Вестник Кольского научного центра РАН. 2010, №2.

Сделана попытка описать эту кривую суммой экспонент. Аппроксимирующая функция выбиралась в виде суммы трех экспонент: двух оказалось недостаточно Результат такой аппроксимации приведен на рисунке голубой линией, а три прямые (черная, красная и зеленая) - составляющие этой суммы. При поиске решения аппроксимирующая функция G(t) задавалась в общем виде: G(t) = A1exp(-t/Tj) + A2 exp(-t/x2) + A3 exp(-t/x3) ( 1 ) где t - величина интервала, xi - характеристическое время i-го процесса. Экспоненты выбираются в предположении, что мы имеем пуассоновские процессы [5]. По части процесса 3 сомнений нет, что он пуассоновский: во-первых, экспоненциальное распределение ВИМИ существует на большом интервале значений (см. врезку на рис.1), во-вторых, известно, что распределение числа частиц в каком-либо стационарном потоке описывается законом Пуассона. По поводу процессов 1 и 2 можно быть уверенным, что они близки к пуассоновскому на том интервале значений t, где проявляются как основные. Этого вполне достаточно для расчетов. Функция ВИМИ, описываемая (1) означает, что имеем в НМ сложную сумму трех пуассоновских процессов [5]. Третье слагаемое в (1) описывает поток, падающий на НМ из атмосферы, а значение т3 (12000 мкс) близко к среднему интервалу между импульсами НМ. Значение т2 (430 мкс) указывает на то, что второе слагаемое в (1) описывает процесс, связанный с испусканием вторичных ("испарительных") нейтронов возбужденным ядром свинца [2, 6]. Наконец, первое слагаемое и ii = 110 мкс соответствует времени жизни "мгновенных" нейтронов [2], возникающих, когда первичный нейтрон разбивает ядро свинца. Время жизни этих нейтронов зависит от энергии частиц и геометрии НМ. Точно так же для ст. Баренцбург были обработаны данные 260 суток регистрации. Получены значения т3= 21500 мкс (близко к среднему интервалу между импульсами этого НМ), т2 = 450 мкс и т1 = 125 мкс. Различия в значениях т1 для Баксана и Баренцбурга обусловлено как разным энергетическим составом падающих на НМ частиц, так и различной геометрией этих НМ. Поскольку все константы в (1) определены, можно вычислить вклад различных процессов в общий счет НМ по формуле: где i означает номер процесса; Ni - количество импульсов, связанных с i-ым процессом. Для Баксана получим N1= 6.3 105, N2= 1.7 106, N3= 7.1 106. Напомним, что процессы 1, 2 и 3 связаны следующим образом: адрон, попавший в НМ из атмосферы, может дать начало процессам 1, 2 или 3. Любой адрон может быть зарегистрирован как процесс 3 (единичный импульс). Его значение т3 (12000 мкс) близко к среднему интервалу между импульсами НМ. Также адрон имеет вероятность, не разрушая ядро свинца, вызвать его возбуждение; эти ядра спустя время снимают возбуждение с испусканием "испарительных" нейтронов (процесс 2). Наконец, адрон, попадая в свинец, разбивает ядро на части, при этом избыточные нейтроны испускаются во время распада ядра (процесс 1). Этот процесс называется множественным рождением нейтронов, он возможен только для адронов высокой энергии. Эти вторичные нейтроны могут, замедлившись, дать или сразу импульсы, или же вызвать новые испарительные нейтроны [2, 6]. Таким образом, признаком попадания в НМ высокоэнергичного адрона является регистрация нескольких импульсов за короткое время (меньше, чем т3), так как появившиеся в процессе 1 и 2 свободные нейтроны, попав в счетчики, дадут серию импульсов с короткими интервалами между ними (At < Т 2 ). Все полученные величины достаточно точны. ВИМИ построено по данным более чем за 200 дней регистрации, с мая по декабрь 2009. Общее количество импульсов за это время - около 2-109для каждой станции, поэтому представленный результат статистически весьма точен. Уточнение механизма протекания процессов и оценка случайных совпадений Сложная сумма двух (нескольких) пуассоновских процессов означает, что некоторую долю общего времени (или же с некоторой вероятностью непрерывно в процессе наблюдения) действует пуассоновский процесс Z1, а другую долю - процесс Z2 [5]. Именно такой сложный пуассоновский процесс происходит в НМ: имеет место постоянный поток нуклонов из атмосферы, обусловленных потоком космических лучей (КЛ). Этот поток в нашем случае стабилен; обозначим его как пуассоновский процесс Рр3. С некоторой вероятностью "включаются" процессы Рр1 или Рр2. При этом Рр1 и Рр2 на самом деле состоят из простой суммы соответствующих "оригинальных" процессов Рр01, Рр02 и Рр3. Остановимся на этом подробнее. Во-первых, процесс Рр3 никогда не (2) 0 52