Проект АДРОН
Проект АДРОН
Обсуждение эксперимента Выводы
Определяющей особенностью эксперимента АДРОН (Тянь-Шань, 1985-93 гг.) было объединение двух основных методов изучения космических лучей (КЛ) на высокогорных установках – метода широких атмосферных ливней (ШАЛ) и рентгеноэмульсионных камер (РЭК) [1].
Перспективность комбинированного метода исследований очевидна, поэтому, начиная с конца 60-х годов прошлого столетия, делались неоднократные попытки создания таких установок, как у нас, так и за рубежом: Тянь-Шань (Казахстан), г.Норикура (Япония), г.Чакалтайа (Боливия), Тибет (Китай). Среди этих работ эксперимент АДРОН до сих пор (2009г) занимает лидирующее положение, как по статистике накопленных данных, так и по числу регистрируемых компонентов ШАЛ.
Использование РЭК в качестве детектора стволов ШАЛ дает ряд преимуществ по сравнению с электронными методами (калориметр). Наиболее существенными из преимуществ являются высокое пространственное разрешение РЭК ~0.01 см, по сравнению с ионизационными камерами (~10 см), и возможность определения индивидуальных энергий частиц ствола. Уникальные возможности РЭК обусловлены высоким энергетическим порогом регистрации γ- и адронных каскадов в РЭК (>1 ТэВ), что позволяет избавиться от основной массы низкоэнергичных частиц электромагнитного происхождения и прямым образом изучать наиболее информативный спектр адронов в стволе ШАЛ.
Исследование спектра КЛ методом ШАЛ предполагает возможность восстановления первичной энергии и типа первичной частицы (ядра). Многочисленные модельные расчеты ШАЛ показали, что в качестве оценки энергии первичного ядра Ео можно использовать полное число электронов ШАЛ – Ne. Острый характер излома в спектре Ne (энергия ~ 3-4 ПэВ), наблюдаемый в большинстве высокогорных экспериментов, можно рассматривать как подтверждение достаточно высокой точности такого метода определения Ео.
Ситуация с определением типа первичного ядра намного хуже. Характеристики ядерно-электромагнитного каскада (ЯЭК) в глубине атмосферы не позволяют определить тип ядра в индивидуальном событии (ШАЛ). Можно надеяться лишь на статистическое определение массового состава КЛ в исследуемой области энергий. Как правило, для этого используют анализ мюонной компоненты ШАЛ. Основанием этого является то, что число мюонов с энергиями Еμ>5-10 ГэВ в ШАЛ на высоте гор может отличаться в ~2 раза для протонов и ядер железа. Однако опыт многолетних исследований показывает, что выводы различных групп, использующих этот метод, могут противоречить друг другу, т.к. существенно зависят от моделей ЯЭК и априорных пристрастий.
Регистрация спектра высокоэнергичных адронов в стволах ШАЛ дает дополнительный и независимый метод определения состава КЛ. Мюонный и адронный метод должны по разному реагировать на изменение состава КЛ. Если состав утяжеляется, т.е. увеличивается доля тяжелых ядер, то увеличивается диссипация первичной энергии ядра в атмосфере над установкой, что должно приводить к увеличению числа мюонов и уменьшению числа адронов (смягчению спектра) и наоборот.
Модельные расчеты показывают, что ШАЛ, в стволе которых присутствуют γ-кванты (πо) ТэВных энергий, в основном, на 80-90%, должны быть образованы протонами. Поэтому отбор таких событий (ШАЛ + высокоэнергичные γ-кванты) позволял надеяться, что в эксперименте АДРОН удастся прямым образом измерить энергию излома в протонном спектре.
В простейшем случае можно было предполагать два варианта. Это - энергия Ер≈0.1 ПэВ, и тогда излом в полном спектре при ~3 ПэВ надо связывать с изломом в спектре последней ядерной компоненты КЛ – ядер Fe. Либо Ер≈3 ПэВ и тогда, как это чаще всего предполагают, протоны (и ядра He) являются доминирующей компонентой КЛ в области колена, и излом в полном спектре КЛ определяется изломом в протонной компоненте. Более реальная модель состава КЛ в области колена выглядит намного сложнее. Спектр КЛ формируется сотнями тысяч галактических источников, именно поэтому он имеет такой гладкий степенной вид (Рис. 1). Однако излом при энергии ~3 ПэВ имеет острый характер, что не согласуется ни с моделями ускорения КЛ, ни с моделями их диффузии в Галактике и из нее. Это противоречие вызвало острую дискуссию в 70-е годы. В дальнейшем расчеты Бережко [2] и модель одиночного близкого источника, обоснованная в работах Ерлыкина и Волфиндейла [3,4], повидимому, разрешили это противоречие. Однако такая модель существенно усложняет состав КЛ в области колена. Теперь спектр должен состоять из двух компонент: набора локальных спектров ядер от одиночного источника и гладких спектров от остальных источников КЛ. |
Обсуждение эксперимента АДРОН
Установка АДРОН имела комплексный характер, поэтому приведем отдельно результаты исследований, полученные по ШАЛ , РЭК и объединенным событиям ШАЛ+РЭК .
ШАЛ
Измерение спектра ШАЛ на установке АДРОН явилось продолжением предыдущих работ на Тянь-Шане, начатых в 60-е годы. При обработке событий ШАЛ+РЭК использовался несколько отличный от предыдущего метод определения полного числа электронов Ne в ШАЛ (Q100), кроме того, конструкция наземной ливневой части установки была изменена, поэтому одной из первых задач было сопоставление получаемых разными методами спектров.
На Рис.2 [5] приведены экспериментальные спектры Ne, полученные по алгоритмам Space [6], использовавшемся на предыдущей установке ШАЛ, Q100 [7] и спектр рассчитанный по модели MQ1 (Дунаевский). Спектры довольно хорошо согласуются во всем приведенном диапазоне Ne, что указывает на согласие используемых алгоритмов обработки. Полное число электронов Ne в ШАЛ получается интегрированием параметрической функции Нишимуры-Каматы-Грейзена, аппроксимирующей ФПР электронов, которая зависит от параметра возраста s. Относительно малым s при данной энергии соответствуют более узкие ФПР, т.е. ШАЛ образованные протонами. Это еще один способ выделения протонных событий из всех ШАЛ. |
||
На Рис. 3 приведены полный спектр Ne и спектр наиболее молодых ШАЛ с s<0.4. Поведение последнего спектра необычно: 1) В модельных расчетах ШАЛ с s<0.4 практически нет. На эксперименте наблюдается рост доли таких событий с 5% до 50%. |
||
В соответствии с моделью одиночного источника на этом спектре можно выделить две компоненты КЛ. Плавная кривая соответствует спектру всех источников и два бампа при ~3 и ~100 ПэВ спектру одного близкого источника. Указания на наличие второго бампа появлялись и ранее [7], но он виден не на всех установках. На наш взгляд его подтверждение в эксперименте АДРОН имеет ряд причин: большая плотность сцинтилляторов в центральной части установки, расположенных на расстояниях 5 м, относительно большой динамический диапазон АЦП сцинтилляторов 2•104, что в конечном итоге позволило провести корректный учет вклада молодых ливней (s<0.4) в спектр КЛ. На Рис.5 приведены спектры одиночного источника в зависимости от времени (расстояния). Характерный бамп в спектрах расположен при энергиях Е~105 mc2. Тогда первому и второму бампам на Рис.4 соответствуют значения mc2~30 ГэВ и 1 ТэВ соответственно. |
| Рис.5. Функция распределения КЛ на ударном фронте в зависимости от импульса в различные моменты времени для начального числа Маха Мо=33 |
Рис.6. Модельный спектр излучения одиночного источника КЛ(сверхновая) с ядрами Не в области «колена» |
Таким образом, если предполагать, что оба бампа в спектре КЛ образованы одним близким источником, то первый надо относить к смешанному составу потока ядер, как это показано на Рис.6 [3,4], а второй частицам неизвестной природы с массой порядка 1 ТэВ. Однако, как будет видно из дальнейших данных, следует предполагать, что экзотические частицы, если существуют, то присутствуют и в области первого бампа.
РЭК
Рентгеноэмульсионные камеры на высоте гор экспонировались в многочисленных экспериментах, среди которых эксперимент ПАМИР был одним из наиболее представительных. Площадь РЭК в нем достигала 1000 м2. Конструкция основной камеры (адронной) позволяла регистрировать каскады образованные как γ-квантами (πo), так и адронами.
Опыт накопленный в эксперименте ПАМИР был полностью перенесен в эксперимент АДРОН (Тянь-Шань). Конструкция РЭК, тип рентгеновской пленки, проявка, методика получения энергий каскадов, измерения углов были полностью идентичны в обоих экспериментах. Поэтому спектры, полученные на Памире (600 г/см2) и Тянь-Шане (685 г/см2), можно сравнивать прямым образом и это представляет наибольший интерес.
Спектры адронов и одиночных γ-квантов.
Сравнение интенсивностей событий на разных высотах позволяет определять длины поглощений. На Рис. 7 и 8 приведены спектры адронов и γ-квантов в семействах.
| Рис.7. Спектры адронов в РЭК семействах ПАМИР и АДРОН (λatt=240±41 г/см2) |
Рис.8. Спектры γ-квантов в семействах с ΣЕγ>100 ТэВ (λatt=160±50 г/см2) |
| Рис.9. Спектры одиночных γ-квантов для Тянь-Шаня (λatt=111±18 г/см2) и г.Чакалтайа (540г/см2) |
Рис.10. Кривые поглощения γ-квантов и γ-семейств в атмосфере. Пустые квадраты – данные угловых измерений на Тянь-Шане. (λatt=92±5 г/см2 и λatt=252±29 г/см2) |
Общепринятая длина поглощения составляет ~100 г/см2. Поглощение адронов идет существенно медленнее по данным экспериментов ПАМИР и АДРОН, отличие в ~2.5 раза, λatt=240±41 г/см2. Длина поглощения для γ-квантов в семействах несколько меньше, но она получена для энергий γ-квантов Еγ>4 ТэВ. При энергиях Еγ>30 ТэВ поглощение, как это следует из спектров на Рис.8, практически отсутствует и длина поглощения γ-квантов становится больше чем для адронов.
Специальная проверка показала, что методическими причинами такое отличие объяснить не удается. Кроме того, сравнение спектров одиночных γ-квантов для уровней Тянь-Шаня и г. Чакалтайа (Рис.9) дает примерно ”нормальное” значение длины поглощения.
Для того, что бы разобраться в полученном противоречии были собраны все данные измерений потока γ-квантов и их семейств в экспериментах на баллонах, самолетных высотах и уровне гор при одинаковых критериях отбора событий. Полученные кривые поглощения в атмосфере приведены на Рис.10.
Из этих данных следует, что экспоненциальное поглощение в атмосфере нарушается для глубины x>500 г/см2. В этой области наклон кривой поглощения уменьшается. Наилучший фит данных получается при использовании двух экспонент с λatt=92±5 г/см2 и λatt=252±29 г/см2, т.е. надо предполагать наличие двух компонент КЛ, нормальной с обычной длиной поглощения и проникающей с длиной поглощения в в ~2.5 раза больше.
Наличие проникающей компоненты в КЛ отмечалось ранее в работах с калориметром [8] и РЭК [9]. Интерпретировались эти эффекты как рождение лидирующего чарма [10], что не исключено при развитии каскада в свинце на распадной длине порядка метров. Из Рис.10 следует, что для легкого вещества (атмосфера) проникающий эффект наблюдается на базе в несколько километров, поэтому более вероятно, что проникающая компонента присутствует в первичных КЛ.
ШАЛ+РЭК
Метод ШАЛ+РЭК позволяет получить в области колена два спектра, один для всех ШАЛ и второй для ШАЛ, в стволе которых присутствует γ-адронное семейство, т.е. адроны с энергиями более 1 ТэВ.
Оба спектра должны описываться одной моделью состава КЛ, что резко ограничивает возможные варианты. Их анализ [11]позволил сделать заключение, что магнитная жесткость излома ядерных компонент по данным эксперимента АДРОН R≈0.1 ПэВ, т.е. излому в полном спектре при 3 ПэВ соответствует излом в спектре наиболее тяжелой компоненты КЛ (Fe). Однако, более важно, что в спектре ШАЛ с γ-семействами наблюдается ряд пиков, которые можно интерпретировать как вклад отдельных компонент от одиночного близкого источника КЛ. Спектр ШАЛ+γ приведен на Рис.11 вместе с теоретическим спектром (сплошная линия). Теоретический спектр рассчитывался по модели MQ1 без учета вклада от одиночного источника, но нормировался на полную интенсивность событий. Пики довольно узкие, но их ширина в 2-3 раза больше точности определения Ne (10-12%). Последний пик расположен в области излома полного спектра ШАЛ и по всей видимости определяет его остроту. На Рис.12 и 13 приведены интегральные спектры Еγ для разных интервалов Ne и зависимость наклона этих спектров от Ne. |
| Рис. 12 Интегральные спектры γ-квантов в стволах ШАЛ для разных интервалов Ne шириной ΔNe=0.25 от Ne=105 до Ne=107. Для разнесения спектров энергия Eγ поделена на первичную энергию интервала Eo=2•Ne ГэВ | Рис. 13 Наклон спектров, приведенных на Рис.12 в зависимости от Ne. Зеленая горизонтальная прямая-расчет наклона спектров в модели MQ1 (Дунаевский) при нормальном составе КЛ и изломе протонного спектра при энергии 3 ПэВ |
Спектры на Рис.12 построены в интервалах ΔlgNe=0.25 для диапазона Ne=105-107. Чтобы разнести спектры вместо Eγ используется Фейнмановская переменная Eγ/E0, где E0=2•Ne ГэВ первичная энергия. Большая часть спектров имеет близкий наклон, но спектры 6-9 заметно жестче остальных.
На Рис.13 приведена зависимость наклона спектров Eγ-b от Ne. Зеленой линией отмечены значения наклона, рассчитанные в модели MQ1. Наклон спектров в модели практически не зависит от Ne, причем модель характеризуется максимально возможным нарушением скейлинга в ядерных взаимодействиях. Поэтому изменение наклона надо связывать с изменением состава КЛ.
Расчеты в работе [12] показывают, что с изменением типа первичного ядра наклон спектров Eγ на высоте гор меняется от b=1 для протонов до b=2 для ядер железа. Хотя это противоречит практически всем моделям излома приходится предполагать, что в области за изломом Ne>106 локально наблюдается почти чисто протонный спектр КЛ (b=1.2), или во всяком случае наблюдается существенное увеличение доли протонов вместо предполагаемого утяжеления состава КЛ.
Еще более радикальные выводы о составе КЛ в этой области следуют из анализа мюонной компоненты ШАЛ. На Рис.14 приведены зависимости среднего числа мюонов от Ne для всех ШАЛ и ШАЛ с γ-семействами.
| Рис.14 Зависимость Nμ от Ne для всех ШАЛ(сплошные квадраты ) и ШАЛ+γ |
Из самых общих соображений следует, что выборка событий ШАЛ+γ из всех ШАЛ предполагает отбор ЯЭК с минимальной диссипацией первичной энергии над установкой. Такие каскады генерируются в основном протонами и число мюонов в них должно быть минимальным, т.е. зависимость должна лежать ниже средней.
В эксперименте наблюдается обратная ситуация. В области Ne>106 cреднее число мюонов в событиях ШАЛ+γ в ~1.5 раза больше (5σ) чем в среднем по ШАЛ.
Формирование основных компонент ШАЛ, как мюонной, так и адронной (π0→2γ), определяется в большой мере развалом ядер на составные нуклоны в верхних слоях атмосферы. Именно это приводит к большему числу мюонов с энергиями 5-10 ГэВ для тяжелых ядер и более жестким спектрам γ-квантов для протонов. Таким образом никаким ядерным составом КЛ или его изменением нельзя объяснить одновременное увеличение числа мюонов в событиях ШАЛ+γ и появление в них более жестких спектров γ-квантов.
Учитывая предыдущие результаты по данным ШАЛ и РЭК можно сделать вывод о наличии неизвестной аномальной компоненты КЛ в области колена в спектре КЛ, которая не является ядрами, участвует в сильном взаимодействии и по видимому генерируется близким одиночным источником.
Поиск возможных вариантов происхождения такой компоненты показывает, что наиболее вероятным кандидатом могут быть частицы кварковой материи (странглеты). Локальный характер их присутствия в спектре КЛ может быть связан также с метастабильностью таких частиц (время жизни τ ≈ 106 лет) [13]. Интенсивность аномальной компоненты КЛ составляет ~1 част./м2•год, масса частиц ~1 ТэВ.
Выводы:
1. Показано, что объединение ШАЛ и РЭК дает новый эффективный способ изучения КЛ на уровне гор.
2. В эксперименте АДРОН получены указания на двухкомпонентный состав КЛ в области колена и наличие вклада от близкого одиночного источника КЛ.
3. Данные эксперимента АДРОН позволяют предполагать наличие аномальной компоненты КЛ в области колена спектра и возможно выше, вплоть до максимальных энергий КЛ типа частиц странной кварковой материи (странглетов).
Список литературы:
1. С.Б. Шаулов, Эксперимент "Адрон". ВАНТ, техн.физич.эксп. 1986,3(29), 72
2. Бережко Е.Г. и др., ЖЭТФ, {\bf 82} (1996) 1
3. Erlykin, A.D., Wolfendale, A.W., 1997, J. Phys.G: Nucl. Part. Phys., 23, 979
4. A.D. Erlykin, A.W. Wolfendale, High energy cosmic ray mass spectroscopy I. Status and prospects., stroparticle Physics 7 (1997)1-13
5. В.В.Арабкин и др., Исследование энергетических спектров гамма-cемейств и гамма-квантов на установке "Адрон". Известия АН СССР, сер.физическая 1989, т.53, N2, 266-268
6. Асейкин В.С., Никольская Н.М., Павлюченко В.П., Универсальный алгоритм оценки основных параметров ШАЛ, Препринт ФИАН N31, 1987, стр. 3-33.
7. С.Б. Шаулов, Методика определения характеристик ШАЛ в комбинированных событиях и нарушение скейлинга. Препринт ФИАН 1996, 60, 1-37
8. Yakovlev V.I., Long flying component: recent data and interpretation, Int. Symp. on VHE CRI. Ann Arbor. USA. 1992. P. 154.
9. И.А. Михайлова, И.В. Ракобольская, Л.Г. Свешникова, О.П. Строгова, Некоторые особенности поглощения адронов высоких энергий в глубоких 110-см свинцовых РЭК, Препринт НИИЯФ МГУ - 88-014/33, Москва 1988
10. Dremin I.M. et al., Monte Carlo simulations of long-flying cascades in cosmic rays and leading charm at SSC, Int. Symp. on VHE CRI. Ann Arbor. USA. 1992. P. 534.
11. С.Б. Шаулов, Состав космических лучей в области ``колена'' и вклад близкого источника, Препринт ФИАН N8, Москва 1999
12. С.Б. Шаулов, Нарушение масштабной инвариантности в ШАЛ при энергиях >1 ПэВ, Изв. РАН, сер. физ., 1997, т. 61, N3, стр. 468-472
13. E. Keith, E. Ma, Exotic decays of Strangelets, Proceedings of the Conference on Strangness in Hadronic Matter 15-17 May 1996, Budapest, Hungary, Edited by T.Csorgo, P.Levai and J.Zimanyi , in Heavy Ion Physics, 4 (1996) 381-386