1. Начало изучения космических лучей относится к августу 1912 г., когда австрийский физик Гесс (1883-1964) поднялся с әлектроскошами на воздупном шаре для исследования ионизации воздуха. О степени ионизации оп судил по скорости разряда электроскопов. Чтобы чувствительность электроскопов не менялась с высотой, оп были герметизированы, так что плотность воздуха в них оставалась постоянной. Еще до Гесса аналогичные опыты производились Гоккелем, поднимавпимся па высоту 4000 м над уровнем моря. Но результаты его опытов были сомнительны и подверглись критике, так как оп применял прибор, давление воздуха внутри которого изменялось при изменении наружного давлепия, а попранок па это он не вводил. Для того чтобы выяснить, насколько обоснованной была эта критика, Гесс, варяду с герметизированпыми әлектроскопами, захватил и пегерметизированный әлектроскоп.

Еще к 1902 г. было установлено, что сухой воздух в герметически закрытом сосуде всегда слабо ионизован, даже носяе того, как совершено распались газообразные радиоактивные вещества, содержащиеся в нем в ничтожных количествах. Если окружить сосуд свиндовой оболочкой с толщиной стенок около $2-3$ см для защиты его от внешнего понизующего излучепия, то ионизация вначительно уменьшается, но пе исчезает полностью. Это заставляет предположить, что источники излучения, вызывающего иопизацию, находятся вне сосуда, в котором заключен воздух.

Наряду с другими предположениями было высказано и предположепие, что ионизация вызывается излучением радиоактвных веществ, всегда имеющихся в пебольших количествах в почве, горных породах, воде и пр. Если бы это было так, то иопнзация воздуха убывала бы с высотой.

Для проверки этого заключения Гесс и совершил свой полет па воздушном шаре. Он обнаружил, что при подъеме на первоначальные 600 м над уровнем моря ионизация воздуха действительно убывала, хотя и медленшее, чем это ожидалось. Но начиная с высоты 600 м она стала возрастать- еначала медлепно, а затем все быстрее и быстрее. На высоте 4800 м ионизаия стала примерно в четыре раза больше, чем на уровпе моря. Гесс пришел к ваключению, что результаты его наблюдений лучше всего объясняются предположепием, что на граниду вемвой атмосферы из мирового пространства падает излучение очепь большой проникающей способности.

Кольхерстер (1887-1946), мпогократно поднимавнийся на воздуипых шарах, и друтие ученые в опытах с элентроскопами и ионизадионыым камерами подтвердили результаты наблюдепий Гесса и обнаруянли дальнейшее унеличепие понизаци воздуха с высотої. На высоте 8100 м попизадия оказалась приблизительно в 10 раз больне, чем пад уронием моря. Тем самым было подтверждело и иредположение Гесса о внеземном ироисхождении иопзующего излучения. Окончательпо справедливость этого предположения была к концу 1926 г. доказана Миллиненом (1868-1953), осуществившим в 1923-1926 г. серпю опытов но поглощению такого ионизующего излучепия. Падающее па Землю проникающее пзлучение, приходящее из космоса, было наввапо космическими лучами.

Дальнейшие опыты с запускаемыми на высоту шарами-зопдами поназали, что интенспвность потока космически лучей возрастает лишь до высоты около 20 км над уровнем моря. На этой высоте она достнгает максимума, а при дальнейшем нодтеме снижается. Это связано с тем, что падающее на Землю космическое излучение взаимодействует с атмосферої, образуя множество вторцчыы частиц, о чем будет сказано в дальнейшем.

В дальейшем, за немногими исключениями, мы опустим историтеские и эгспериментальные подробности, а ограничидся весьма иратким сообщением важиейших результатов из обширнейшей области физики космических лучей.
2. При исследовании природы космических лучей громадпую роль сыграли методы регистрации заряжепных ионнзующих частиц с помощью камеры Вильсона, стетчиков Гейгера – Мюллера и толстослойных фотографитеских эмульсиї. ІІследний метод, разработаниыі в с’ередине 40 -х годов, аналогичен методу камеры Вильсопа. Заряжениые поппующие частицы, проходя через слой фотоэульсии, сталкиваются с зернами бромистого серебра и взаимодействуют с пими, в результате чего в эмульсии возникает «скрытое нзображение». После проявления в тех местах, через которие пролетел! нонизующие тастицы, в зернах восстанавливается металлическое серебро. При рассматривании в мироскоп в поле зрения видны траектории отдельных частиц, отмеченные теминми зерпами серебра.

Отметим, что пачиная с 1924 г. Д. В. Скобельцып (р. 1892) провел длияный ряд важных исследований с камерой Вильсона, помещенной в сильное магнитное поле $H$. Траектория заряженной частицы в магнитном поле пскривляется, но если поле постоянно, то ее кинетическая энергия, а с пей и релятивистская масса остаются постоянными. Если частица движется перпендикулярно к магнитному полю, то, приравнивая центробежную силу $p v / R$ лоренцевой силе $(Z e / c) v H$, получаем
\[
c p=Z e H R,
\]

где $Z e$ – заряд частицы, $p$ – ее импульс, а $R$ – радиус кривизны ее траектории. Произвсдение $H R$ называется магнитной жесткостью частицы. Для ультрарелятивистской частицы кинетическая энергия $\mathscr{E}=p c$. Поэтому с помощью формулы (103.1) можно определить энергию и знак заряда ультрарелятивисткой частицы. Этим методом в 1929 г. Скобельдын нашел в космических лучах отрицательные частицы, энергия которых оказалась значительно больше энергии обычных $\beta$-частиц.

Отметим еще идею схемы совпадений на электронны лампах, вредложенную Росси (р. 1905) и широко использовапную им и
Рис. 175
другими исследователями космических лучей. Эта схема позволяет судить, в каком направлении прошла ионизующая частица, если только она заряжена. Схема совпадений содержит два или больше расположенных вдоль одиой ирямой счетчиков Гейгера Мюллера $G_{1}, G_{2}, G_{3}, \ldots$, которые соединешы с электропными ламуами $L_{1}, L_{2}, L_{3}, \ldots$, как показано на рис. 175 . Пока в счетчиках не нроизошел разряд, ток от ноложительного полюса батарли $B$, питающей лампы, через сопротивление $R$ и электрониые лампы цроходит в вемлю. Если сопротивлепие $R$ очень велико, то на нем происходит большое падение нанряжения, так тто потенциал в точке $A$ будет близок к потенциалу земли. Когда в один из счетчиков попадает ионизующая частица, она вызывает в пем әлектрчческий заряд, ва сетку лампы, соединенной с этим счетчиком, постушает отрицательный импульс напряжения, так тто эта лампа перестает пронукать ток. Однако лампы, соедиченпые с остальными счетчиками, в которых разряд не произонел, продолжают щронускать ток. При достаточно большом сопротивлении $R$ ток на землю пзменится очень мало. То же самое будет цроисходить, если частида пройдет через несколько, но не через все счетчики. Но положение изменится, если она нройдет одиовременно терез все счетчики. Тогда все лампы окажутся запертыми, и ток на землю прекратится. В результате потенциал в точке $A$ резко возрастет до потепциата на положительном полюсе батареи. Это скачкообразное изменение потенциала в точке $A$ можне измернть вольтметром или зафнксировать какимлибо другім прибором. Срабатывание этого прибора свидетельствует о том, что ионизующая частица прошла через все счетчики установки. После срабатывания схемы заряды в счетчгках Гейгера – Мюллера затухают, положителыные заряды с сеток электронных ламп стекают в землю, и схема вновь готова для регистрации частиц. В схеме Росси лампы можно заменить транзнсторами.

Конечно, схема Росси и аналогичные ей схемы могут регистрировать не только события, вызываемые одної. частицеї, нроходящей через все счетчики, но и такие события, которые вызываются тастицами, проходящими друг за другом через слишком короткіе промежутки времени. Чтобы этого не произошло, эті иромежутки долюны быть больше разрешающего времени схемь, определяющегося главным образом временем зажигания разряда в счетчиках Гейгера – Мюллера. Разрешающее время схемы Росси порядка микросекунды. Разработаны схемы совпадений, аналогичпые схеме Росси, характеризующиеся меньшими разрешающими времепами.
3. Космические лути разделяются на первичные и вторичные. Первичные космитеские лучи падают на Землю из космоса. Проходя через толстыї слой земной атмосферы (около $1000 \mathrm{r} / \mathrm{cm}^{2}$ ), они претерпевают сложную цепь превращениї, в результате чего возпикаст новое излучение, которое п называется вторптным космитескими лучами. По своему составу вторнчные космитеские лучи не имеют ничего общего с первичными.

В околоземном космическом пространстве первичное космическое излученне состоит из галактического космического излучения и солиечного космического излучения. Первое приходит из удаленных объектов пашей звездной системы – Галактики и других галактні, второе – от Солнца. Рассмотрим снатала первичное галактическое излучение.

Природа первичного космического излучения длительное время оставалась неясной. Только начиная с $40-\mathrm{x}$ годов окопчательно было установлено, что первитные космические лучи состоят из ядер тех же химических әлементов, которые входят и в состав Земли, главным образом из ядер водорода. Частицы космическіх лучей обладают громадными кинетическими энергиями по сравнению с частицами обычного вещества, даже нагретого до миллиардов кельвинов. Энергии самых быстрых частиц космических лучей столь велики, что они в этом отношении долго будут оставаться вне конкуренции с самыми быстрыми частицами, ускоряемыми на совремепных усторителях. Осповная масса первичных космических лучей имеет эпергии от $10^{9}$ әВ ( 1 ГәВ) и выне, что в десятки тысяч раз превыпает тепловую энергию частиц в самых горячнх эастях Вселенної. Отсюда следует, что энергия частиц космического пзлутенпя имеет нетепловое пронсхождение.
4. Что первичное космическое пзлутение, по крайией мерө частично, состопт из заряженных тастиц – это подтверждается геомагнитными явлениями. If ним относптся, во-первых, ииротный әффект – зависпмость интепсивности I юосмческих лучей от геомагиитой широты места. Отвлечемся ради простоты от действпя магнитпого поля Солшца (оно будет учтено в пункте 9) и прпмем во винаніе только магнітпое поле Земли $\boldsymbol{H}$. Сила Лоренца ( $\left.e_{/} c\right)[v H]$ перпендшкулярна к магнитному полю и к скорости частнцы. Если космическая частица приближается к геомагитному полюсу, двигаясь вдоль $I$, то спла Лоренца обращается в нуль. В этом случае Земли могут достигпуть частицы любой энергии. Если же частица приблжается к Земле в илоскости геомагиитиого экватора, то сила Лоренца максимальна. Опа изгибает траекторню частицы. Земли могут достигнуть только частицы, энерги которых больше пекоторої определеший величины. Еслп же энергия меньше, то частица пе достигнет Земли, а отразптся ее магнитным полем. Достаточно медленньо частицы будут отражаться и на других геомагнитных широтах. Количественно широтныї әффект характернзуется велитиюй $\left.I_{90} \circ-I_{0} \circ\right) / I_{90^{\circ}}$. IІзмерепия показали, что эта величина на уровне моря составляет около $10 \%$, а на высоте 10 гм-около $36 \%$.

Во-вторых, к геомагнитпым явлеиням отпосится долеотиый өффект. Так называют изменение итенсивности космичесих лучей при смещении вдоль одной и той же параллели. Магиитное поле Земли в первом приближени можно моделировать с помоцью магнітного диполя с магитным моментом $8,1 \times$ $\times 10^{25} \Gamma \mathrm{c} \cdot \mathrm{cm}^{3}$, наклонепным под углом $11,5^{\circ}$ к земной осп. Однако такой диполь падо поместить пе в цептре Земли, а сместить от пего перпендикулярио к земной осп прпблизительно на 342 к. Вследствне әтого, а также небольшого отличия магииного поля Земли от поля диполя это поле немного меняется вдоль параллели. С этим и связан долготный эффект. На уровио моря интенсивность космических лучей на одной и той же параллели отклоняется от среднего зпачения на несколько процентов.

Наконед, в-третьих, паблюдается асимметрия в направлении космических лучей, приходящих на Землю. Она проявляется в зависимости интенсивности космических лучей от ориентации регистрирующего прибора относителью стран света. С запада приходит больше космических частиц, чем с востока. Количественно восточно-западная асимметрия характеризуется величиной $2\left(I_{3}-I_{\text {в }}\right) /\left(I_{3}+I_{\mathrm{в}}\right)$, т. е. отношением разности интенеивностей космических лучий, приходящих соответственно с вашада и востока, к их полусумме. На больших высотах эта велична составляет около 0,5 .

Опуская строгое и сложное рассмотрение вопроса, для уяснепия причины восточно-западной асимметрии ограничимся частным случаем, когда заряженная космическая частица двпжется к Земле в плоскости ее геомагиитного экватора. На рис, 176, a
Рис. 176

п 176,6 представлеп этот слутай для положительно п отридательно заряженных тастиц. Предполагается, что магнитпое полө перпендикулярно к плоскости рисунка и направлено к читателю. Траектория положительной частицы загибается магнитным полем к востоку, т. е. к скорости такой частицы добавляется слагающая, ваправленная на восток. Если, как это установлено, вдали от Солнечной системы интөпсивность космпческих лучей изотроппа в пространстве, то бо́льшая часть первичшы положительных частиц, достигающих Земли, будет двигаться в нашравлении с запада на восток, а не в противоположном наравлени. Для отрицательных тастиц положение будет обратным. Из фактически наблюдаемой восточно-западной асимметрии был сделан вывод, что в первичных космических лучах бо́льшал часть частиц зарлжена положительно.

Существуют и другие геомагиитные явления, о которых будет сказано ниже.
5. Исследования космических лучей пропзводились с разнообразными детекторами в сотетании с фильтрами (из свинца, железа, углерода, парафина и пр.). Опи пронзводились на поверхности и в грунте Земли (от поверхности моря до глубив около 3 км), в верхних слоях атмосферы, в космическом прострапстве около Земли и далеко за ее пределачи.

Наиболее подробные данные о составе первичных космических лучей получены для частиц с энергией, болышей 2,5 ГәВ на нуклон. Они получены главным образом из измерений в ядериых өмульсиях, поднимавшихся на шарах-зондах в верхние слои атмосферы. Эти данные прпведены в табл. 22. В пей указаны интешсивности первичных космических лучей для различных частиц с энергией, большей 2,5 ГәВ па нуклон, т. е. число частиц заданных әнергиї, проходящих через единичую площадку нормально к ней, отпесенное к единице телесного угла. Если космитеские лучи распределены изотропно в пространстве, то для получения полного потока первичных космических частиц указанных энергий херсз единичную площадну приведеппые дание
Таблиц а 22 Состав көсмических лучей с энергиями, большимп 2,5 Гэв на нуклон

падо умножить на $\pi$. Таким путем находим, что поток частид около Земли у границы атмосферы равен $0,45 \mathrm{c}^{-1} \cdot$ см $^{-2}$. Если учесть также все частшцы с меньшими энергиями, то для полного потока первичных частиц в том же месте получнтся $1 \mathrm{c}^{-1} \cdot \mathrm{cm}^{-2}$.

IIз табл. 22 вндно, что в первичных космических лучах представлено больше всего протонов $(92 \%)$, затем пдут $\alpha$-частицы $(6,6 \%)$. Более тяжелых ядер (главным образом $\mathrm{C}, \mathrm{N}, \mathrm{O})$ около $0,8 \%$. Одним из аргументов в пользу того, что тяжелые ядра принадлежат к первичным, а пе к вторичным космическим лучам, может служить то обстоятельство, что заряды тяжелых ядер больше зарядов ядер атмосферных газов. Поэтому тяжелыө ядра не могут возникать под действием цервичных космических лучей. Средняя энергия, приходящаяся на один нуклон, приблизительно одинакова для всех ядер. Поэтому многозарядыне ядра (т. е. ядра с $Z>1$ ) несут заметную долю (около $1 / 2$ ) полной энергии первичных космических лучей,

Наряду с протонами и ядрами в космических лучах содержится незначительне количество электронов и позитронов (около $1 \%$ ) и $\gamma$-квантов (около $0,01 \%$ при әнергиях, больних $100 \mathrm{M} B)$. Несомиенно, пмеются и нейтрино, но при настоящем уровне науки нет способов их детектировать в космических лучах. Прпсутствие мезонов и нейтронов в первичных космических лугах исключено, шоскольку эти тастицы нестабильны и должны распадаться на пути к Земле.
6. В постедних двух столбцах табл. 22 сравнивается средиее относптельне содержание различых частиц в космических лучах с естественным содержанием их во Вселенной, полутепным из дапиы о составе земиої коры, метеоритов, атмосферы Солнца и звезд. В космических лучах значительно больше «очень тяжелых» и \”самых тяжелых\” идер, чем в среднем во Вселениї. В особениести тағое вреобладание наблюдается для ядер групны $\mathrm{L}$, в которую входят литий, бериллий п бор. В космических лучах среднее относительное содержание ядер этой группы иримерно в 100 тысяч раз больше, чем в среднем во Вселенноӥ.

Аномально высокое содержапие в космических лучах ядер группи $L$ по сравиепю с их средним содержапием во Вселенной делает невероятиым предположение, что эти ядра имеются в достатоних количествах уже в сампх псточниа космичесних дучеї. Более вероятна гипотеза, что они образуются при стольповениях тяжелых космических частиц с ядрами межзвездного газа. Іри тањш столкновениях тяжелые ядра могут расщенляться па части (процесс фрагментации), в результате чего и образуются ядра грунпы L. Можно предположнть, что это осповної п даже практически единственшыї способ образования в космитеских лучах указаных ядер. Если эта гипотеза верна, то можно оценить, какоӥ средний путь проходит космическая частщц, норождениая источником, от места ее образования до Земли – вопрос, очень важиый для решения проблемы пропсхождения первичных космических лучей.

Для решения этого вопроса рассмотрим в космическом газе однородиый параллельный пучок тяжелых космических частиц, т. е. частиц, масса которых больше массы ядер групны L. Направление распространения этого пучка примем за ось $X$. При выходе из источника первопачально пучок состоит только из тяжелых частиц. Из-за столкновения пх с ядрами галактиеского газа образуются легкие ядра группы $\mathrm{L}$, благодаря чему пнтепсивность $I$ рассмотриваемого нучка тяжелых частиц будет убывать. Допустим, что это единственный механизм убывания интенсивности пучка. Обозначим через $\sigma$ среднее эффективное сечение столкновения тяжелой частицы с атомным ядром галактического газа и притом такое, при котором образуются легкие ядра группы $\mathrm{L}$. Тогда шроцесс ослабления интенсивности $I_{s}$ потока тяжелых ядер будет описываться уравпением
\[
d I_{\mathrm{r}} / d x=-\sigma N I_{\mathrm{r}},
\]

где $N$ – число атомных ядер галактического газа в единице объема. Считая для простоты это число постояниым, получим
\[
I_{\mathrm{\tau}}=I_{\mathrm{r} 0} e^{-\sigma N x} .
\]

Введем упрощающее предположепие, что при гаждом исчезновении тяжелой частицы рождается только одна легкая частида группы $L$. Если бы легкие частицы двигались также в паправлении пуча, то образовался бы поток легких частиц с интенсивностью
\[
I_{\mathrm{r}}=I_{\mathrm{ro}}-I_{\mathrm{r}}=I_{\mathrm{\tau}}\left(e^{\sigma N x}-1\right) .
\]

Тогда отношение копцептрациї легких и тянелых частиц в космических лучах было бы равно
\[
n_{л} / n_{\mathrm{r}}=I_{\text {л}} / I_{\mathrm{r}}=e^{\sigma N x}-1 .
\]

В действительностп полученное выражение справедливо пезависимо от введенного рапее предположения относительно направдепия. А этот путь может значительно отличаться от прямолинаправления тех II других пзотропны в пространстве. Только под $x$ следует пошиать длину пути, дэйствительно проходимого космической частицеї от места ее образования до места наблюдения. А этот путь может значительно отличаться от прямолинейного.

Как видно пз табл. $22, n_{\pi} / n_{\text {т }}=15 /(52+15+4)=0,21 \approx 1 / 5$. Благодаря малости этого отношепия можно ограпичиться пинейным приближеннем
\[
\begin{array}{c}
n_{\text {л }} / n_{\mathrm{\tau}}=\sigma N x, \\
x=(1 / \sigma N) n_{\text {л }} / n_{\mathrm{\tau}}=(1 / 5)(1 / \sigma N) .
\end{array}
\]

Допустим, что источник космических лучей паходится в Галаптпк. Для сретней концентрацип газа в Галактике можно прнить $N \approx 1$ см $^{-3}$, а для среднего эффективного сечения $\sigma \approx$ $\approx 10^{-26} \mathrm{~cm}^{2}$. При таких значения получается
\[
x \approx 2 \cdot 10^{25} \mathrm{~cm} \text {. }
\]

Скорость космическоӥ часлицы пезначительно отличается от скорости света $c$. Поэтому время движения частицы от источника до Земли $\tau \approx\left(2 \cdot 10^{25}\right):\left(3 \cdot 10^{10}\right) \approx 0,7 \cdot 10^{15} \mathbf{c} \approx 2 \cdot 10^{7}$ лет.
7. По-видимому, найденные значения $x$ и $\tau$ песколько завижелы. Одна из причин этого состоит в том, что Галактика имеет форму диска диаметром $D_{\text {гах }} \approx 25$ кпс $=7,7 \cdot 10^{22}$ см и толщиной 2 кис, который окружен гало, т. е. заполнеппой космическим веществом сферої днаметром $30 \mathrm{kпс.} \mathrm{Плотность} \mathrm{галактического}$ газа в гало пршерно в 10 раз меньше, чем в галактическом диске. Наличие гало песколько синает велиину $V$ и завыиает зиачения $x$ п $\tau$. Напболее вероятным счтаются значения $x \approx 10^{26} \mathrm{cм,} \tau \approx 10^{3}$ лет. Значене $x$ примерно в 1000 раз превыпает диаметр галактического диска. Это не противоречит испольвовапному нами (по пе доказанному) предположению, что истонин космитеских лучей находится в пределах пашей Галактики. Дело в том, что космическая тастица при своем двнжении подвергается действи хаотически меняющихся в прострапстве галактических магитиы полеї, пскривляющи ее траекторию. Поеледияя пе прямолиеіна, а имеет довольно запутапий вид: блуждание космиеской частицы в Галактие напоминает броуповское движенне в гигантских масштабах.

В процессе дительного блуждани космпеских тастиц в хаотически меняющихся галактических магнитных полях стирается всякая пространственная п временная выделенность источиков галактических космиески пучеї по отношенпю к Земле. С этим, но-видимому, и связана наблюдаемая высокая пзотропия галактических космических лучей, т. е. однородность распределения направлениї пх двнешия в пространстве, установленная с точностью до $0,1 \%$. С этим же связапо и высоко постоянство их иптенсивности во времені. Конечно, все это справедливо, если исключнть пскажающее влияние магнитных полей Эемли и межпланетного пространства.

Напболее простой п надежный метод измерения магитного поля II в Галактике основан на псследовапии зеемановского расщеплешия спектральной лини водорода $\lambda=21$ см (см. § 66, пупкт 4). Таким п другими способами найдено, что средняя папряженпость мәгнітпого поля в межзвездиом пространстве Галактики равна около $7 \cdot 10^{-6}$ Гс. Этому соответствует сретняя плотность магнитпой энергии в том же пространстве $I^{2} / 8 \pi \approx$ $\approx 1,5 \cdot 10^{-12}$ эрг/ $\mathrm{cm}^{3} \approx 1,2 \mathrm{Э} / \mathrm{cm}^{3}$.
8. Распределение космитеснх лучей по энергиям характерпзуется энергетическим спектром, который может быть интегральным и дифнеренциальным. Интегральным энергетическим спектром $I(\mathscr{E})$ называется поток космических тастиц, кннетическая өнергия которых превышает $\mathscr{E}$. Его пропзводная по әнергии $d I / d \mathscr{E}$, взятая по абсолютной величине, определяет дифференциальнй энергетический спектр. Очевндно, әто есть поток космических частиц, отнесенный к едіничному интервалу өнергии.

В интервалө энергий $10-10^{6}$ ГәВ интегральный энергетический спектр хорошо аппроксимируется выражепием
\[
I(\mathscr{E}) \sim \mathscr{E}^{-1},
\]

где $\gamma$ в среднем авно приблизительно 1,6 – точпее, слабо меняется от 1,4 до 1,8 , как показано ниже:

Прп энергиях порядка $3 \cdot 10^{6}$ ГэВ спектр $I(\mathscr{E})$ опускается вниз более круто, претерпевая сравпительно небольпой и плавный пзлом. Это, возможно, связано с тем, что частицы столь высоких энергиї перестают эффективно удержнваться магшитным полем Галактикл и начинают заметно уходить в метагалактическое пространство. При $\mathscr{E} \approx 3 \cdot 10^{10}$ ГәВ спектр $I(\mathscr{E})$, шо-видимому, становится опять более пологим.

Частиц с энерней $\mathscr{E} \geqslant 10^{6}$ ГэВ очень мало, а потому они уже не могут регистргроваться с помощью счетчигов или фотоэмульспї. Например, на площадь $1 \mathrm{~m}^{2}$ частица с энергией $\mathscr{E}>10^{7}$ ГэВ нопадает в среднем только один раз в год. Такие частицы обнаружнваются только по широким атмосферным ливням (см. нупкт 12). Зарегистрировапы частицы с энергией порядка $10^{20}$ э $\mathrm{B}=10^{11}$ ГэВ $=12$ Дж. Энергии такой частицы достаточно, чтобы поднять груз массой 1 кг па высоту 1 м. Однако такие тастицы встречаются очень редко – па поверхность в $10 \mathrm{~km}^{2}$ за год в средием падает не более одной тастиды с эиертие ї $10^{20}$ эВ.

При уменьшении энергии $\mathscr{E}$ начпная примерно с 10 ГәВ рост пнтенсивности $I(\mathscr{E})$ замедляется и практитески совсем прекрачто прі тағих относнтельно малых энергиях протоны могут достигать поверхности Земли лишь в высоких широтах (в огрестпости полюсов). Но даже и в высоких широтах столь малоэнергичные частицы часто не достигают земной поверхности из-за көтерь их энергии в атмосфере. Интенсивность космических лучей при $\mathscr{E} \lesssim 2$ ГэВ перегулярно меняется во времени, так как оні подвержены сильному влиянию магнитного поля, переносимөго сгустками солнечной плазмы (так называемым солнечным ветром). Эти косяические лучи ваметно повышают нормальный урөвень понизацип воздуха в верхних слөях атмосферы, что делает их непронидаемыми для радиошумов, приходящих из Галактики. Они прнводят также к прерыванию радиосвязи на корөткіх волнах в полярной зоне (см. т. IV, § 87).
9. По энергетическому спектру можно вычислить среднюю плотность энергии космических лучей в межзъездном пространстве нашей Галактики и сравнить ее с тем, что дают другиө источники эпергип. В плотность энергии вносят свой вклад:
космические лучи
турйулентное днижение газа магиитное поле
полное излучение звезд
\[
\begin{array}{l}
0,5 \cdot 10^{-12} \text { эрг } / \mathrm{cm}^{3}=0,4 \text { эВ/ } / \mathrm{cm}^{3}, \\
1,5 \cdot 10^{-12} \mathrm{\partial pr} / \mathrm{cm}^{3}=1,25 \mathrm{aB} / \mathrm{cm}^{3} \text {, } \\
0,7 \cdot 10^{-12} \mathrm{\jmath pr} / \mathrm{cm}^{3}=0,6 \mathrm{эB} / \mathrm{cm}^{3} \text {. } \\
\end{array}
\]

Таким образом, в пределах нашей звездпой системы – Галактики – полпая эпергия всех космических лучеї сравнима с энергпей звездного излученя, энергией теплового и турбулентного движения межзвездного газа, а также с энергиеї магнитпого поля Галактики. По теореме вириала (см. § 100) средняя кинетичская эпергия движения межзвездного газа равна половиио его потенциалыой әнергии, взятой со знаком мину. Поэтому в динамике Вселенной, помимо сил тяготения, газового и светового давления, должны прпниматься во внимание и сравпимые с ними силы, обусловленные двнжепием частиц космических лучеії и создаваемых ими магнитых полеї.
10. Поданляющая часть первичных космических лучей прихотит в Земле из окружаюцего галактического прөстранства. Но пебольшая часть космических лучей, препмущественно низких энеүгий ( $\mathscr{E}<1 \Gamma_{3} \mathrm{~B}$ ), ириходит к Земле и от Солнца. Энергетичесий спегтр солиечны космитески лучей круто падает в области высоких әпергиї, так что они вносят заметпыї вллад только в первичные носмические лучи низни энергиї. Средпий по времени поток эшергии солнечных госмических лучей у поверхпости Земли составляет около $3,5 \cdot 10^{-4}$ эрг/(с $\cdot$ см $\left.^{2}\right)$, что в 20 раз мешие потока эиергии всех космических лучей $\left(7 \cdot 10^{-3}\right.$ эрг/(с $\times$ $\left.\times \mathrm{cm}^{2}\right)$. Однако во время кратковремених вспышек на Солице поток солнечшы космичсеких лучей может превысить его среднее значение в тысячи раз.

Например, 23 ђевраля 1956 г. па поверхности Солица произошла сильная хромосферная вспышка, зарегистрировапная на Земле. Спустя несколько минут скорость счета детекторов космических лучей на специальных станциях, расположениых в различных местах Земли, стала быстро возрастать. В течение 1520 мин скорость счета достигла максимума, затем натала спадать, а через несколько часов спизилась до нормального уровня. Возрастание скорости счета было зарегистрировано не только в высоких широтах, но и вблизи эквачора. На этом основании можно зактючить, что в пришедших солнечных көсмических лучах должны содержаться хотя бы в относительно небольшом количестве частицы с энергиями больше $10-20$ ГэВ, чтобы преодолеть вблизи экватора отталкивающее действие земного магнитного поля. В последующие годы – примерно раз в год – паблюдалось еще несколько подобных явлений, хотя и менее крупного масштаба.

Солнечные космические лучи сравнительно легко отделить от галактических, так как они появляются эпизодически – во время сильных хромосферных вспышек на Солице. От галактических ови отличаются епе составом – в пих практически пет ядер легких атомов $\mathrm{Li}, \mathrm{Be}, \mathrm{B}$, а такие ядер тяжелых әлементов. В целом химический состав солпечных космических лучей близок к составу атмосферы Солнца.

Солнечная актнвность проявляется также в вариации интенсивности п галактических космических лучей, ориходящих па Землю. В результате «магпитих бурь» на Земле, связаныых с солнечной активностью, меняется земное магнитное поле, а с ии и интенсивность космических лучей, наблюдаемых иа Земле. Это явление наблюдается не только в полярных, но и в әкваторнальных областях Земли. Например, в пернод максимальной солнечной активности в 1957-1958 гг. иненсиность космических лучей с эпергиями, превышающими $1 \Gamma ә В$, была почти втрое мепьше, чем в последуюций период минимума активности в 19641965 гг.
11. Затронем вопрос о происхождепи космических лучей, хотя ои и очень далек от окончательного решения. Солнце иснускает частицы с энергиями в сотии мегаәлектронвльт. Во время солпечных вспынек в межплапетвое пространство выбрасываются большие массы иопизовапны газов и порождаются, хотя и в малых ноличествах, частицы с энергиями 10-20 ГэВ. Нельзя ли шедположить, что в результате каких-то еще ше известных процессов возникают в нужном количестве и частицы более высоких энергий, наблюдаемые в космических лучах? От такой гипогезы следует отказаться. Осповным возражением против нее является постояпство интенсивности и пзотропия направлениї космитеских лучей в любое время дия и ночи. Главную долю паблюдаемых космических лучеї составляют частипы с энергией дорядка 10 ГәВ. Если бы такие частицы возникали иа Солнце, то они должны были бы прнходить на Землю по паправлению от него и, слецонательпо, паблюдались бы только днем, а не ночью. Тем более зто заключение отпосится к частицам больних әнергиї. Возьмем дая примера иротон с эшергисї $10^{15}$ аВ. Магнитая жесткеть $H R$, вычисленпая по формуле (103.1), дия такого аротона состанит $3 \cdot 10^{12} \Gamma с \cdot$ см. Narnитпе поле в межнланетем пространстве – порядка пескольких едииц на $10^{-5}$ Гс. Возьмем ориентировочно $3 \cdot 10^{-5}$ Гс. Тогда ралиус кривизны траектории протона будет порл,на $10^{17}$ см, что примерно в 6500 раз больпе радиуса земпой орбиты. Напряжеппость земпого магиитиого поля paна 0,5 Гс. В ием радиус кривпзы меньне $6 \cdot 10^{12} \mathrm{~cm}$, но и эта велитина все же в 10000 раз больше радиуса Земли.

Можно предноложить, что источииками космических лучей являются звезды. Однако такие источпики не могли бы создать необходимую әнергию космических лучей в Галактике, если бы овн были обыкиовеними нормальныи звездами. Действительно, объем Галактики $10^{67} \mathrm{~cm}^{3}$, средня плотность энергии космичесних лучей в Галактике $1,6 \cdot 10^{-12} \mathrm{эpr} / \mathrm{cm}^{3}$, а полная эпсргия госмических лучей в ней $10^{55}$ эрг. Мощность излучения солнечных космических лучей $10^{24}$ эрг/с. Если предположить, что со времени образования Солпца ( $5 \cdot 10^{9}$ лет) оно излучало космичоские лучи равномерно, а это излучение целиком удерживалось магнитными полями в Галактике, то энергия солнечных космических лучей в обтеме Галағтики составляла бы $10^{40}$ әрг. Если бы все звезды Галактини в среднем излучали энергию космичесюих лучей так же, как Солие, то полная эиергия космических лучеї в Галактике была бы равна $10^{\circ 1}$ әрг, что в 10000 раз меньше требуемой.

Поэтому естественію предположить, что основная масса космических лучей возникает при взрывах сверхновых. При взрыве сверхиовой освобождается энергия, сравнимая с собственной энергией Солнца:
\[
M_{\odot} c^{2}=2 \cdot 10^{33} \cdot\left(3 \cdot 10^{10}\right)^{2}=1,8 \cdot 10^{53} \text { эpr. }
\]

Нзвестная часть этой энергии упосится космическими лучами. Взрывы сверхновьх, но-видимому, в состоянии обеспечить необходимую илотность энергии космических лучей в Галактике.

Считается маловероятным, что осповная часть космических лучей имеет метагалаптическое происхождение, т. е. приходит в Солпечпую систему от удаленых галактик, лежащих за пределами нашей Галактик. Космические лучи «блуждаот» в Гатактике, отклоняясь галактическими магнитными полями. Их движение в Галактике имеет характер диффузии. За время существовачия Вселенной ( $10^{10}$ лет) за преде:ы Галактики продиффундирует или может вступить в пее пзвпе линь сравнительно нейлышая часть космических частиц. Это могут сделать только частицы очень высоких әнергий, которые шочти не отілоняются галактическими магнитными полями. Но таких частиц в Галактике и за ее пределами относительно мало. Для космических частиц, энергии которых заполняют практически весь эиергетический спектр, указапные әффенты не играют существепной роли. Подавляющая часть света (за исключением света от Солица, пзанет и их спутпиков приходит к Земле от звезд папей Галактики. На долю Метагалактики приходится лишь пезначительшая часть. По-видимому, это справедливо и для космических лучей. Если это так, то космическиө лучи, приходящие на Землю, в основном должны возникать в пределах нашей Галактики.

Если даже справедлива гипотеза, что источниками космических лучей являются сверхновые нашей Галактики, то ещө остается открытым вопрос о механизме ускорения заряженных тастиц до тех громадных энергий, которые характерны для космических лучей. Вопрос этот ше может считаться решенным. Одна из гинотез была предложена Ферми, который предположил, что при взрывах сверхновых образуются протяжениые намагниченные облака плазмы. Не только плазма в облаках совершает сложное турбулептиое движение, но п сами облака движутся с громадными скоростями. Заряженные частицы могут сталкиваться с такими облаками и отранаться от иих. Eeли частица движется навстречу облаку, то при отражении ее эиергия увеличивается; если опа движется в ту ке сторону, что и облако, то энергия уменьшается. IIри хаотическом движениі облаков прсобладают встречные столкновения, так что в срсднем ироисходит увеличение кинетическої эпергии частиц.
12. До сих шор речь шла о первичиы космических лучах, главным образом галактических. Тедерь коротко рассмотрим вторичные космические лучи. Опи возникают в земной атмосфере в длинной и разветвленной цепи превращепий, вызываемых первичныи космическими лучами. Исходпым звеном таюой цепи является взаимодействие космической частицы с ядрами атомов воздуха. Ядро-мишень при этом, как правило, распадается на протоны п нейтроны. Распадается и первичная частица, если она была сложной. Образующиеся при этом протоны в дальнеїшем ведут себ̆я так же, как и перничные протошы.

Количественно прохождение частицы в веществе удои́но характеризовать средиим пробегом ее $\lambda$ до взаимодействия с ядром среды. Средний пробег $\lambda$ принято выражать количеством вещества в граммах в столб́е вещества площадью в 1 см $^{2}$ и высотой, равпой длине пути, проходимой частицей до взанмодействия. В тех же массовых единицах удобю выражать вообще путь частицы в веществе. Ослабление интенсивпости $I$ пучка часгиц в веществе при прохождении пути $x$ выражается формулой
\[
I=I_{0} e^{-x / \lambda} .
\]

Так, толщина земной атмосферы в этих едипицах составляет около $1000 \mathrm{r} / \mathrm{cm}^{2}$. Для протонов $\lambda=70 \mathrm{r} / \mathrm{cм}^{2}$, для $\alpha$-частиц $\lambda=25 \mathrm{r} / \mathrm{cм}^{2}$, для более тяжелых ядер $\lambda$ еще меньне. Отсюда видно, что вероятность достижения частицей земпой новерхности исключительно мала. Так, для протона она равна $e^{-10.0 / 70} \sim$ $\sim 10^{-7}$. Из 10 миллионов первичных протонов в среднем только одип достигнет земли. Небольшое количество первичны иротонов можно наблюдать лишь на высоких горах. Для наблюдения более тяжелых первичных ядер уже необходимо поднимать приборы в верхние слои атмосферы или в космос.

При столкновении с ядром протоп теряет в среднем 30 $50 \%$ первоначальной энергии. Основная часть первичных космическнх лучей со средпей эпергией 10 ГәЗ спачала теряет энергию на рождение новых частиц при столкновении с ядрами, а затем энергия идет на ионизацию атомов воздуха. Лишь протоны с первоначальной эпергией в несколько сот гигаэлектронвольт и выше могут достигнуть поверхности земли. Когда энергия первичной частицы уменьшится примерно до $100 \mathrm{MэB}$, дальнейшее рождение новых частиц становится маловероятным.

Процесс столкновения протона с атомным ядром схематичски изображен на рис. 177. В ядерном столкновении образуются заряженные пионы $\pi^{ \pm}$и нейтральный пиоп $\pi^{0}$. Образуютсл также цары протон-антипротон п шестабилыные частицы: $K$-мезошы и гипероны, по осповную роль в дальнейших процессах играют пионы.
Рис. 177
Заряженные пиопы, распадающиеся сравнительно медленпо (за время в среднем $2,6 \cdot 10^{-8} \mathrm{c}$ ), успевают частично провзаимодействовать с другими ядрами воздуха и вызвать такие жо ядернье процессы, как и первичные частицы. Другая часть заряженных пионов, не успев провзаимодействовать, распадается на мюоны $\left(\mu^{ \pm}\right.$) и нейтрино. Нейтрино, как очень слабо взаимодействующие частицы, уходят, пронизывая пе только атмосферу, но и весь земпой шар. Положителый мюо $\mu^{+}$распадается по схеме $\mu^{+} \rightarrow \mathrm{e}^{+}+v_{\mathrm{e}}+\bar{v}_{\mu}$, отрицательный – по схеме $\mu^{-} \rightarrow \mathrm{e}^{-+}$ $+\bar{v}_{\mathrm{e}}+v_{\mu}$. Время жизни мюопов порядка $2,2 \cdot 10^{-6}$ с. За это время успевает раєпасться лишь небольшая часть мюонов. Поэтому они сравнительно легко проходлт через атмосферу и поглощаются глубоко под землей. Здесь существенную роль играет релятивистский эффект замедления хода движущихся часов (см. т. IV, § 106, пункт 4). На уровне моря мюоны составляют большую часть «проникающей компоненты» космических лучей.

Теперь проследим судьбу нейтральпого пиопа $\pi^{0}$. Средиее зремя жизпи его очепь короткое $\left(1,8 \cdot 10^{-16} \mathrm{c}\right)$. ІІотому оп успевает уйти лишь па пичтожное расстояние от места своего рожделия и, как правнло, пе провзаинодействовав с ядрами атомов воздуха, распадается на два фотоиа высокой энергии: $\pi^{0} \rightarrow \gamma+\gamma$. В поле ядра эти фотопы порождают электроп-позитроппые пары. Средний пробег $\gamma$-фотопа в воздухе до рождепия электроп-позитропной пары $\lambda \approx 35$ г/ $\mathrm{cm}^{2}$. Образовавшиеся электрон и позитрон в процессе тормозного излучепия в веществе пзлучают новые фотопы. Энергия последних еще достаточно высока, чтобы породить повые электроп-позитронные пары. В итоге распад пейтральпого пиопа высожой энергии приводит к образованио в атмосфере әлектронио-фотоиного каскадиого дивия. Когда энергия стаповится меньше 72 МәВ на частицу, главную роль пачинают играть пе тормозпое излучение и роядение пар фотонами, а пөтери энергии электропов и позитрогов па ионизацно, а фотонов – па комптоновское рассеяпие. На этом развитие электронно-фотопного каскадного ливпя прекращается.

В развитие әлектропно-фотонного каскадного ливня вносят пекоторый вклад нейтральные нионы, образующиеся при распаде других нестабильных частиц – $K$-мезопов и гиперопов, а также әлектропы, образующиеся при распаде мюонов.

При энергиях первичпої частицы $10^{14}-10^{15}$ ГәВ и выне каскад, сопровождающийся развитием электроншо-фотонны лавин, полутил название широкого атмосферного ливня. Развитие такого ливня пачинается па высоте $20-25$ км пад уровпем моря. Общее число частиц в широком атмосферном ливне достигает многих миллионов. На уровие моря частицы ливпя поґрывают площадь до пескольких квадратпых километров. Огромное число частиц в ливне позволяет его обпаруживать и изучать с помощыо сравнительно небольшого количества счетчиков, размещешных иа большой пмощади. Одновременное срабатывапие счетчиков свидетельствует о прохождепии широкого атмосферного ливня вторичных частиц, но дишь малая доля их фиксируется счетчиками. В первом приближении можно считать, что на каждую заряжениую частицу (в основном электроп и позитроп) приходится 2-3 ГәВ энергии первичной частицы. Подсчет общего числа заряжепных частиц в ливне позволяет достаточно точно оценить эшергио первичной частицы, вызвавшей ливеяь. Никакими другими способами это сделать невозможно.