительным запаздыванием, превосходящим запаздывание световых фотонов из-за конечной величины лоренц-фактора тяжелой частицы.

54

Таким образом, на больших расстояниях от оси форма импуль­ са черенковского излучения определяется геометрией трехмерного

имеем

t = ^ r 2 + k 2 — h/c и r = AtgG.

с/я

Такое преобразование переменных сделано [12] в предположении, что угловое распределение электронов с энергией более £Порог(А) известно из электромагнитной каскадной теории и не меняется с

справедливую при постоянном А2. Для наклонных ливней в силу возрастания А2 длительность т при заданном г окажется даже меньшей, чем для вертикальных.

56

ципе может быть получена преобразованием из ф ( 0 при фиксиро­ ванном г.

А отн ед.

г '500м

А, отн ед.

г = 1км

та первая попытка получить данные о функции ф ( / , г) для рас­

ш. а. л. Усилительный и регистрирующий тракты имели полосу пропускания 50 Мац. Согласно первым экспериментальным дан­

Интересно на основании ф ( ^ ) получить детальную форму кас­ кадной кривой, в том числе и в начале развития ливня. Для этого необходимо переходить к регистрации событий со значительно большей плотностью фотонов для того, чтобы флуктуации в числе фотоэлектронов на интересующий нас интервал At (или Ah) были достаточно малы.

Значительной трудностью является также создание детектора, регистрирующего необходимый диапазон углов Ф для невертикаль-

57

ных потоков, когда вносятся аппаратурные искажения в <р(0- При нескольких одновременно работающих детекторах на различных г от оси можно в принципе проверить справедливость выбираемой функции углового распределения в каждом индивидуальном лив­

Главным препятствием для повышения чувствительности здесь, как и в случае черенковского излучения, являются не шумы уси­ лительного тракта, а различные внешние источники радиоизлуче­ ния, как то: помехи от работающих радиостанций, радиоизлучение Галактики и др. Роль этих помех изменяется в течение суток и существенно зависит от времени года, что объясняется соответ­ ствующими изменениями состояния ионосферы. Характер зависи­ мости величины помех от времени суток разный для различных радиочастот. На рис. 16 показана величина электрического поля помех на интервал частот 1 Мгц как функция частоты v в диапа­ зоне 1 -f-100 Мгц.

В области частот порядка десятков мегагерц уровень суммар­ ных помех любого происхождения достаточно мал. Как раз в этой области частот (см. (1.3.7)) хорошо выполняется условие коге­ рентности радиоизлучения.

Модель отрицательного избытка. Первая модель когерентного радиоизлучения была предложена советским ученым Г. А. Аскарьяном [61] и сыграла стимулирующую роль в постановке экспери­ ментов то поиску радиоизлучения ш. а. л.

Обычное черенковское излучение ливневых частиц может быть подавлено в радиодиапазоне при достаточно большой плотности электронов и позитронов ливня. Действительно, если среднее рас-

Кроме того, детекторы, расположенные на различных расстояниях г от оси, чувствительны к разным стадиям развития ш. а. л.

58

стояние между частицами rf<CA, то поляризация среды в данном месте от электронов и позитронов имеет противоположный знак и черенковского излучения не будет. Однако {62] число электронов больше числа позитронов, так как в процесс развития э.-ф. лавины вовлекаются электроны среды, а позитронов в среде нет. За счет эффектов аннигиляции позитронов, образования комптон- и б-элек- тронов возникает избыток отрицательного заряда. Его простран-

MKS

ственное распределение [63] близко к пространственному распре­ делению всех ливневых частиц. Таким образом, в декаметровом диапазоне длин волн по условиям когерентности ш. а. л. в целом будет давать черенковское излучение как частица с зарядом zN-e, где

Такая многообещающая оценка оживила интерес к поиску ра­ диоизлучения ш. а. л. Первые эксперименты показали существо­ вание радиоизлучения ш. а. л. на частоте ~40 Мгц [64] (Джелли и др.) и на частоте 12,7 Мгц [339] (В. Д. Воловик и др.).

59