Die diffuse kosmische Gammastrahlung

Fortschritte der Physik 28, 1-69 (1975)

Die diffuse kosmische Gammastrahlung

V. SCHONFELDER

Max-Planck-Institut fur extraterrestrische Physik Garching, BRD

Inhalt

I. Einleitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1 11. Experiniente zur Messung der diffusen kosmischen Gammastrahlung . . . . . . . . . . 2

1 . Detektoren im Niecderenergie-Gamma-Bereich . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3 a) Omnidirektional empfindliche Satellitenexperimente . . . . . . . . . . . . . . 4 b) Omnidirektional empfindliche Ballonexperimente . . . . . . . . . . . . . . . 11 c ) Das Comptonteleskop . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

2. Detektoren im Hochenergie-Gamma-Bereich . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24 a) Ballonexperimente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27 b) Satellitenexperimente . . . . . . . . . . . . . . , . . . . . . . . . , . . 34

111. Das Energiespektrum der diffusen kosmischen Gammastrahlung. . . . . . . . . . . . 37 IV. Zum Ursprung der dif fusen kosmischen Gammastrahlung . . . . . . . . . . . . . . . 40

1. Der 13eitrag von unaufgelosten extragalaktischen Punktquellen . . . . . . . . . . 41 2. Intergalaktische Modelle fur den gesamten Gamma-Energiebereich . . . . . . . . . 42 3. Modelle zum Ursprung des Exzesses zwischen 1 und 100 MeV . . . . . . . . . . . 48

a) Kosmologische Gleichungen und optische Dicke des Universums . . . . . . . . . 48 b) Erzeugung von Gammastrahlung aus dem xO-Zerfall in kosmologischen Zeiten . . 51 c) Erzeugung von Gammastrahlung durch extragalaktische Protonen oberhalb l0l5 eV 57

4. Kern-Gamma-Linicm im diffusen Hintergrund . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60 a) Gamma-Linien BUS Radionukliden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61 b) Gamma-Linien itus inelastischen Kernreaktionen . . . . . . . . . . . . . . . . 64

V . A u s b l i c k . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66

I. Einleitung

I n der Rontgenastronomie beobachtet man neben zahlreichen diskreten Quellen, die zuin Teil galaktisch, zum Teil extragalaktisch sind, auch eine gleichformig iiber den Himmel verteilte, isotrope Strahlung. Unterhalb 100 keV ist die Isotropie besser als 4% in Winkelintervallen von lo", und diese Tatsache ist der starkste Hinweis auf ihren extragalaktischen Urspiwng. Diese Strahlung wird auch bei hoheren Energien beobachtet - und zwar mindestens bis 100MeV; denn bei dieser Energie wurde von den Gammaexperimenten auf dem OSO-111-Satelliten (KRAUSHAAR et al. (1972)) und auf dem SAS-B-Satelliten (FICHTEL et al. (1973)) ebenfalls eine gleichmaBig verteilte, extragalaktische Komponente gefunden, wenngleieh sich die Isotropie wegen der schlechten Statistik hier nur andeutet.

1 Zeitschrift ,.Fortschritte der Physik", Heft 1

2 V. SCHOXFELDER

Im Energiebereich dazwischen jedoch - von etwa einigen 100 keV bis 100 MeV - gibt es derzeit noch keine Messungen iiber die Isotropie dieser Strahlung. Entweder wurden nur omnidirektional empfindliche Detektoren benutzt, oder aber - sofern richtungsempfindliche Experimente zur Verfiigung standen - wurden nur bestimmte Stellen des Himmels beobachtet. Wenn man daher heutzutage von der diffusen kosmischen Gammastrahlung spricht, kann korrekterweise - zumindest unterhalb 100 MeV nur die totale kosmische Gamma- strahlung gemeint sein. Denn es ist zur Zeit noch nicht bekannt, wie stark lokale Quellen zur Gesaintrate beitragen. Das groBe Interesse an der diffusen Gammastrahlung erklart sich daraus, daB man hoffen kann, mit ihr in die friihesten Zeiten unseres Universunis zu schauen. Das liegt daran, daB ihre Absorption im Universum auaerordentlich klein ist. Sie ist so klein, daB uns im Prinzip heute noch Gammastrahlen aus Zeiten erreichen sollten, als das Univer- sum erst lo7 Jahre (im Einstein de Sitter-Modell) bzw. lo8 Jahre (im offenen Modell) alt war. Die altesten bisher beobachteten Objekte am Himmel dagegen stammen aus Zeiten, als das Universum bereits einige lo9 Jahre alt war. Der Zweck dieser Arbeit sol1 sein, eine kritische Bestandsaufnahme iiber das aufzustellen, was wir uber die diffuse kosmische Gammastrahlung heute wissen. Zum Teil entscheidende Widerspriiche bestehen bereits bei den experimentellen Ergebnissen. Im ersten Teil dieser Arbeit werden daher alle durchgefiihrten Experimente diskutiert und auf ihre Zuverlassigkeit uberpriift. Dabei wird sich ein groRer Teil der ,,Widerspruche" auf- klaren lassen. Im AnschluB daran werden die vorliegenden Ergebnisse uber die Energie- und Richtungsabhtingigkeit der diffusen Gammastrahlung zusammengefafit. Die zweite Halfte der Arbeit befafit sich mit dem Ursprung der Strahlung. Hier zeichnet sich trotz einer Fiille von Uberlegungen leider noch keine befriedigende Losung ab. Da die meisten Modelle die Gammaquellen in sehr friihe Zeiten unseres Universums legen, miissen notgedrungen Annah.men gemacht werden, fur die es oft keine Rechtfertigung gibt. Zur Zeit kann daher nur auf die Schwierigkeiten bei den einzelnen Modellen hingewiesen werden. GroBe Bedeutung konnte der Beobachtung von Kern-Gamma-linien in der diffusen Strahlung zukommen. Hiervon handelt der letzte Abschnitt. Sollte sich ein wesentlicher Teil der Elementbildung im Universum bei Supernovaexplosionen in externen Galaxien abspielen, so miiRte sich das durch eine Linienstruktur im Energiespektrum bemerkbar machen. Falls sich derartige Linien tatsachlich nachweisen lassen, ware das von aul3er- ordentlich groBem Nutzen fur das Verstandnis der Nukleosynthese.

11. Experimente zur Messung der diffusen kosmischen Gammastrahlung

Von Gammastrahlung spricht man, wenn die Energie der Quanten groBer als einige 100 keV ist. Fur den Nachweis dieser Strahlung kommen drei Yrozesse in Frage: der Photoeffekt, der Comptoneffekt und der Paarbildungseffekt. In Bild 1 ist dargestellt, wie die Bedeutung der drei Nachweisprozesse sich mit der Energie und mit der Ladung - dem 8-Wert - des Nachweismaterials andert. Die aus- gezogenen Linien geben an, bei welchen Energiewerten E , und bei welchen 8-Werten die beiden benachbarten Effekte gleich haufig vorkommen. Zwischen etwa 1 und 5 MeV uberwiegt der ComptonprozeB fur alle 8-Werte sehr stark. Bis vor einigen Jahren schien der ComptonprozeB jedoch nicht geeignet zu sein fur experimentelle Nachweistechniken. Aus diesem Grunde wurden im MeV-Bereich Detektoren aus Materialien mit 'hohen 2-Werten benutzt, um den Photoeffekt auuh bei diesen Energien so stark wie moglich zu machen. Neuerdings versucht man, die Gamma- quanten im MeV-Bereich durch zwei aufeinanderfolgende ComptonstoBe nachzuweisen.

Die diffuse kosmische Gammastrahlung 8

Hierdurch 1a13t sich sowohl die Energie als auch die Richtung des y-Quants bestiminen. Oberhalb el,wa 10 MeV kommt fur den Nachweis der Gammastrahlung praktisch nur noch der Paareffekt in IFrage.

E

5 v

3

i

120 1 Photoeffekt dominant

@n L / \ 1

'" 0 c 0.01 0.1 I 10

Bild 1. Relative Bedeutung der drei Nachweisprosesse fur Gammastrahlung. Die Linien geben an, bei welchen 2-IVerten und bei welchen Photonenenergien zwei benachbarte Prozesse gleich htiufig vorkommen. (Nach EVANS (1955))

Es erscheint daher sinnvoll, die Beschreibung der experimentellen Nachweismethoden der kosmischen Gammastrahlung in zwei Abschnitte aufzuteilen. Im ersten Teil sollen die Methoden zur Messung niederenergetischer Gammaquanten beschrieben werden ; diese Methoden basieren auf dem Photo- oder Comptoneffekt. Der zweite Teil behandelt dann die Detektoren, die auf dem Paarbildungseffekt beruhen.

1. Detektoren im Niederenergie-Gammabereich

Die gingigsten Detektoren in diesem Energiebereich sind einfache Szintillationskristalle, die zumeist aus einem Material mit hohem 8-Wert bestehen; iiblich sind NaJ(T1) oder CsJ(T1)-Kristalle. Der Kristall wird von einem dunnen Antikoinzidenzjoch aus Plastik- szintillator umgeben, urn geladene Teilchen von der Registrierung auszuschlielien. Bild 2

Antikoinzidenz joch K"""iW' Na ' J "7Il - 1

Bild 2. Scheinabild eines omnidirektional empfindlichen Szintillationsdetektors

zeigt die MeSanordnung in einem Schemabild. Die Gammaquanten werden in dem Szintillationskristall iibe:r den Compton- und (oder) den Photoeffekt nachgewiesen, und der dabei erlittene Enei-gieverlust wird mit einem Photomultiplier gemessen. Solche Detektoren sind omnidirektional empfindlich, so da13 man keine Auskunft uber die Richtungsverteilung der Gammastrahlung erhalt. Zwar waren richtungsenipfindliche Messungen an der diffusen kosmischen Gammastrahlung sehr wiinschenswert - wegen der Frage nach dem Grad der Isotropie der Strahlung. Es zeigt sich jedoch, daB sich niit diesen einfachen Szintillsitionsdetektoren im Gammabereich keine Richtungsmessungen durchfuhren lassen, auch wenn die Detektoren mit einer sehr dicken Abschirmung um-

I*

4 V. SCHONFELDER

geben werden. Wegen der kleinen Wirkungsquerschnitte von Comptoneffekt und Photo- effekt ist es nicht moglich, die Abschirmung so dick zu machen, daB die Strahlung vollig absorbiert wird. Dies moge in Bild 3 an Hand eines Beispieles veranschaulicht werden. Dort ist das Winkelansprechvermogen eines kleinen Szintillationskristalls aufgetragen, der sich im Inneren in der Mitte eines dicken CsJ-Kristalls (Lange 22 em, 0 14 cm) befindet. Ein Loch in der Abschirmung dient als Kollimatorspalt mit einein Offnungswinkel von etwa & 30". Die CsJ-Abschirmung ist in Antikoinzidenz zum Detektor geschaltet. I n Bild 3 ist das Winkelansprechvermogen dieser Anordnung fur eine Cs137 (662 keV)

CsJ - Abschirrnung

r_l Gamma-Deteklor

14crn

Bild 3. Richtungsansprechvermo~en eines kleinen Szintillationsdetektors im Innern einer dieken CsJ-Abschirmung bei 662 keV (nach FROST und ROTHE (1962))

Gammaquelle aufgetragen. Trotz der dicken Abschirmung ist es nicht moglich, die storende Hintergrundsstrahlung hinreichend abzuschirmen. Bei hoheren Gamma- energien wird die Lackrate der Abschirmung noch groBer (bei 3 MeV z. B. um einen Fak- tor 2). Solche Anordnungen eignen sich nur fur Messungen unterhalb 200 keV. Ab- gesehen davon, dalj eine Abschirmung im Niederenergie-Gammabereich also nicht effektiv genug ist, hat sich herausgestellt, dalJ die zusatzliche Materie des Kollimators eine groBe Quelle fur Gamma-Storstrahlung ist, die dort durch Wechselwirkung der kosmischen Strahlung erzeugt wird. Aus diesen Griinden wurde bei fast allen einfachen Szintillationsdetektoren zur Messung der diffusen kosmischen Gammastrahlung auf eine Abschirmung verzichtet. Die Detek- toren waren demzufolge omnidirektional empfindlich und hatten im Prinzip das in Bild 2 dargestellte Aussehen. Solche Detektoren sind sowohl in Satelliten als auch an Ballonen geflogen worden.

a) Omnidirektional empfindliche Satellitenexperimente

Bisher gibt es fiinf Satelliten, auf denen solch einfache Szintillationsdetektoren geflogen worden sind. Es handelt sich hierbei urn die drei amerikanischen Satelliten Ranger I11 (METZGER et al. (1964)), ERS-18 (VETTE et al. (1970)) und Apollo XV (TROMBKA et al. (1973)) und um die beiden sowjetischen Satelliten Cosmos 135 und Cosmos 163 (GOLE- NETZKII et al. (1971)). Zunachst zu den drei amerikanischen Experimenten. Die wesentlichen Daten iiber die Detektoren sind in Tabelle 1 zusammengefal3t. Die Messungen wurden in allen drei Fallen in einer Entfernung von mehr als 100000 km von der Erde durchgefiihrt, so daB die Storstrahlung der Erdatmosphkre vernachlassig- bar war.


Tabel le 1

Typische Daten zu den drei amerikanischen Satelliten mit omnidirektional empfindlichen Szintillationsdetektoren

Satellit Startjahr Detektor Energiebereich Energiemessung

Ranger I11 1962 7 cm 0, 7 cm lang 0,07- 1 MeV 32 Kanale

ERS-18 1967 6,35 cm 0, 7,65 cm lang 0,25- 6 MeV 5 Kanale

Apollo XV 1971 7 cm 0, 7 cm lang 0,3-27 MeV 511 Kanale

Die Dimensionen der drei Experimente Rind fast identisch. Beim Ranger-111-Experiment wurde lediglich ein CsJ(T1)-Kristall verwendet, wahrend die beiden anderen Detektoren am NaJ(T1) bestanden. Die gemessenen Energieverlustspektren unterhalb 1 MeV sind fur alle drei Experimente fast gleich (siehe Bild 4).

CsJ (Tl)

NaJ (Tl)

NaJ (Tl)

A RANGER

Rild 4. Vergleich der geinesseiien Energieverlust- spektren von Ranger 111, ERS-18 nnd Apollo SV. (nach TROMBKA et ~ 1 . (1873)) Id

01 10 10 100 ENERGY (MeV)

6 V. SCHQNPELDER

Beiin Ranger-111-Experiment wurden hohere Energien gar nicht registriert ; das ERS-18- Experiment scheint nach Angaben der Autoren obcrhalb 2 MeV fehlerhaft gearbeitet zu haben ; nur beim Apollo-XV-Experiment wurden auch wesentlich hohere Energien gemessen. Es ist daher ausreichend, sich auf eine ausfuhrliehe Beschreibung und Dis- kussion des Apollo-XV-Experimentes zu beschranken. Apollo XV wurde im August 1971 geflogen. Gemessen wurde auf der uberfahrt von der Erde Zuni Mond. Dabei erschienen Erde und Mond unter einem Raumwinkel, der kleiner als 10-2ster war. Das Experiment selber konnte an einem Arm von maximal 7,60m Lange aus dem Mondfahrzeug herausgefahren werden, und die Lange konnte dabei vari- iert werden ; hierdurch konnte die lokal in der Mondfahre erzeugte Storstrahlung ab- geschatzt werden. Die Problematik bei diesen omnidirektional empfindlichen Szintillationskristallen liegt in der richtigen Abschatzung der Storstrahlung. Storstrahlung in NaJ-Detektoren entsteht einerseits durch Aktivierung der Atome im Kristall durch die kosmische Teilchenstrahlung. Dabei werden Radionuklide mit vorwiegend kurzen Halbwertszeiten erzeugt, die beim Zerfall y-Strahlung emittieren konnen. Auf Grund von Rechnungen und Messungen an Beschleunigern, die von FISHMAN (1972) und DYER und MORFILL (1971) durchgefuhrt worden sind, hat man heute ungefahre Vorstellungen von der spektralen Form und der GroDe dieser Storstrahlung. Eine genaue Messung dieses Effektes an der kosmischen StrahIung selbst ist schwierig und liegt bisher nicht vor. Aus den Untersuchungen von FISHMAN sowie von DYER und MORFILL hat sich ergeben, daD sich diese Storstrahlung hauptsbhlich im Energiespektrum zwischen 1 - 3 MeV bemerkbar macht. Zuni anderen entsteht Storstrahlung durch Wechselwirkung der kosmischen Strahlung mit dem Raumfahrzeug und mit dem Material, das den Detektor unmittelbar umgibt. Hierbei wird sowohl eine Kontinuums- als auch eine Linienstrahlung erzeugt. Die lokale Erzeugung im Raumfahrzeug konnte beim Apollo-XV-Experiment relativ gut bestimmt werden, indem die gemessenen Intensitaten bei unterschiedlicher Armliinge verglichen wurden. Die lokale Erzeugung in unmittelbarer Umgebung des Detektors (hierzu gehoren neben y-Quanten auch Neutronen, gegen die nicht diskriminiert werden kann) wurde vernachlassigt. Nach Angaben der Autoren sol1 ihr Beitrag keine Rolle spielen. In Tabelle 2 ist zusammengestellt, welchen Anteil die verschiedenen Beitrage an Stor- strahlung in zwei Energiebereichen beim Apollo-XV-Experiment ausmachen sollen. Wie man sieht, ist die gesamte Storstrahlung von der gleichen GroBenordnung wie der zu messende primare y-FluQ selbst, und hierin liegt offensichtlich die Problematik bei diesen omnidirektional empfindlichen Detektoren.

T a b e l l e 2

Zusammensetzung des Energieverlustspektrums beim Apollo. XV-Experiment (nach TROMBKA et al. (1973))

~~ ~

Komponente 0,6-3,5 MeV 3,5-9,0 MeV

Aktivierung im NaJ-Kristall 1598% 03% Linien-Erzeugung im Raumfahrzeug 15,9% 3,7% Kontinuums-Erzeugung im Raumfahrzeug 10,2yo 21,7%

gebung des Detektors 0 % 0 % Lokale Erzeugung in unmittelbarer Um-

Gesamte Storstrahlung Kosmische Gammastrahlung

Summe

Die diffuse kosmische Gammastrahlung n

Die griiRte Unsicherheit bei der Abschatzung der Storstrahlung liegt zweifellos im Ehergiebereich unterhalb 3,5 MeV, wo die Aktivierungsprozesse eine Itolle spielen. Ihr in Tabelle 2 angegebener Anteil an der Gesamtrate wurde folgendermaBen bestimmt : Von dem gemessenen Energieverlustspektrum (Bild 4) wurde ein normiertes Storspek- trum abgezogen, das die von FISHMAN und von DYER und MORFILL bestimmte Form hat. Die Normierung wurde recht willkurlich vorgenommen, namlich so, da13 das resultierende Photonenspektrum dann relativ glatt uber den ganzen Energiebereich verlauft. Das war dann der Fall, wenn nur ein Bruchteil der von Dyer und Morfill angegebenen Storintensi- tat abgezogen wurde. Wiirde man die von diesen Autoren angegebene gesamte Intensitat abziehen, so ware das resultierende Energieverlustspektrum zwischen 1 und 2 MeV Null. Das ist jedoch physikalisch nicht moglich, wenn es kosmische y-Quanten oberhalb 3 MeV gibt. Es ist daher offensichtlich, da13 fur die Bestimmung des kosmischen Pho- tonenspekt rums zumindest die Korrektur auf diese Aktivierungsprozesse recht unsicher ist. Das Photonenspektrum 1al3t sich uber die ,,Geratefunktion" aus dem Energieverlust- spektrum bestimmen. Die Durchfuhrung dieser Rechnung erfolgte nach einem von ADLER und TROMBKA (1970) beschriebenen Iterationsverfahren. Das Ergebnis ist in Bild 5 dargestellt. Die in Tabelle 2 aufgefiihrten Korrekturen sind bereits alle beriicksichtigt. Auffallig ist die Ausbeulung im Spektrum zwischen etwa 1 und 3 MeV, also gerade dort, wo die Aktivierungsprozesse eine gro13e Rolle spielen. Bei der Unsicherheit

n o n j Photonenspektr u m

1 0 - 5 5

0.1 I .o 10 100 Energie (MeV)

Bild 5. Photonenspektrum des Plpotlo-XV-Experimentes (TROMBRA et al. (1973)) iiach Anbri gung aller Korrekturen. Zum Vergleich ist das ERS-18-Spektrum eingezeichnet, van dem man aber heute weiB, dages oberhalb 1 MeV falsch ist. Ferner ist die geradlinige Extrapolation aus dem Rontgenbereich dureh die punktierte Linie angedeutet

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der Korrektur auf diese Prozesse mu13 die Frage nach der tatsachlichen Existenz dieser Beule zunachst offen bleiben. Die Autoren betrachten das in Bild 5 angegebene Photonen- spektrum daher auch nur als eine obere Grenze. Sie glauben jedoch nicht, daB das tat- sachliche Spektrum um mehr als 30% tiefer liegt. Zum Vergleich ist das Photonenspektrum des ERS-18-Experimentes eingezeichnet, das oberhalb 1 MeV wesentlich hohere y-Fliisse zeigt. Wie bereits angedeutet, sind die Auto- ren dieses Experimentes heute der Meinung, daB der Detektor oberhalb 2 MeV fehlerhaft gearbeitet hat. Ferner wurden bei der Konstruktion des Photonenspektrums keinerlei Korrekturen auf Aktivierungsprozesse und auf lokale Gammaerzeugung im Satelliten beriicksichtigt. Das ERS-18-Spektrum ist oberhalb 1 MeV offensichtlich falsch und liegt zu hoch. AuBerdem ist die geradlinige Extrapolation des diffusen Spektrums aus dem Rontgen- bereich oberhalb etwa 20 keV eingezeichnet. Dort laBt sich das Spektrum durch ein Potenzgesetz der Form 25 . lo3 (E/1 keV)-2J beschreiben (siehe z. B. PAL. (1973)). Ober- halb 1 MeV liegt das Apollo-XV-Spektrum sehr deutlich uber dieser geradlinigen Extra- polation. AbschlieBend sei noch bemerkt, daB von dem Apollo-XV-Experiment wegen der fehlenden Richtungsinformation naturlich nur die totale kosinische y-Strahlung gemessen werden konnte; hierbei kann es sich zum Teil um eine wirkliche diffuse Hintergrunds- strahlung handeln, zum Teil kann aber auch ein Beitrag von diskreten y-Quellen vorhanden sein.

Me Experimente auf den Satelliten Cosmos 135 und 163

Die beiden Experimente zur Messung der kosmischen y-Strahlung auf den sowjetischen Satelliten Cosmos 135 und Cosmos 163 waren identisch. Die Beobachtungen fanden in den Jahren 1966/1967 statt. Uer Detektor bestand aus einem 4 x4 cm2 groBen XaJ(T1)- Kristall, der allseitig von einer 5 mm dicken Antikoinzidenz aus Plastikszintillator umgeben war. Gemessen wurde im Energiebereich 0,3-3,7 MeV. Es standen 64 Energie- kanale zur Verfugung. Die Satelliten hatten eine sehr niedrige Bahn (Apogaum: GOO km, Yerigaum: 250 km), so daB die Strahlungsgiirtel vermieden wurden. Fur die Auswertung wurden nur MeB- werte herangezogen, die vor dem ersten Passieren der siidatlantischen Anomalie gewonnen worden sind. Auf diese Weise wurde die Storstrahlung durch Aktivierungsprozesse so klein wie moglich gehalten. Bei der Bestimmung der kosmischen y-Komponente haben die Autoren ausgenutzt , daB sich die Intensitat der storenden, atmospharischen y-Intensitat mit der geomagnetischen Breite andert. In Bild 6 ist zunachst ntot, die gesarnte integrale Zahlrate im Energie- bereich 0,4-2,5 MeV als Funktion der Abschneidesteifigkeit aufgetragen (Kurve 1). Ferner ist dort das Verhaltnis

n0,511 w1 = -

%tot

aufgetragen, wobei no,511 die geniessene Intensitat der 51 1-keV-Linie ist (Kurve 2 ) . Das Verhaltnis w1 hangt nur schwach von der Abschneidesteifigkeit ab. Die gesamte Zahlrate ntot setzt sich nun aus 3 Komponenten zusanimen, einer kosmischen, nkos, und einer atmospharischen, nat :

%tot = nkos + nat*

Von beiden Komponenten ist nur nat abhangig von der geomagnetischen Steifigkeit.

( 2 )


Die Autoren meinen, da13 die gesamte Intensitat der 51 1 keV-Linie atmospharischen Ursprungs ist; ferner nehmen sie an, daR sich die Intensitat der 511 keV-Linie in der gleichen Weise mit der geomagnetischen Steifigkeit andert wie die Kontinuumsstrahlung aus der Erdatmosphare. Dann mu13 das Verhaltnis

= const. %tot - %kos

unabhangig von der geomagnetischen Steifigkeit sein. Aus dieser Bedingung 1a13t sich nkos offenbar bestimmen.

- 0.15

- >

t 5 10 15

-geomagnet Steif igkeit Bild 6. Kurve 1 : Gesanitztihlrate ntotim Energieintervall0,4-2,5 MeV als Funktion der geomdrischen Steifigkeit. Kurve 2:

Das Verhaltnis u1 = n,,,l,/ntot als Fnnktion der geomagnetischen Steifigkeit (nach GOLENETZKII et al. (1971))

Solche Abschatzungen uber die kosmische y-Intensitat wurden fur verschiedene Energie- intervalle durchgefuhrt. Das sich daraus ergebende y-Spektrum betrachten die Autoren als eine obere Grenze, da sie eine mogliche Storstrahlung durch Aktivierungsprozesse nicht ganz ausschlieflen konnen. Das Spektrum liegt bei 2,5 MeV um einen Paktor 3 unter dem Apollo-XV-Spektrum. Beide Spektren sind in Bild 7 miteinander verglichen. Das Ergebnis der Cosmosfluge mu13 jedoch angezweifelt werden, da die wesentliche An- nahme nicht haltbar ist, da13 namlich die atmospharische Kontinuumsstrahlung sich in der gleichen Weise mit der geomagnetischen Steifigkeit andert wie die 51 1-keV-Linie. DANJO (1972) hat in einer theoretischen Arbeit den Transport von Photonen zwischen 0,2-0,75 MeV in der Atmosphare mit Hilfe einer Monte-Carlo-Rechnung verfolgt. Da- bei hat er gefunden, dafi Photonen, die in atmospharischen Tiefen von 100-200 g/cm3 entstanden sind, noch wesentlich zum Albedo-PluR beitragen. Allerdings ist der Beitrag bei der 51 1-keV-Linie ein anderer als bei der Kontinuumsstrahlung, und das liegt daran, da13 ein 511-keV-Photon nach einer einzigen Wechselwirkung auf dem Wege zum Rande der Atmosphare nicht mehr existiert, wahrend ein Kontinuumsphoton im Kontinuuni bleibt, nur mit verniinderter Energie. Die gleiche Intensitatsabhangigkeit von der geomagnetischen Steifigkeit fur die Albedo-Kontinuums- und fur die Albedo-Linienstrah- lung kann man daher nur erwarten, wenn das Anwachsen der atmospharischen y-Er- zeugung mit der atmospharischen Tiefe unabhangig von der geomagnetischen Steifigkeit ist. Das ist jedoch nicht der Fall. Aus Neutronenmessungen weil3 man namlich (SCHOP- PER et al. (1967)), dalS die Erzeugungsrate von Sekundiirteilchen in der Atmosphare lieineswegs bei verschiedenen geomagnetischen Steifigkeiten in gleicher Weise von der

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I -

I 1 1 1 1 1 I I 1 - - - -

Kosmos - - - - - - - - - - - - - - -

2 10-5 - - a - -

- - 10-6 - -

- - - -

1 0 - ~ I I l l I l l I I I


Also ist

(F) 15,5GV >1,8r:) 5,5GV

Das Verhaltnis no,511/nat bleibt also keineswegs konstant. Vielmehr wachst es rnit zu- nehniender Abschneidesteifigkeit . Fur die Auswertung der Cosmos-Daten wurde das letzten Endes auf einen hoheren Beitrag der primaren y-Komponente hinauslaufen, als von den Autoren angegeben. (In dieseni Zusammenhang sei noch bemerkt, da13 das Ver- haltnis aus Gamma- und Neutronenintensitat aueh keineswegs unabhangig von der geomagnetischen Steifigkeit ist, wie man dem spateren Bild 9 entnehmen kann.

b) Omnidirektional empfindliche Ballonexperimente

Eine Messung der diffusen kosmischen Gammastrahlung im Niederenergiebereich init oninidirektional empfindlichen Szintillationszahlern ist auch von Ballonen aus versucht worden. Man mi fit bei diesen Experimenten die Intensitat der y-Strahlung als Punktion der atmospharischen Tiefe. Fur die sekundaren, atmospharischen y-Quanten nimmt man in der oberen Atmosphare eine lineare Beziehung zwischen Intensitat I und Kestatmo- sphare t , gemessen in g/cm2, an: I = at, wenn a ein Proportionalitatsfaktor ist. Ein Abflachen der Intensitatskurve zum Gipfel der Atmosphare hin nimmt man dann als Beweis fur die Existenz einer primaren y-Komponente. Die bereits erwahnten Rechnungen von DANJO (1972) haben jedoch gezeigt, da8 hierbei Vorsicht geboten ist. Nach DANJO besteht nur dann eine Linearitat zwischen der atmospharischen Intensitat und der Restatmosphare, wenn der vertikale, nach unten ge- richtete y-Flu6 betrachtet wird. Die Intensitatskurven fur den totalen, omnidirektionalen Flu13 der atmospharischen y-Quanten sollen dagegen gerade zum Gipfel ein Abflachen zeigen und dieses Abflachen konnte dann als Primarstrahlung fehlinterpretiert werden. Das Abflachen sol1 durch y-Quanten hervorgerufen werden, die in groljeren atmospharischen Tiefen (bis 100 oder 200 g/cm2) erzeugt worden sind und zum Gipfel der Atmosphiire diffundiert sind. Die Hechnungen von DANJO konnen zwar in Einzelheiten kritisiert werden. Auf jeden Fall haben sie gezeigt, dalj eine geradlinige Extrapolation der atmospharischen Intensitat zum Rande der Atmosphare bei omnidirektional empfindlichen Detektoren nicht unproblematisch ist. Das Ballonexperiment von VEDRENNE et al. (1971) bestand am einem Stilben-, also einem organischen Szintillator mit den Abmessungen 2,5 x 2,5 cm2, der von einer dunnen Anti- koinzidenz aus Plastikszintillator umgeben war. Gemessen wurde im Energiebereich 0,7- 6 MeV. Neutronenereignisse konnten durch Impulsformdiskriminierung von y-Quanten unterschieden werden. Insgesamt wurden drei Ballonfliige durchgefiihrt, und zwar bei den geomagnetischen Breiten lo" K, 46" N und 62" K; dem entsprechen die Abschneidesteifigkeiten von 15,5 GV; 5,5 GV und 0,Y GV. Die Intensitatskurven der y-Quanten als Funktion der atmospharischen Tiefe sind in Bild 8 dargestellt. Bei hohen geomagnetischen Breiten liegen die MeIJwerte in der logarithmischen Darstellung tatsachlich alle auf einer Gera- den, bei 10' N zeigt die Kurve jedoch ein Abflachen zum Rand der Atmosphare hin. Dies Abflachen wird als Hinweis fur die Existena einer primaren y-Komponente ge- wertet. Bei hohen geomagnetischen Breiten ist die Intensitat der atmospharischen y-In- tensitat zu hoch, als da13 sich die Primgrintensitat schon bemerkbar machen konnte. Die Autoren haben nun auch die Intensitatskurven der gemessenen Neutronen als Funktion der Restatmosphare aufgetragen. Diese Kurven sind fur alle drei Breiten gerade Linien in einem doppelt logarithmischen Diagramm. Das Verhaltnis von y-htensitat zu Neutronenintensitat ist unabhangig von der atmospharischen Tiefe fur die Breiten 46"

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10 I I

3 - Restat mosphare [mbar]

Bild 8. Intensitiitskurven der y-Quanten im Energiebereich 0,7 -4,5 MeV als Funktion der atinosphjrischen Tiefe fur drei verschiedene geomagnetische Breiten. (VEDRENNE et al. (1973))

O' rb ;o 3'0 Ljo ;o $0 7'0 s'o 910 - Restatrnosphare [rnbarj

Bild 9. Das Verhiiltnis yon y-Ereignissen zu Neutronenereignissen als Funktion der Restatmosphiire bci drei verschiedenen geomagnetischen Breiten (YEDRENNE et al. (1971))

und 62" ; es nimnit jedoch fur 10" N zum Rande der Atmosphare hin zu; das ist in Bild 9 dargestellt. Der Anstieg ist allerdings nicht sehr signifikant, da es sich nur um einen MeBwert mit relativ grollem Fehler handelt. Solche Verhaltnisse wurden fur verschiedene Energieintervalle der y-Quanten gebildet. Die Extrapolation dieser Kurven zum Rande der Atmosphare lieferte die entsprechenden primaren y-Komponenten, aus denen dann das Energiespektrum der Photonen konstruiert wurde. Dies ist in Bild 10 dargestellt. Das Spektrum wird wieder mit dem Apollo-XV-Experiment und mit der geradlinigen Extrapolation aus dem Rontgenbereich verglichen. Oberhalb 3 MeV besteht Uberein- stimmung mit dem Apollo-XV-Ergebnis. Unterhalb 3 MeV liegt die Intensitat jedoch zum Teil erheblich unter den Apollo-XV-Werten. Die Autoren haben also versucht, um die Problematik der geradlinigen Extrapolation der atmospharischen y-Komponente Zuni Rande der Atmosphare dadurch herumzukommen, da13 sie die y-Intensitat mit der 7v eu- tronenintensitat verglichen haben, die rein atmospharischen Ursprungs ist. Es mu8 jedoch auch hier gefragt werden, ob dies zulassig ist; denn die Erzeugungs- und Absorp- tionsprozesse von y-Quanten und Neutronen sind sehr unterschiedlich und demzufolge mussen die Wachstumskurven nicht gleich sein. Unterschiedliche Wachstumskurven jedoch konnten ebenfalls zu einem Exzess fuhren.

Die diffuse kosmische Gammostrahlung 13

Aus Bild 8 geht klar hervor, daB die Steigungen der Wachstumskurven fur die y-Ziihlrate bei unterschiedlichen geomagnetischen Breiten nicht gleich sind. Mit Hilfe der Bilder 8 und 9 lassen sich auch die Xeutronen-Wachstumskurven rekonstruieren. Dabei stellt sich tatslichlich heraus, daB sie denen fur y-Quanten jeweils proportional sind (bei 10" N natiirlich nur oberhalb 10 mb). Das ist zwar erstaunlich in Anbetracht der unterschied-. lichen Erzeugungs- und Absorptionsprozesse von Seutronen und Gammaquanten, scheint damit aber die verwendete Methode zur Bestimmung des diffusen y-Flusses zu rechtfertigen. Unsicher bleibt hei diesem Experiment lediglich die statistische Signi- fikanz.

lo-6fl I , , I , , I , I ,I I O - ~

0. I 1.0 10 100 1000 - Energie ( M e V )

Bild 10. Vergleieh des primhen y-Spektruina nach VEDRESSE et al. (1971) mit dem Apollo XV-Spektrum und der geradlinigen Extrapolation BUS dem KOntgenbereich

SchlieBlich gibt es zwei fast identische Ballonexperimente von DAMLE et al. (1971) und (1972) einerseits und DANIEL et al. (1972) andererseits. In beiden Fallen besteht der Detektor aus einem NaJ(T1)-Szintillator der GroBe 7,6 cm x 7,6 cm. Im ersten Fall ist er jedoch unten und an der Seite von einer 15 cm dicken Abschirmung aus Plastik- szintillator umgeben, wiihrend er im zweiten Fall nur von einer dunnen Antikoinzidenz aus Plastikszintillator umgeben ist.

14 V. SOHONFELDER

Die Abschirmung der dicken Antikoinzidenz ist allerdings nicht sehr wirksam ; denn ein 1 MeV y-Quant erleidet nur in B?O/, der Falle eine Wechselwirkung in dem Joch; bei 4 MeV betragt die Wahrscheinlichkeit fur einen StoB nur 370/,. Die Richtcharakteristik ist also wesentlich schlechter als in dem Beispiel des Bildes 3. Der Detektor ist praktisch ebenfalls omnidirektional empfindlich. Mit beiden Experimenten wurde je ein Ballonflug in 8 "N geomagnetischer Breite durchgefuhrt. Erreicht wurden Flughohen von 6 bzw. 4,7 g/cm2 Restatmosphare. In beiden ,Fiillen wurden Wachstumskurven der y-Intensitiit als Funktion der atmospharischen Tiefe in verschiedenen Energieintervallen bestimmt. Im Fall von DAMLE et al. zeigten die Wachstumskmven ein Abflachen bei 6 g/cm2 Restatmosphare von 15%, bei DANIEL et al. war der Fffekt in 4,7 g/cm 10% groR. Die beiden resultierenden primiiren y-Spek- tren sind in Bild 11 eingezeichnet. Bei 5 MeV ist der von DAMLE et al. bestimmte FluR etwa zehnmal groIJer als der von DANIEL et al. Die Autoren fuhren diesen groRen Unter- schied auf lokale Erzeugung in der dicken Abschirmung zuriick. Prinzipiell sollte man sagen, daR die geradlinige Extrapolation der VC'achsturriskurven bei solchen omnidirektional empfindlichen Detektoren - wie wir bereits sahen - nicht

I

lo-'

10-6

t 1 10-7 ?

0.1 I .o 10 100 1000

--L Energie [MeV]

Bild 11. Photospektren von DAMLE et al., 1971 und DANIEL et al. (1972)imVergleichmit dem Apollo-SV-Experiment und mit der geradlinigen Extrapolation &us dem Rontgenbereich


unproblematisch ist. Der Arbeit von DANJO (1972) zufolge wurde, wenn man geradlinig extrapoliert, im Endeffekt ein zu hoher primarer y-FlulJ herauskommen. Dariiberhinaus gibt es jedoch Unklarheiten an der Auswertung der MeBdaten von DANIEL et al. Um das zu zeigen, ist in Bild 12 das Energieverlustspektruni dieses Ex- periments in 4,7 g/cm Restatmosphare mit dem vom Apollo-XV-Experiment verglichen. Die Detektoren sind beide fast gleich grol3.

Energieverlust - -, spektren

0.1 I .o 10

Bild 12. Vergleich der Energieverlustspektren der Experimente von DANIEL e t al. (1972) und Apollo I V (TROJIBRA et al. (1973))

Betrachten wir nur das hochste Energieintervall von DANIEL et al. zwischen 6,5 und 8 MeV! Die Rate des Ballonexperimentes betragt hier 7,5 x Ereignisse/cm2 s MeV die des Appolo-XV-Experimentes 3,5 x Beim Apollo-XV-Experiment stammen 74% der Ereignisse von primaren y-Quanten (vergleiche Tabelle 2). Beriicksichtigt man noch eine Absorption der y-Quanten in1 Material um den Detektor (knapp 10% nach Angaben der Autoren) und beriicksichtigt man ferner die 4n-Empfindlichkeit des Detektors, so kommt man auf eine Rate von 2,3 x Ereignissenlcm2 s ster MeV, die durch primare y-Quanten im Detektor hervorgerufen werden. Demgegeniiber sagen die Autoren DANIEL et al. da8 ihre Wachstums- kurven bei 5 g/cm2 ein Abflachen von 10% zeigen. (Ihre Wachstumskurven wurden leider nicht publiziert). Diese Komponente von 10% wird auf die primare y-Strahlung zuriickgefiihrt. Damit erhalt man in 4,7 g/cm Tiefe eine Rate von 0,75 x 10-3 Ereignissen/ em2 s MeV durch primare y-Quanten. Diese fallen aus der oberen Halbkugel ein. Der Beitrag der gerichteten primaren y-Strahlung am Gipfel ware 1,2 x 10-4 Ereignisse/ ems ster MeV, wenn keine Absorption in der Atmosphare beriicksichtigt wiirde. Wegen der in Wirklichkeit stattfindenden Absorption nimmt er jedoch fast den Wert des Apollo- XV-Experimentes von 2,3 x Tatsachlich geben DANIEL et al. in Bild 11 jedoch einen PluB an, der um einen Faktor 8 unter dem Apollo-XV-Wert liegt. Das ist verstandlich, wenn die Wachstumskurve bei dieser Energie nicht ein Abflachen von loyo, sondern nur von 1,2O/, gezeigt hatte. Ein derart kleiner Effekt wiirde aber weit unterhalb der statistischen Ungenauigkeit liegen

Ereignisse/cm2 s MeV.

Ereignissen/cm2 s ster MeV an.

16 V. SCHONFELDER

(siehe Fehlerbalken in Bild 12), und dann waren die angegebenen oberen FluBgrenzen in keiner Weise signifikant. Es ist nicht klar, auf welche Weise die Autoren so niedrige FluBwerte erhalten haben. Es niussen daher erheblicbe Zweifel an der Richtigkeit des Ergebnisses angemeldet werden. Das von DAMLE et al. bestimmte Spektrum mu13 ebenfalls mit Vorsicht betrachtet werden - es diirfte zu hoch sein - weil die geradlinige Extrapolation bei omnidirektional empfindlichen Detektoren wahrscheinlich nicht zulassig ist.

c) Das Comptonteleskop

Messungen von Gammaquanten im MeV-Bereich mit einem Comptonteleskop wurden vom Autor durchgefuhrt (SCHONFELDER et al. (1973 und 1974). Die y-Quanten werden uber zwei aufeinanderfolgende Comptonstofie nachgewiesen. Aus der Kinematik des DoppelstoBes erhalt man eine Information uber die Richtung der Gammaquanten - und das ist ein wesentlicher Vorteil dieses MeBprinzips gegenuber allen anderen Methoden im Niederenergie-Gammabereich. Das MeBprinzip ist in einem Schemabild in Bild 13 dargestellt. Die Apparatur besteht aus 2 groBen Plastikszintillatorblocken, einem oberen und einem unteren, die einen Ab- stand von 1,20 m voneinander haben. Ein Gammaquant wird durch zwei aufeinanderfolgende ComptonstoBe nachgewiesen. Dabei so11 der erste ComptonstoB stets im oberen Detektor erfolgen, der zweite im unteren. Diese Reihenfolge wird durch eine Flugzeit- messung gewahrleistet. Der Puls im oberen Detektor mufi 4 ns fruher kommen, als der im unteren Detektor. Urn geladene Teilchen von der Registrierung auszuschlieBen, sind beide Detektoren von einem Antikoinzidenzjoch umgeben, das in dem Schemabild des Bildes 13 jedoch nicht eingezeichnet ist. Bei jedem y-Ereignis werden die Pulshohen in beiden Detektoren gemessen; sie sind ein Ma13 fur die Energieverluste E,’ und E,” in den beiden Detektoren. Fur die Energie des primaren Gammaquant gilt die Beziehung :

E , = E,’ + E,’ (7)

wenn E,‘ die Energie des gestreuten y-Quants ist. Der Winkel g,, um den das y-Quant beim ersten ComptonstoB gestreut wird ist gegeben durch

moc2 moc2

E , EY cosg, = 1 - - + -.

Leider laBt sich E,‘ nur genahert aus E,” bestimmen, da es sich bei dem StoB im unteren Detektor meist nur um einen ComptonstoB handelt, bei dem das Gammaquant nicht vollig absorbiert wird. In einer ersten Naherung wird daher E,’ = E,” gesetzt. Anstelle der Gleichung (8) gilt dann:

moc2 moc2 E, Be’ + E,” ’

cos$5=1--+ (9)

Der Wert i j laBt sich bestimmen, da E,’ und E,” genau gemessen werden. Eine Rich- tungsempfindlichkeit des Detektors kann man dadurch erreichen, daiJ man nur Er- eignisse mit kleinen Werter, von betrachtet, z. B. i j < 30”. Wenn klein ist, ist der wahre Streuwinkel pl sogar noch kleiner. I n diesen Fallen wird das Gammaquant vorwiegend in Vorwartsrichtung gestreut. Gainmaquanten mit groBen Einfallswinkeln konnen jedoch aus geomagnetischen Griinden keinen kleinen Streu- winkel pl haben. Das ist der Grund fur die Teleskopwirkung des Experimentes. Die Korrektur auf die wahre Primarenergie des Gammaquants wird bei SCHONFELDER et al. (1973) beschrieben.

Die diffuse kosmische Gammastrahlung

' 1 Ee'B)

17

unterer Detektor

Symmetrie I achse I !

PM P.M

* I I I Plast ik -

szintillat. . \ .

PM

oberer Detektor

\ I \ I

\ I

I I E C

I \ I \ \ \

\

I I I \

\

Plast ikszintitlator I \

Prinzi p des Doppel- Compton-StoO- Detektors

Bild 13. Schemabild eines C'ornptonteleskops und Illustration des Doppel-Compton-StoBes

Xach diesem Meaprinzip wurde ein Comptonteleskop aufgebaut. Der obere Detektor hatte die Dimensionen 15 x 15 x 15 01113, der untere die Dimensionen 60 x 60 x 15 cm3. Mit Hilfe einer h'a24-Qammaquelle wurden zunachst Eichmessungen durchgefuhrt . (Na24 emittiert gleichzeitig zwei Gammaquanten bei 1,35 MeV und 2,75 MeV). Bild 14 zeigt das gemessene Energiespektrum fur Einfallsrichtungen der Gammaquanten von

2 ZeitSChTift ,,Fortsehritte der Physik", Heft 1

18

A v a h l ISOkrV

V. SCHONFELDER

Bild 14. Mit dem Comptonteleskop gemessene Energieverteilung von NaZ4-Gammaquanten. Einfallswinhel ~ a r 0 ' (links) und 30" (rechts). Es uurden nur Ereignisse mit ?# < 30" betrachtet (nach SCH~NFELDEK et al. (1973))

6 = 0" und 6 = 30". (Auswahlkriterium war < 30"). Die Energieauflosung bei %,7 MeV betragt 40% volle Halbwertsbreite. Bild 15 zeigt die Richtungscharakteristik des Teleskops, ebenfalls bei 2,75 MeV und bei der Beschrankung p) < 30". Der Halboffnungswinkel auf halber Hohe betragt 20'.


Die Nachweiswahrscheinlichkeit von vertikal einfallenden Gammaquanten ist bei der Beschrankung ijj < 30" von der GroBenordnung 0,5%. Bild 16 zeigt den effektiven Geo- metriefaktor des Experimentes als Funktion der Energie. Diese Abhangigkeit wnrde mit Hilfe einer Monte-Carlo-Rechnung gewonnen. Der MeDpunkt bei 2,75 MeV ist eingezeichnet. Gammaquanten, die ihren ersten ComptonstoB im unteren Detektor haben, und dann nach oben in den oberen Detektor gestreut werden, werden durch das Flugzeitsystem von der Registrierung ausgeschlossen. Bild 17 zeigt die Flugzeitverteilung fur beide

- Messwert

. % e 1.2 - .--I-. . . . . . . . . . . .. /

XI.0 I - I I b

2; 0.8- .. I 0 I

I I$ < 30° e .. -. .c

.- i O 6 - E 2 0.4- (3

I I I I I I 1 I I I I

X 1.0 1 06

E 2 0.4 (3

- Messwert

. .--I-. . . . . . . . . . . .. /

I I I I I I I$ < 30°

.. .. -.

0 I 2 3 4 5 6 7 8 9 10 I I 12 13 - EY [M ev]

Bild 16. Effektiver Geometriefaktor des Comptonteleskops auf Grund einer Monte-Carlo-Rechnung. Ein Xellwert bei 2,75 MeV ist eingezeichnet. (q < 30") (SCH~NFELDER et al. (1974))

[Anzahl / min]

30

20

10

r- I I

r -J

I I I I -1

I I I I I I

L-l l1J I

1

I I I I I 1 I

-9.1 -6.5 -3.9 -13 0 13 3 9 6.5 9.1

t [nsec]

Rild 17. Flugzeitverteilung fiir Gammaquanten, die den ersten ComptonstoB im oberen Detektor erleiden (rechts) und solche, die den ersten StoB im unteren Detektor erleiden (links). (siehe SCHONFELDER e t al. (1973))

2*

20 V. SCHONFELDER

Arten von Ereignissen: solche, die den ersten ComptonstoB oben hatten (rechts) und solche, die den ersten StoB unten hatten (links). Mit diesem Teleskop wurde im Februar 1973 ein Ballonflug von Palestina in Texas durchgefuhrt. Es wurde eine Flughohe von 2,4 g/cm2 Restatmosphare erreicht. I n dieser Hohe hielt sich der Ballon fur 3 Stunden auf ; in den nachsten drei Stunden wurde der Ballon langsam bis zu einer Tiefe von 9 g/cm2 heruntergelassen. Danach wurde der Flug beendet. Bild 18 zeigt zunachst die Flugzeitverteilung der wiihrend des Fluges registrierten Er- eignisse; und zwar in zwei Energiebereichen: 1- 1,5 MeV und 3-5 MeV. Registriert wurden uberhaupt nur Ereignisse mit Flugzeiten zwischen et,wa 0 und +9 ns, das sind

Anrahl Anzahl

I 5 0

50

I

400 -

300 -

200 -

100 ;

J I I I

I I

I I I

r-a

I

I I I

I

3-5 MeV

-0,6 +2,0 +4,6 +7,2 -0,6 +2,0 4.6 +I2 Bild 18. Ergebnis eines Ballonfluges rnit dem Comptonteleskop (SCH~NFELDER et al. (1974)): Vergleich der gemessenen

Flugzeitverteilung wZLhrend des Ballonfluges (ausgezeichnete Linie) mit denen &us den Eichmessungen (gestrichelt gezeichnet). Fiir die Auswertuug wurden nur Ereignisse mit Flugzeiten oberhalb 2 ns (1 -3 MeV) bzw. 3,3 ns (3- 10 MeV) beriicksichtigt

nach Bild 17 im wesentlichen solche Ereignisse, die ihren ersten ComptonstoB im oberen Detektor hatten. Dieser wiihrend des Ballonfluges gemessenen Flugzeitverteilung wurde die Verteilung aus den Eichmessungen (Bild 17) iiberlagert (gestrichelt gezeichnet). Bei der weiteren Auswertung der Daten wurden nur solche Ereignisse beriicksichtigt, die im rechten Teil der Flugzeitverteilung liegen; das sind im Energiebereich 1-3 MeV die Ereignisse mit Flugzeiten oberhalb 2 ns und im Bereich 3- 10 MeV die Ereignisse oberhalb 3 3 ns. Die Beschrankung auf diese Ereignisse wurde bei der Nachweiswahr- scheinlichkeit entsprechend beriicksichtigt. Fur diese Kategorie von Ereignissen wurde nun die Gammazahlrate als Funktion der a tmospharischen Tiefe bestimmt. Das Ergebnis ist in Bild 19 dargestellt. Beriicksichtigt wurden alle Ereignisse im Energiebereich 1-10 MeV, die die Bedingung < 30" er- fiillen. Das Abflachen der Kurve zum Rand der Atmosphare wurde zunachst als Hinweis fur die Existenz einer kosmischen y-Komponente gedeutet. Urn den Anteil an sekundaren,


J (p < 30’

I - 10 MeV

\

\ ‘. /

/ /

/ /

I I I @ I 1 I t c l I , I I

10 ‘ 10 * 10 atmosphiirixhe Ttete [glcrny

Bild 19. Wachstumskurve des Comptonteleskops fur alle Gammaquanten im Energiebereieh 1,- 10 XeV, die die Bedingung p < 30” erfullen (SCHONFELDER et al. (1974))

in der Atmosphare erzeugten Gammaquanten abziehen zu konnen, wurde diese Kompo- nente auch hier durch eine gerade Linie approximiert, die durch die MeSpunkte zwischen 25 und 90 g/cm2 bestimmt ist. Das ist gerechtfertigt, weil durch das Teleskop nur die vertikale Komponente gemessen wurde (DANJO (1972)). Da die primgre Komponente in der Atmosphiire exponentiell durch Absorption ab- geschwacht wird, wird fur die Gesamtzahlrate R der Ansatz

R = at + be-tlr (10)

gemacht, wohei ‘G die mittlere Absorptionsliinge der Gammaquanten in Luft sein soll. Der erste Summand beschreibt die atmospharische Komponente, der zweite die Priniar- komponente. Die beste Anpassung dieses Ansatzes an die MeBwerte erhiilt man fur die Konstanten a = 0,33 & 0,03 min-l g-1 em2, b = 2,0 f 0,2 min-1, t = 14:; g em-2. Solche Wachstumskurven wurden nun fur verschiedene Energieintervalle bestirnixit. Bild 20 zeigt als Beispiel die Kurve fur den Energiebereich 3-5 MeV. Detaillierte Untersuchungen von WHITE und SCHONFELDER (1974) haben nun jedoch gezeigt, da13 nicht das gesamte Abflachen der Wachstumskurve durch kosmische y-Quan- ten geklart werden darf. Vielmehr kann es teilweise durch Wechselwirkungen atmospharischer Albedoneutronen erklart werden, die im oberen Detektor einen inelastischen Sto13 mit den Kohlenstoffkernen erleiden. Es handelt sich dahei um Reaktionen vorn Typ (n, n’y) und (n, xy), wobei x ein geladenes Teilchen ist (p, d, oder t). Das sekundare Neutron oder das geladene Teilchen x konnen auf indirekte bzw. direkte Weise das Signal im oberen Detektor liefern, wahrend das y-Quant im unteren Detektor das zweite Signal liefert.

22 V. SCK~~NFELDER

Anzahl IMin.

I 10 100 1000 Rest ot rnosphiir e[$k m2]

Bild 20. Wachstumskurve des Comptonteleskops im Energiebereich 3- 5 MeV (SCH~NFELDER et al. (1974))

Die mittleren Flugzeitwerte fur die (n, xy)-Reaktionen sind dieselben wie fur Doppel- ComptonstoBe. Die Werte fur (n' n'y)-Keaktionen sind jedoch kurzer und daher konnen sie teilweise von den echten Ereignissen unterschieden werden. In der folgenden Tabelle (nach WHITE und SCHONFELDER (1974)) ist zusammengestellt, inwieweit das Abflachen der Wachstumskurve durch inelastische Neutronen-Wechsel- wirkungen hervorgerufen wird. Dabei wurden nur solche Reaktionen berucksichtigt, die die tp- und die Flugzeitbedingungen erfullen: Nachdem dieser Beitrag zu den Wachstumskurven berucksichtigt war, konnte das Energiespektruni der kosmischen Photonen mit Hilfe des Geometriefaktors der Appara-

T a b e l l e

Beitrag der inelastischen Neutronen- Wechselwirkungen zum Abflachen der Wachstumskurve

Art der Reaktion Energieintervall ~ ~~

1-3 MeV 3 - 5 MeV 5-10 MeV 1-10MeV

Die diffuse kosmische Gammastrahlung 2 :3

tur bestimint werden. Das Ergebnis in Bild 21 dargestellt - wieder im Vergleich mit dem Apollo-XV-Experiment und mit der geradlinigen Extrapolation aus dem Rontgenbereich. Die Ergebnisse von Apollo XV und vom Comptonteleskop stimmen unterhalb 3 MeV etwa uberein, sind jedoch zwischen 3 und 10 MeV um einen Faktor 2 unterschiedlich. Das Comptonteleskop hatte seine maximale Flughohe erreicht, als Cyg-X 1 in etwa gerade kulminierte (nur 3" Abweichung vom Zenith in Palestine). Wahrend der nachsten sechs Stunden hat sich die Zahlrate der primaren Gammaquanten praktisch nicht geandert,

N

E U

C 0 C 0

\

2 n

x v

t 1 u6u 6 7 0.1 1.0 10 I00 1000

- Energie [MeV ] Bild 21. Primhres Gammaspektrum, gemessen mit dem Comptonteleskop (SCH~BFELDER et sl. 1974) im Vergleich mit dem

Apollo-XV-Experiment und cler geradlinigen Extrapolation aus dem Rhtgenbereieh

wie aus Bild 22 hervorgeht. In den ersten drei Stunden nach Erreichen der Flughohe blieb der Ballon auf konstanter Hohe, danach wurde er langsam innerhalb der nachsten drei Stunden bis auf 9 g/cm2 Restatmosphare heruntergelassen. Zieht man von der Gesaintzahlrate den mittleren atmospharischen Anteil ab, so wie er sich aus Bild 19 ergibt, und beriicksichtigt man die Absorption der primaren Quanten in der Restatmo- sphare, so bleibt fur die Primarkomponente ein Beitrag ubrig, der im Mittel wahrend der ganzen sechs Stunden konstant ist (dieser Anteil ist in Bild 22 eingezeichnet).

24 V. SCHONF~DER

-

Stundcnna+Start- 10 9 8 7 6 5 4 3 1 1 I

Tatsiichlich miissen die in Bild 22 angegebenen Raten noch um den annahernd konstanten Beitrag von 24.4 verringert werden (0,48 Ereignisse pro Minute), uni den Beitrag der inelaatischen Neutronen-Wechselwirkungen auszuschalten. Die Himmelskoordinaten der Teleskopachse waren zu Beginn der Messung in Gipfelhiihe +32" Deklination und 20 h hstaazension, am Ende der Messung +32" Deklination und 2 h Deklination ; dementsprechend wurden galaktische Breiten zwischen blI = 0' und -30" iiberdeckt. Damit konnte gezeigt werden, daB unsere Galaxie zumindest in der Cygnus-Gegend keine starke Gammakomponente abstrahlt, und daB die diffuse Strah- lung iiber diesen kleinen Bereich des Himniels konstant ist.

- I

h6he (8 Ytunden nach den1 Ballonstart) war dle Teleskokhne auf dle Cygnua-Geaend aungerlchtet (0 . - 3'2'. a = 20 h). Der Krela marklert den empflndllchen Raumwinkel den Teleskops (20" H\VHM nach Bild 15) L'nten: Primha Qammadhlrate ah Funktlon der Zelt nach dem Ballonstart. Berllckslchtigt wurden ullc Errin- nlsne rwlschen 1 und 10 MeV. die dle Bedlngung p < 90" erfnUen. Der p r l m h Antell (korrlglert nut 0 g C I I ~ * ) wurdebeetlmmt,lndemdermlttlereatmospMrlsche Antellnsch Blld 19 vonder GenamtzBhlratesubtrahit*rt ~ u r i l r Um den ElnfluB der lnelastlschen Neutronenst6De ausruschalten, mu0 zunlitzllch eln konstanter Beltrnr \oil (0.48 ErelgnIsee/Mln.) von den ZBhlraten abgemgen werden

2) Detektoren im Hochenergie-Gamniabereich

Oberhalb 10 MeV werden die y-Quanten praktisch nur noch iiber den Paareffekt nac.11- gewiesen. Die Grenze ist natiirlich nicht sehr scharf, einige Siederenergieexperiniente erstrecken sich noch bis zu hoheren Energien (z. B. das Apollo-XV-Experiment). Unterhalb 10 MeV gibt es jedoch keine Detektoren, die auf dem PaarbildungsprozeB berulien. Der PaarprozeB ist fur den Yiachweis der y-Quanten sehr geeignet, da die erzeugten Elektronen und Positronen in der charakteristischen V-Form in Flugrichtung tles ur- spriinglichen Quants davonfliegen. Aus dieser V-Form laBt sich die Richtung uncl - in gewissen Grenzen - auch die Energie des y-Quants bestimmen.


In der ersten Generation von y-Experimenten, die auf dem PaarbildungsprozeB beruhen, wurden einfache Zihldetektoren benutzt, in denen ein Paarereignis nur durch Ziihlimpulse und eventuell durch Pulshohen angezeigt wurde, in denen die Bahnen von Elektronen und Positron jedoch nicht sichtbar gemacht wurden. Das leistungsfahigste und komplexeste Experiment dieser Art ist das von KRAUSHAAR et al. (1972), das 1967/68 auf dem OSO-111-Satelliten geflogen wurde und das die ersten bedeutenden Ergebnisse der y-Astronomie iiberhaupt geliefert hat. Dieses Experiment ist in einem Schemabild in Bild 23 dargestellt. Die vier Lagen aus CsJ- und Plastikszilla- tormaterial im oberen Teil dienen als Konverter fur die y-Quanten und sind gleichzeitig Teil eines Teleskopes, das einen Einfallskegel fur die y-Quanten definieren soll. Die zweite Halfte dieses Teleskopes bildet ein Cerenkovzahler, der nur auf von oben kommende Teilchen anspricht. Ein y-Ereignis wird angezeigt durch eine Koinzidenz zwischen

Anti koinr idenr \

GAMMA Want

i PL ASTI K

I PLASTIK 1

n I PLEXIGLAS

P L A S T I K

KONVE RTER

C E R E N KOV - ZAHLER

ENERGIE DISKRIMINATOR

Bild 23. Schemabild des y-Experiments von KRAUSHAAR et al. (1972). Awflihrliche Beschreibung im Text

dem oberen Szintillatorblock und dem Cerenkovzahler. Der untere Teil des Experimentes besteht aus abwechselnden Lagen aus NaJ-Szintillatoren und Wolframplatten. Mit Hilfe dieses Teiles 1aBt sich eine grobe Information iiber die Energie des y-Quants gewinnen, indem man die Reichweite des Paares bzw. der elektromagnetischen Kaskade verfolgen kann. Das ganze Detektorsystern ist von einer sehr wirksamen Antikoinzidenz aus Plastikszintillator umgeben, uni geladene Teilchen von der Registrierung auszuschliefien. Dieses Experiment konnte y-Quanten oberhalb 100 MeV nachweisen. Durch das Teleskop wird ein empfindlicher Raumwinkelbereich fur die y-Quanten von In der zweiten Generation von y-Experimenten im Hochenergiebereich werden die Bahnen von Elektron und Positron sichtbar gemacht, und das geschieht in Funken- kammern. Das hat den groBen Vorteil, da13 man an dem Bild sofort erkennt, ob es sich

15" definiert.

26 V. SCH~NFELDER

1 lrigpcrtrkrkop: 1 Plartic-Scintilotiin52iihlrr 2 Pkxigbs -Cerenkov*r

um ein wirkliches Paarereignis handelt. Ein Lecken der Antikoinzidenz kann z. B. nicht fehlgedeutet werden; bei reinen ZLhlexperimenten ist die Gefahr hierfur groB, da die Rate der geladenen Teilchen etwa lO3mal groBer ist als die y-Rate. Die vielen existierenden Funkenkammerexperimente haben im Prinzip alle den gleichen Aufbau. Dieser sei an Hand des MPI-Ballonexperimentes (MAYER-HASSELWANDER et al. (1972)) an dem Schemabild von Bild 24 erlLutert. Das Kernstuck des Detektors bildet der Funkenkammer-Block; er besteht in diesem Fall aus zwei Teilen, einem oberen und einem unteren. Der obere Teil setzt sich &us 13 Wolframplatten zusammen: 0,114 mm dick und jeweils 12,4 mm voneinander ent- fernt. Diese Platten dienen als Konverter fur die y-Quanten. Zwischen zwei Wolfram- platten befindet sich jeweils eine Drahtfunkenkammer. Der untere Teil besteht aus vier Draht-Punkenkammern ohne Wolframplatten dazwischen.

Antikdnridrnz - Plastikszi ntilator

i lOOOcm* Gammainstnment M1:5

i

I /I 44

~

Bild 24. Beispiel f i r ein Funkenkarnmerexperiment znm Nachweis hochenergetischer y-Strahlung. (1) : Szintillationsziihler, ( 2 ) : Cerenkovzihler (ROTHERIEL (1973))


Zwischen den beiden Funkenkammerblocken ist ein dunner ( m 2 mm) Plastikszintilla- tionszahler, der zusammen mit dem Cerenkovzahler (unten) ein Teleskop definiert. Im Pall einer Koinzidenz zwischen diesen beiden Zahlern werden die Funkenkammern ge- triggert. Geladene Teilchen werden wieder durch ein groBes Antikoinzidenzjoch von der Registrierung ausgeschlossen. Es werden also nur solche y-Quanten ausgewahlt, die im oberen Funkenkammerblock ein Paar erzeugt haben ; mindestens eines der beiden Teil- chen - Elektron oder Positron - mu13 den Cerenkovzahler zum Ansprechen gebracht haben. Derartige Experimente sind in vielerlei Modifikationen entwickelt worden. Es wurden sowohl Drahtfunkenkammern, die digital ausgelesen werden konnen, als auch optische Funkenkammern verwendet. Aus dem Funkenkammerbild eines Paarereignisses laBt sich einerseits die Einfallsrichtung des y-Quants bestimmen. Die Winkelauflosung betragt in typischen Experimenten etwa 2" bei 100 MeV und andert sich proportional zu E-213 mit der Energie. Zum anderen 1aBt sich jedoch auch eine grobe Information uber die Energie des y-Quants erhalten, einmal am dem Paaroffnungswinkel a, denn im Mittel gilt = l/Ey ; zum anderen aus der Viel- fachstreuung der Elektronen an den Coulombfeldern der durchsetzten Materie. Der niittlere Vielfachstreuwinkel I/e" eines relativistischen Elektrons der Energie E , das einen Weg von t Strahlungslangen durchsetzt hat, betrligt

Die Cienauigkeit, mit der sich der Paaroffnungswinkel ac und die Einfallsrichtung eines y-Quants bestimmen lassen, wird durch die Vielfachstreuung begrenzt. Das Energieauflosungsvermogen von Funkenkammerexperimenten betragt etwa 60% bei 100MeV. Derartige Experimente sind sowohl an Ballonen als auch auf Satelliten geflogen worden. I m folgenden sollen die Ergebnisse aus diesen Beobachtungen beschrieben und diskutiert werden. Sofern nur obere Grenzen bestimmt werden konnten, die inzwischen iiberholt sind, werden diese Experimente im folgenden nicht beriicksichtigt. Hierzu gehoren die reinen Ziihlexperimente von BRATOLYUBOVA et al. (1970) und VALENTINE et al. (1970) sowie die Funkenkammerexperimente von FRYE und WANG (1969) und KINZER et al. (1971\.

a) Ballonexperimente

Bei allen Ballonexperimenten mi 13t man die Rat'e des vertikalen Flusses als Punktion der ltest,atmosphBre. Die atmospharische Komponente nahert man in der oberen Atmosphare durcli eine Gerade ini doppelten linearen Diagramm an. Einen Exze13 der Rate uber dieser geradlinigen Extrapolation zum Gipfel der Atmosphare hin deutet man als Beweis fur die Esistenz einer Primarkomponente. Die geradlinige Extrapolation ist zulassig, da nur der Vert'ikalflulS gernessen wird. Derart ige Messungen wurden mit dem in Bild 24 beschriebenen Experiment des Max- Planck-Institutes in Garching durchgefuhrt (MAYER-HASSELWANDER et al. (1972), und HERTERICH et al. (1973)). Die Autoren konnten erstmals einen Flu13 der diffusen Primar- komponente zwischen 30 und 50 MeV angeben. Insgesamt wurden drei Ballonfliige von Palestine in Texas durchgefuhrt. Bild 25 zeigt die Wachstumskurve fur einen dieser Fliige, der am 2. Juli 1972 stattfand. Berucksichligt wurden bei der Auswertung nur klar sichtbare Elektronenpaare. Der Ballon erreichte eine Hohe von 1,7 g/cm2. Der ExzelS der y-Rate in dieser Hohe uber der geradlinigen Extra- polation ist deutlich und signifikant (8 Standardabweichungen).

28 V. SCHONFELDER

Das Geriit wurde inzwischen sehr griindlich an einem y-Strahl im Energiebereich zwischen 20 MeV und 500 MeV geeicht. Der beobachtete ExzeB am Rande der Atmosphare ist gleichbedeutend mit einem primairen y-FluB von

1(40 MeV) = (4,4 & 1,5) x Phot,onen/cmZ s ster MeV (11)

bei 40 MeV. Dabei ist angenommen, daB das differentielle y-Spektrum die Form E-S hat, wobei /3 einen Wert zwischen 2 und 3,5 annehnien kann.

I ' ' """" ' " """ ' 1

100 10' 1 0 2

Restatmospharc [gemA2 ] Bild 25. Wachstumskurve der y-Rate als Funktion der Restatmosphare (MAYER-HASSELWANDER et al. (1972))

Die angegebenen Fehlergrenzen in Gleichung (1 1) resultieren einerseits aus einer Un- kenntnis des wirklichen Wertes von ,8, zum anderen ist die Ungenauigkeit der Eich- messungen beriicksichtigt ; auBerdem war ein moglicher Beitrag zur Gesamtrate durch lokale Erzeugung von y-Quanten im Gehause iiber dem Detektor nicht auszuschlieBen. Die Autoren haben ferner denVertikalfluB der atmospharischen y-Komponente bestimmt und fanden vollige ubereinstimmung mit dem theoretisch von BEUERMANN (1971) be- rechneten PluB. Sie sehen hierin eine Bestatigung fur die Zuverlassigkeit ihrer MeBergeb- nisse. Der beobachtete ExzeB zeigte keine Abhangigkeit von der galaktischen Breite, obwohl die Messungen sich bis zu brr = 40" erstreckten. Das deutet auf einen extragalaktischen Ursprung hin. Ahnliche Experimente im gleichen Energiebereich wurden inzwischen von AGRINIER et al. (1973), SHARE et al. (1973) und HOPPER et al. (1973) durchgefuhrt - zum Teil mit sehr abweichenden Ergebnissen. AGRINIER et al. haben 197 1 einen Ballonflug von Aire-sur-1'Adour in Frankreich und 1973 zwei Ballonfliige von Brasilien aus gestartet. Iin ersten Pall betragt die Abschneide- steifigkeit 5,4 GV, im aweiten Fall 12 GV. In den beiden Brasilien-Flugen wurde ein deutlicher ExzeB in der y-Rate am Gipfel der Atmosphare gemessen. Der ExzeB in dem Plug bei kleiner Abschneidesteifigkeit war nicht so deutlich. jedoch vorhanden. Die Nachweiswahrscheinlichkeit der Apparatur fur y-Quanten war nur fur vertikale Ein- fallsrichtung bekannt. Daher muete der effektive Geonietriefaktor indirekt bestimmt


werden. Dies geschah, indem die gemessene atmospharische Ereignisrate mit den be- rechneten y-Flussen von BEUERMANN (1971) verglichen wurde. Fur die primare y-Komponente bei 20 MeV geben die Autoren einen Flub an von:

1(20 MeV) = (1,3 & 0,4) . 10-4/cm2 s ster MeV. (12)

Dabei wurde angenommen, daI3 das differentielle Spektrum - J E - ~ verlauft.

Paa r erei gn isse lsec t 0.7

0.6

0.5

0.4

0.3

0.2

0. I

x Flug 11.3.1973 Flug 22.3.1973

Restat mosphiirt (mbar) - . / 0 , .

0. I I I 1

0 5 10 15 20 Bild 26. Wachstumskurve der y-Rate fur die zwei Ballonflage in Brasilien van AORINIER et al. (1973)

Da das fur die Eichung der Apparatur benutzte atmospharische y-Spektrum flacher als ,VE-~ verlauft, ist der benutzte Geometriefaktor bei kleinen Energien moglicherweise zu klein. Die Autoren meinen daher, daB der angegebene primare FluBwert eher zu hoch als zu tief liegt. Eine mogliche lokale y-Erzeugung in der Apparatur kann zwar nicht ausgeschlossen werden. Der Beitrag diirfte allerdings nicht wesentlich sein, da sonst der ExzeB bei der Abschneidesteifigkeit 5,6 GV doppelt so groB sein miiBte wie bei 12 GV; das wird nicht beohachtet. Die Teleskopachse war wahrend der Brasilien-Messungen auf Bereiche in der Nahe des galaktischen Zentrums ausgerichtet. Es wurden bei der Auswertung zwar nur Me& perioden beriicksichtigt, in denen die Achse mindestens 10" vom galaktischen Zentrum wegzweigte, ein moglicher Beitrag von der Galaxie ist jedoch nicht auszuschlieflen. Obwohl die Autoren einen echten Flu8 fur die primare y-Intensitat angeben, scheint es - ihren eigenen Argumenten folgend - vernunftiger zu sein, diesen Wert eher als eine obere Grenze anzusehen. Das Ballonexperiment von SHARE et al. (1973) unterscheidet sich insofern von den anderen. als die y-Quanten nicht innerhalb der Funkenkammern in ein Elektron-Positron Paar konvertieren, sondern in einer Eniulsionsplatte, die sich uber der Funkenkammer befindet. Die Paare konnen an Hand der Funkenkammerbilder bis zu ihrem Entste-

30 V. SCROXFELDER

hungspunlrt in der Emulsion zuriickverfolgt werden. Das Experiment ist bereits bei 10 MeV empfindlich. 1971 wnrden ewei Ballonfliige von Argentinien bei einer Abschneidesteifiglieit von 11,5 GV durchgefuhrt. Bild 27 zeigt die Wachstuiiiskurve dieser Fliige fur saubere Paarereignisse. Ebenfalls eingezeichnet ist die Intensitatskurve von einein Flug in Texas (4,5 GV) aus den1 Jahre 1969.

LO

- - 'C .- 30 E

e a urn

-

10 - 0.1

5 10 15 20 25 30 35 10 45

RESTATMOWHARE g /em2

Bild 27. Wachstumskurve der Ballonfliige (11.5 GV) durchgefiihrt

von Share et al. (1973). Die Fliige wurden von Texas (4,5 GV) und Argentinien

Die Kurve bei der Abschneidesteifigkeit 11,5 GV zeigt einen signifikanten ExzeB (3,5 Standardabweichungen). Bei dem Texasflug ist die statistische Unsicherheit zu grol3 ; innerhalb der Fehlergrenzen sind beide Ergebnisse jedoch konsistent Me Nachweiswahrscheinlichkeit der y-Quanten als Funktion der Energie und des Ein- fallswinkels wurde mit Hilfe einer Monte-Carlo-Rechnung bestimmt ; die Ergebnisse konnten durch Eichmessungen bei 25 und 55 MeV bis auf eine Unsicherheit von 207/, verifiziert werden. Der beobachtete ExzeB am Gipfel der Atmosphare entspricht einem primiiren y-FluB bei 30 MeV von

I(30 MeV) = 3,5 10-5/cni2 s ster MeV, (13)

wenn man ein - E-2-Spektrum zugrunde legt. Dieser Wert wurde 1972 von den Autoren als wirklicher Flul3 publiziert. Inzwischen haben die Autoren jedoch eingehende Untersuchungen durchgefuhrt, die gezeigt haben, dal3 der ganze ExzeB moglicherweise durch Hintergrundseffekte erklart werden konnte. Daher betrachten sie den Wert heute nur noch als obere Grenze. Als Quellen fur die Hintergrundsereignisse kommen einmal Elektronen in Frage, die von der Seite durch die Offnung der Antikoinzidenz (siehe Bild24) in die Apparatur ein- dringen, zunachst nach oben zur Emulsion fliegen und dort zuriickgestreut werden, SO

daB ihre Bahn wie ein Paarereignis erscheint. Zuni anderen kann es sich um y-Quanten handeln, die von unten kommen und im Plexiglas-Cerenkovzahler konvertieren. Da der Cerenkovzahler nur einen Bruchteil der von unten konimenden Teilchen zuruckweist,

Die diffuse kosmische Gammastrnhlung 31

kann es wieder ZLI einein scheinbaren Paarereignis konimen, wenn das Elektron in der Emulsion zuruckgestreut wird. Nach Angaben der Autoren konnten beide Prozesse zusanimen den ganzen beobachteten ExzeD erkliiren. Ini Gegensatz zu den bisher beschriebenen drei Ballonexperimenten beobachteten HOPPER et al. (1973) keinen ExzeB in der y-Rate bei ihren Ballonfliigen, die 1972 in Australien (9 GV Abschneidesteifigkeit) durchgefiihrt worden sind. Gemessen wurde nur am oberen Rand der Atmosphare zwischen 1,3 und 5 mbar, jedoch uber eine Dauer von niindestens 4 Stunden, so daD die Statistik gut ist. Trotzdem ware es wunschenswert gewesen, wenn die Messungen auch noch in tieferen atniosphkischen Schichten durchgefuhrt worden waren, da so der Bereich fur eine Bestimmung des atmospharischen Flusses doch sehr klein ist. Bild 28 xeigt die Wachstumskurven der y-Rate fur einen der heiden Fluge (beriicksichtigt warden wieder nur die sauberen Paarereignisse). In beiden Energieintervallen (< 100 MeV und > 100 MeV) wird kein statistisch signifikanter ExzeD beobachtet.

’ - Paare E =- 100 MeV

F\ug 573

V = (00034?00052)+(00374t00027).X 4 -

( 0 0 3 2 3 t O 0 0 2 5 ) . X

g .3 - - .c

2 - 2 -

. I - _ I

I 2 3 4 5 I 2 3 4 5 Druck (mbar) Druck (mbar)

Bild 28. Wachstumskurven der y-Zahlrate bei den Ballonexperimenten von HOPPER et al. (1973)

Die Autoren konnen fur den primaren y-FluD daher nur eine obere Grenze angeben. Der wahre Flu8 ist mit 950/, Sicherheit niedriger als

1,l x 10-5/cm2 s ster MeV fur p = 2, l bei E , = 40MeV

1,ci x 10-5/cm2 s ster MeV fur = 3,O

und niedriger als

1,6 x 10-6/cm2 s ster MeV fiir /3 = 2, l bei E , = 100 MeV

1,0 x 10-6/cm2 s ster MeV fur @ = 3,0

Xuch hier wurde angenonimen, da13 das differentielle Energiespektrum von der Form E-S ist. I n Tabelle 3 sind die Ergebnisse der vier verschiedenen Ballonexperimente zusammengestellt. Urn sie initeinander vergleichen zu konnen, wurden die von den Autoren angegebenen Flusse der priniaren y-Strahlung auf den Wert bei E , = 40 MeV umgerechnet, wobei ein differentielles Energiespektrum der Forni N E-2 zugrunde gelegt wurde.

32 V. SCHONFELDER

Tabelle 3

Vergleich der von vier verschiedenen, aber sehr ahnlichen Ballonexperimenten gemessenen primiiren y-Intensitat bei 40 MeV. (Zur Umrechnung der angegebenen Fliisse auf den Wert bei 40 MeV wurde

ein differentielles Spektrum der Form angenommen)

Experiment max. Flughohe geomagnetische Ab- primgrer y-Flu13 schneidesteifigkeit bei 40 MeV

(cmz s ster MeV)-' ~ ~~~

HERTERICR et al., 1973 1,7 g/cm2 4,5 GV (4,4 i ,5) x 10-5 AGRINIER et al.. 1973 SHARE et al., 1973 2,5 g/cm2 11,5 GV u. 4,s GV 2.10-5 HOPPER et al., 1973 1,3 g/cm2 9 GV i,i x 10-5

2-3 g/cmz 12 GV u. 5,4 GV (3,2 f 1) x 10-5

Wiihrend in den ersten drei Experimenten ein ExzeB in der Rate am Gipfel der Atmo- sphare beobachtet wird, fehlt im Experiment von HOPPER et al. jedes Anzeichen dafiir. Die Autoren SHARE et al. meinen, daB der ExzeB bei ihren Messungen im wesentlichen durch Hintergrundsereignisse hervorgerufen wird. AGRINIER et al. glauben, daB ihr FluB moglicherweise zu hoch ist, weil sie den Geometrie- faktor ihres Experimentes nicht genau genug kennen und weil sie einen Beitrag aus der Galaxie zum GesamtfluB nicht ganz ausschliehen konnen. Es bleibt zu karen, wieso von HERTERICH et al. ein so groBer ExzeB (8 Standardab- weichungen) beobachtet wurde, obwohl der atmospharische y-FluS in Flughohe bei diesem Experiment rnindestens rim einen Faktor 2 hoher war als bei dem Experiment von HOPPER et al. Einerseits konnte es sich um einen Eicheffekt der Apparaturen handeln. Die Diskrepanz lieBe sich namlich verstehen, wenn die untere Nachweisschwelle bei dem Experiment von HOPPER et al. hoher lage als angenommen. Da die y-Spektren sehr steil sind, ist grade die genaue Kenntnis des Ansprechvermogens bei kleinen Energien (unterhalb 30 MeV) sehr entscheidend. I n diesem Energiebereich wurde jedoch nur das Geriit von HERTERICH et al. und nicht das von HOPPER et al. an einem y-Strahl geeicht. An- dererseits konnte die Diskrepanz der Ergebnisse ihre Erklarung aber auch in den Detek- toren selber finden. Der wohl wesentlichste Unterschied zwischen dem Experiment von HOPPER und den drei restlichen besteht darin, daB das Antikoinzidenzjoch bei HOPPER et al. an der Seite nicht offen, sondern bis unter den Cerenkovzihler hinuntergezogen war. Da die Experi- mentatoren SHARE et al. meinen, daB der ExzeB bei ihren Messungen zu einem erheblichen Anteil durch Elektronen hervorgerufen werden konnte, die seitlich durch diese Antikoinzidenzoffnung eintreten, wares es sehr wichtig, da13 auch die anderen Autoren, insbesondere HERTERICH et al. - moglicherweise an einem Beschleuniger - untersuchen, wie weit hierdurch Gammaereignisse vorgetauscht werden konnen. Ebenfalls ware zu untersuchen, wie weit von unten kommende Gammaquanten Hintergrunds- ereignisse erzeugen konnen. Ein Funkenkammerexperiment mit extrem diinnen Materialplatten ist von Kuo et al. (1973) entwickelt worden. Es ist in der Lage, Gaminaquanten uber den PaarprozeB im Energiebereich um 10 MeV herum nachzuweisen. Ein Gaminaereignis wird angezeigt, durch eine Koinzidenz zwischen zwei diinnen Plastikszintillationszahlern in der Mitte des Funkenkammerblockes - verbunden mit einer Antikoinzidenz des Jochs, das das ganze Experiment umschliegt. Es werden also zunachst auch von unten kommende Gammaquanten registriert ; diese konnen spater nur an Hand des Paarbildes erkannt werden. Hier liegt die Problematik bei diesem Experiment, denn in diesem Energie- bereich ist es sehr leicht moglich, daB ein zunichst aufwartsfliegendes Elektron in den

Die diffuse kosmische Gamrnastrahlung 33

Funkenkammern nach unten gestreut wird und so ein Paarereignis vortauscht. Die Auto- ren glauben allerdings, daR sie diese Art von Ereignissen vernachlassigen konnen, wenn sie sich nur auf Paaroffnungswinkel unterhalb 76" beschranken, da dann der Anteil der fehlinterpretierten Ereignisse praktisch keine Rolle mehr spielen soll. Die minimal nachweisbare Gammaenergie dieses Experimentes liegt bei 4 MeV; sie ist durch die Triggerbedingung gegeben. Die maximale Energie liegt bei 20 MeV; andernfalls spricht das Antikoinzidenzjoch an. Die Nachweiswahrscheinlichkeit bei 10 MeV betrhgt fur senkrechten Einfall 2 . Mit diesein Experiment wurde 1968 ein Ballonflug von Palestine (Texas) durchgefiihrt. Es wurde eine maximale Flughohe von 3 g/cm2 Restatmosphare erreicht. Insgesamt wurden in 11/, Stunden MeBzeit 149 Paare registriert, die aus Zenitwinkeln unterhalb 60" kamen. Bild 29 zeigt die Wachstumskurve der gemessenen Gammarate. Wegen der schlechten Statistik benutzen die Autoren die Kurven jedoch nicht, um einen primaren GammafluB zu bestimmen, obwohl eine Extrapolation zweifellos in keinem Fall durch den Xullpunkt gehen wurde.

1 2 3 4 5 6

Hohe g /cm2

Bild 29. Wachstumskurve der Gammarate bei dem Funkenkanimer-Experiment von Kno et al. 1973.

Vielinehr bestinmen sie zunachst den Flu13 aus ihrer gesamten Ereignisrate unter der Annahme, daB alle Gammaquanten atmospharischen Ursprungs sind und eine (cos @)-I Zenitwinkel-Abhangigkeit besitzen. Sie kommen dann unter Beriicksichtigung des effektiven Geometriefaktors der Apparatur auf einen Wert bei 10 MeV von

I a L ( l O MeV) = (11 & 1) x Photonen/cm2 s ster MeV. (14)

Diesen FluB vergleichen sie mit anderen in der Literatur publizierten Werten uber die atmospharische Gammaintensitat bei 10 MeV. Es gibt jedoch nur eine einzige Messung bei dieser Energie, niimlich die von SEEMAN et al. (1973). Diese Autoren geben einen atmospharischen FluB von 1,5 x 10-4/cm2 s ster MeV in 3 g/cm2 Restatmosphare an, alle anderen Messungen mufiten auf 10 MeV extrapoliert werden. Dabei ergeben sich zum Teil groRe Abweichungen zu dem Wert von See- man et al. ; im extremsten Fall lag der FluIJ bei 8,4 x 10-4/cm2 s ster MeV. Kuo et al. gehen von einem Mittelwert der atmospharischen Gamma-Intensitat von 5 . lO-*/cm2 s ster MeV aus.

3 Zeitschrift ,,Fortschritte der Physik", Heft 1

34 V. SCHONFELDER

Die Differenz zwischen diesen und dem von ihnen gemessenen totalen Flu13 deuten die als Beitrag einer primiren Gammakomponente. Unter der Annahme, daB diese Kompo- nente isotrop verteilt ist, erhalten sie einen primaren FluB von

Iprim(10 MeV) = (8 & 4,5) x Photonen/cm2 s ster MeV. (15)

Die Pehlergrenzen sind durch die Unsicherheit des atmospharischen Gammaflusses bestimmt. Inzwischen liegen auch die Ergebnisse des Comptonteleskops bei 10 MeV vor (SCHON- FELDER et al., (1974)). Mit diesem Experiment wurde in 3 g/cm2 Restatmosphare ein atmospharischer Gammaflu13 von (2,l * 0,6) x 10-4/cm2 s ster MeV gemessen, der innerhalb der Fehlergrenzen mit dem Wert von SEEMAN et al. ubereinstimmt. Legt man daher den Wert dieser beiden einzigen Experimente bei 1OMeV fur den atmospharischen GammafluB zugrunde, so erhoht sich der von Kuo et al. gemessene primare GammafluB auf 12 x Dieser Wert liegt um einen Faktor 3 uber den Ergebnissen von Apollo XV und von dem Comptonteleskop. Es ist daher anzunehmen, daB bei diesem Funkenkammerexperiment Hintergrundsereignisse doch eine groBere Rolle spielen als von KUO et al. angenonimen wurde.

Photonen/cm2 s ster MeV.

b) Satellitenexperimente

Die ersten wirklich bedeutsamen Ergebnisse der Gamma-Astronomie wurden mit dem bereits beschriebenen Gamma-Experiment auf den1 OSO-111-Satelliten in den Jahren 1967/1968 von KRAUSHAAR et al. (1972) erzielt. Das Experiment war ein reines Zahl- experiment, indem die Bahnen der Elektronenpaare nicht sichtbar gemacht wurden (siehe Bild 23). Nachgewiesen werden konnten Gammaquanten mit Energien oberhalb 100 MeV, die aus eineni Winkelbereich von & 15" gegen die Symmetrieachse der Appara- tur einfielen. Das Experiment hat gut ein Jahr lang gemessen und hat in dieser Zeit fast alle Himmels- bereiche nach Gammaquanten abgesucht. Insgesamt wurden 621 Gammaquanten oberhalb 100 MeV registriert. Es wurde einerseits eine verstarkte Gammaemission aus der galaktischen Scheibe, insbesondere vom galaktischen Zentrum gefunden, zum anderen war die Intensitat aus hoheren galaktischen Breiten, etwa oberhalb b I I = 30°, in jedem Itaumwinkelbereich gleich gro13, so weit man das bei dieser Statistik sagen kann. Von dieser Komponente aus hohen galaktischen Breiten nimmt man an, daB sie exhagalak- tischen Ursprungs ist. Als integralen Flu13 dieser Komponente oberhalb 100 MeV finden die Autoren

I(> 100 MeV) = (3 0,9) x Photonen/cm2 s ster. (16)

I n den1 angegebenen Fehler sind die bekannten statistischen und systematischen Un- sicherheiten enthalten; eine zusiitzliche systematische Unsicherheit vom Faktor 2 ist nach Angaben der Autoren jedoch nicht auszuschlieflen. Ein Beitrag von lokal erzeugten Hintergrundereignissen kann nicht vorhanden sein, da sich die gemessene Gammaintensitat aus hohen galaktischen Breiten nicht andert, wenn der Satellit Gebiete mit unterschiedlicher Abschneidesteifigkeit uberfliegt. Legt man fur das differentielle Energiespektrum wieder ein Potenzgesetz der Form WE-@ zugrunde, so erhalt man bei E = 100 MeV:

fur /3 = 2,l: I(100 MeV) = 3,3 x 10-7/cm2 s ster MeV, (17)

fur /3 = 3,O: 1(100 MeV) = 6 x 10-7/cm2 s ster MeV. (18)

Die diffuse kosmisohe Gammastrahlung 35

Inzwischen befinden sich zwei weitere Satelliten mit Gammaexperimenten im Hoch- energiebereich im Umlauf. Es handelt sich um den ESRO-Satelliten TD 1 (VOCES et al. (1973)) und urn den amerikanischen Satelliten SAS B (FICHTEL et al. (1973)). I n beiden Fallen handelt es sich um Funkenkammerexperimente, die auf Grund ihrer relativ guten Richtungsauflosung in der Lage sind, den gesamten Himmel stiickweise nach Gamrnaquanten oberhalb etwa 30 MeV abzusuchen. Vom TD-1-Satelliten liegen derzeit noch keine Ergebnisse uber den diffusen Gammaflu6 vor ; vom SAS-B-Experiment wurden jedoch bereits erste, allerdings noch vorlaufige Ergebnisse publiziert. Es wurden die MeBdaten aus den folgenden drei Himmelsbereichen ausgewertet :

1. P I = O",

2. 111 = 0";

b I I = +25".

bI1 = +5S0i,

3. ZII = 190"'

Jeder MeBbereich hat etwa einen empfindlichen Radius von 20". Es wurde keine Varia- tion der Gammaintensitat in den drei Bereichen gefunden. Das differentielle Energie- spektrum ist in Bild 30 dargestellt. Es ist wesentlich steiler als W E - ~ . Da alle anderen

~ I I = -300. I '

z

EY (MeV)

Bild 30. Dss vom SAS-&Experiment an drei verschiedene Stellen dea Himmels mit Ibzrl > 20" gemessene diffuse Giamma- spektrum (FICHTEL et al. (1973))

Gammaspektren, die vom SAS-B-Experiment gemessen wurden, wie z. B. die Spektren des Krebsnebels, des galaktischen Zentrums oder der atmospharischen Gammastrahlung einen falcheren Verlauf zeigen, ist man geneigt, an die Echtheit des Ergebnisses zu glauben. Die absolute Hohe des Flusses ist vorlaufig noch mit einem Unsicherheitsfaktor 1,5 zu versehen. Die Autoren glauben nicht, da6 lokale Gammaerzeugung im Satelliten als Hintergrund- strahlung eine Rolle spielt ; denn die Rate sauberer Paare aus hohen galaktischen Breiten

3*

36 V. SCHONFELDER

10''

lo-) I b e m

bi 6 lo-4

N

z 0

5 a L

IO-~

10-6

andert sich nicht, wenn sich der Satellit in der Gegend der siidatlantischen Anomalie befand, obwohl die Intensitat der geladenen Teilchenstrahlung dort um einige Zehner- potenzen hoher war. In Bild 31 sind die Ergebnisse aller diskutierten hochenergetischen Gammaexperimente zusaniiiiengetragen, Zum Vergleich sind auch hier das Apollo-XV-Spektrum und die geradlinige Extrapolation aus den1 Rontgenbereich wieder eingezeichnet.

-

-

-

-

-

-

t

-Trombka eta1 1973 [Apollo XY]

0 Kuo et al 1973

0 1 # Herlerich el al 1973(-E')

7 (-E"bei&OMeV,

Iqr lnler et al 1973 ( -€- ' I Share et a l 1973 (-Es2)

Hopper et al 1973

- F3 bei 100 MeV

Kraushaar et a1 1972 [OSO m](-E-')

et al 1973 (SAS-8)

1 16.' I I I l l 1 1 , I l l 1

01 1.0 10 100 - E v [MeV]

Bild 31. Vergleieh aller diskutierten hochenergetischen Gammaexperimente. Fiir die MeeOpunkte bei 100 MeV wurde ein dif- ierentielles Spektrum der Form -Ed angesetzt (entsprechend dem vom SAS-B-Experiment gefundenen Verlauf); fur die 20-40 MeV-Punkte dagegen ein E-'-Gesetz

Die diffuse kosmisohe Gammastrahlung 37

Wahrend fur die 100-MeV-MeRpunkte von HOPPER et al. (1973) und KRAUSHAAR et al. (1972) ein differentielles Energiespektrum der Form E-3 angesetzt wurde (entsprechend dem vom SAS-B-Experiment gefundenen Verlauf), wurde fur die vier MeBpunkte zwischen 20 und 40 MeV ein E-2-Gesetz gewiihlt, um die Ergebnisse besser vergleichen zu konnen, obgleich in diesem Bereich eine Anderung des Exponenten moglich erscheint. Bei 100 MeV sind die drei vorliegenden MelSergebnisse miteinander konsistent . Zwischen 20 und 40 MeV dagegen liegen die Ergebnisse der Ballonexperimente uber den SAS-B- Messungen. Da es sich jedoch wohl in allen vier Fallen nur um obere Grenzen liandelt (obwohl die MeBpunkte von AGRENIER et al. und HERTERICH et al. als Flusse publiziert wurden), kommt man auch hier zu keinen Widerspruchen. Der MeBpunkt von Kuo et al. (1973) liegt wahrscheinlich zu hoch, da nicht alle Hintergrundereignisse eliminiert werden konnten.

111. Das Energiespektrum der diffusen kosmischen Gammastrahlung

I n Bild 32 sind zusammenfassend die Ergebnisse aller Experimente eingezeichnet , niit denen Messungen an der diffusen kosmischen Gammastrahlung durchgefuhrt worden sind. Zum Vergleich ist auch hier wieder die geradlinige Extrapolation aus dem Rontgen- bereich angegeben, diesmal zusammen mit einigen Ergebnissen oberhalb 20 keV.

'02!, ' \ 8 ' 1 , 1 I I 1-

t ?

. . '..' .i

I tielles Spektrum der Form -E-8 angeuomnien. Bei 100MeV wurdeauf GrunddesSAS-B-Resultates ein -E8-Gesetz ausgewahlt. Die statistische imd svstematische Unsicherheit beim Anollo SV-E;x- periment betrkgt nach Angaben -der Autorcn -+30%. Der absolute Flufl des SAS-B-Esperinien- tes ist zur Zeit noch mit einem Unsicherheitsfnktor 1,5 zu versehen. Zum Vergleich sind z w i gernd- linige Extrapolationen aus dem RGntgdx>rPich nnterhalb einiger 100 keV zusammen init drei Meflergebnissen eingezeichnet. Die Viisiclic.rheit in1 Exponenten betragt &0,2

001 0.1 I 10 100 Ey IMe"1 -

38 V. SCHONFELDER

Wie im Kapitel I1 jedoch gezeigt wurde, diirften die Resultate einiger Experimente nicht richtig sein, da bei der Auswertung entweder Annahmen gemacht wurden, die in Wirklichkeit nicht vertretbar sind - hierzu gehoren die Experimente von GOLEXETZKII et al. (1971) und DAMLE et al. (1972). Bei DANIEL et al. (1972) gibt es Unklarheiten in der Art der Auswertung. Zum anderen gibt es einige Experimente, bei denen nicht alle Hintergrundsereignisse von den wirklich primaren Gammaquanten unterschieden werden konnten. Hierzu gehoren insbesondere das ERS-18-Experiment (VETTE et al. (1970)) und das Funkenkammerexperiment von Kuo et al. (1973), moglicherweise.auch das von AURINIER et al. (1973) und das von HERTERTCH et al. (1973). Das ERS-18-Experiment hat dariiberhinaus nach Angaben der Autoren oberhalb 2 MeV fehlerhaft gearbeitet. In Bild 33 sind daher versuchsweise alle Experimente mit zweifelhaften Resultaten eliminiert worden. Die verbliebenen, zuverlassigeren Experimente zeigen im wesentlichen

Bild 33. Dasselbe Spektrum wie Bild 32, jedoch wurden alle zweifeihaften Resultate eliminiert. (Die FluOwerte von AORI- SIER et al. (1973) und HERTERIUH et al. (1973) sollten wohl eher als obere Grenzen angesehen werden)

ein in sich konsistentes Bild. Die drei MeSpunkte bei 100 MeV sind zwar mit der bisher benutzten Extrapolation aus dem Rontgenbereich unterhalb einiger 100 keV vereinbar. Alle anderen Ergebnisse im Energiebereich dazwischen liegen jedoch uber dieser Extra- polation. In der Gegeiid urn 1 MeV herum scheint es eine Ausbeulung, einen ExzelJ, zu geben. oberhalb 30-40 MeV jedoch wird das Spektrum dann sehr vie1 steiler, uni bei


100 MeV auf den Wert der geradlinigen Extrapolation zuriickzukommen. Eine Unsicher- heit besteht insbesondere im Bereich zwischen etwa 0,5 und 1,5 MeV, wo der Exze13 einsetzt. Die Me13daten des Apollo-XV-Experimentes muBten gerade in diesem Energie- bereich mit unsicheren Korrekturen versehen werden. Das Ballonexperiment von VE- DRENNE et al. (1971) vermag deswegen nicht vollig zu uberzeugen, weil die Gammainten- sitat indirekt bestimmt wurde und die Messung statistisch nicht sehr signifikant war. Die Messungen des Comptonteleskops schliefilich setzen erst bei 1,5 MeV ein. SchlieBlich sei noch bemerkt, da13 der exakte Verlauf des Rontgenspektrums unterhalb einiger 100 keV keineswegs unumstritten ist. Der Leser sei auf die Ubersichtsartikel von SCHWARTZ und GURSKY (1973) sowie von PAL (1973) verwiesen. Benutzt man fur die geradlinige Extrapolation aus dem Rontgenbereich das kurzlich von DENNIS et al. (1973) zwischen 14 und 200 keV gemessene Spektrum der Form 46 . E-2J Photonen/cm2 s ster keV, so sind die Messungen im MeV-Bereich mit dieser Extrapolation nioglicherweise vertretbar (eventuell bleibt ein kleiner ExzeB um 2 MeV herum). Diese Extrapolation durfte aber nicht zu hoheren Energien fortgesetzt werden. Zwischen etwa 20-30 MeV mufite das diffuse y-Spektrum steiler werden, um die Messungen oberhalb 50 MeV erklaren zu konnen. Wie weit 1aBt sich nun feststellen, ob die diffuse Gammastrahlung und insbesondere ein moglicher Exze13 im MeV-Bereich extragalaktischen Ursprungs ist 1 Im Rontgenbereich unterhalb 100 keV liegen sehr genaue Messungen uber die Richtungs- verteilung der diffusen Komponente vor. Ihre Isotropie ist besser als 4% in Winkel- intervallen von 10" (SCHWARTZ (1970) und FABIAN et al. (1971)). Diese gleichformige Verteilung gilt als starkstes Argument fur den extragalaktischen Ursprung der Strah- lung. Bei 100 MeV deuten die OSO-111-Messungen ebenfalls klar auf einen extragalaktischen Ursprung, da die Strahlung aus hohen galaktischen Breiten kommt und innerhalb der Statistik isotrop verteilt ist. Jnnerhalb der Statistik" bedeutet, da13 die statistische Schwankung in jedem Raumwinkelbereich der GroBe 1 sterad auf Grund der kleinen Ge- samtrate von 266 extragalaktischen Gammaquanten f 17% betragt. Bei dem Experiment wurden praktisch alle Richtungen des Himmels beobachtet. Beim SAS-B-Experiment wurden zur Bestimmung des diffusen Flusses oberhalb 50 MeV ebenfalls nur Beobach- tungen aus hohen galaktischen Breiten benutzt, so daB auch der Flu13 in diesem Energie- bereich extragalaktischen Ursprungs ist. Uber die Isotropie der Strahlung oberhalb 50 MeV wird man allerdings erst Genaueres wissen, wenn alle SAS-B-Daten ausgewertet sind. Da das Apollo-XV-Experiment und das ERS-18-Experiment beide omnidirektional empfindlich waren, schien es durchaus moglich, da13 der von ihnen im MeV-Bereich gemessene ExzeB galaktischen Ursprungs ist. Tatsiichlich hat das richtungsempfindliche Ballonexperiment von SCHONFELDER et al. (1974) jedoch keine Unterschiede in der Intensitat aus der Cygnus-Gegend unserer Galaxie (PI = 70", bI1 = 0) und aus benachbarten Gegenden mit galaktischen Breiten bis 7111 = -30" (PI = 120") gefunden. Dies ist ein weiterer experimenteller Hinweis auf den extragalaktischen Ursprung des Exzesses. Nimirit man namlich an, daB die y-Quellen nur galaktisch wiiren, und nimmt man ferner an, da13 die Quellen gleichmaBig in der galaktischen Scheibe verteilt waren (Radius 15 kpc, Dicke 1 kpc), so mii13te die mit dem Compton-Teleskop gemessene y-Intensitat nus der Richtung bII = 0" 4,2 ma1 starker sein als aus der Richtung 7111 = -30". Aus der Konstanz der Zahlrate la13t sich ableiten, da13 mindestens 77% der Ereignisse auf extragalaktische y-Quanten zuriickzufuhren sind (dabei ist ein konstanter Beitrag von 0,48 Er- eignissen pro Min. durch Neutronen induzierte inelastische StoRe von der Rate in Bild 22 abgezogen). In Bild 34 sind auf einer Himmelskarte die von den verschiedenen Experimenten beobachteten Regionen dargestellt.

40 V. SCHONFELDER

Daruber hinaus liegen jetzt oberhalb 15 MeV auch Messungen uber die Gammaintensitat der galaktischen Scheibe in Nahe des galaktischen Zentrums vor (KINZER et al. (1973)). I n einem Bereich von 1 3 " galaktischer Breite und 140" galaktischer Lange um das Zentrum betragt der integrale Flu13 aus der Scheibe :

(19) I(> 15 MeV) = 4,5 . 10-4/cm2 s rad.

Ftnkmk.-Exp. Hrrlrrich ct oJ

Funkmlr.-ExD.

Funkcnk -Eap

Agrink .-Exp. rt aI

Bild 34. Beobachtete Regionen des Himmels zur Messnng der diffusen kosmischen Gammastrahlung. Es wurden nor richtungsempfindliche Detektoren des Bildes 33 berucksichtigt, sofern ihr Gesichtsfeld bekannt war

Integriert man dagegen das diffuse kosmische Gammaspektrum von Bild 33 oberhalb 15 MeV und nimmt an, daB der gesamte FluB aus dem von KINZER et al. untersuchten Bereich kommt, so miiBte die Linienintensitat dort

I( > 15 MeV) = 2,5 . 10-2/cm2 s rad (20)

betragen. Das ist fast ein Faktor 100 hoher als beobachtet wird. Unsere Galaxie scheidet daher als Quelle fur den beobachteten ExzeB aus. SeinUrsprung muB im extragalaktischen Raum liegen. In den nachsten Jahren sind jetzt umfangreiche Messungen von Noten, um eine Aussage uber den Grad der Isotropie erhalten zu konnen.

IV. Zum Ursprung der diffusen kosmischen Gammastrahlung

Die Frage nach dem Ursprung der diffusen kosmischen Gammastrahlung hat ein groBes Interesse in der Astrophysik gefunden. Da die Gammastrahlung einen sehr kleinen Ab- sorptionswirkungsquerschnitt hat, kann sie uns Informationen aus den entferntesten Bereichen des Universums vermitteln. Das erklart ihre Bedeutung fur die Kosmologie. Die Frage nach dem Ursprung dieser Strahlung hat sich jedoch als aderordentlich schwierig erwiesen. Zwar gilt es eine Mannigfaltigkeit von Modellvorschlagen. Die Modelle sind jedoch zum Teil sehr spekulativ und keines kann eine uberzeugende Erklarung liefern. Im folgenden sol1 der derzeitige Stand der Diskussion zusamniengefafit werden. Geradezu eine Flut von spekulativen Vorschlagen entstand, als die ersten experiment ellen Anzeichen fur einen ExzeB der Gammaintensitat oberhalb 1 MeV vorlagen. Da dieser ExxeB zunachst mit omnidirektional empfindlichen Detektoren gemessen war, fehlte jede Information uber die Richtungsverteilung der Strahlung. Demzufolge wurden sowohl galaktische wie extragalaktische Modelle diskutiert.


Im vorherigen Kapitel konnte nun aber an Hand der neuesten experimentellen Ergebnisse gezeigt werden, daB das in Bild 33 dargestellte diffuse Spektrum einschlieBlich eines moglichen Exzesses extragalaktischen Ursprungs ist. Alle Modelle, die den Exzefi als eine galaktische Komponente verstehen wollten, konnen daher nach Meinung des Autors nicht langer aufrechterhalten werden. Die hierfur vorgeschlagenen Erzeugungs- prozesse waren vorher ohnehin schon in Frage gestellt worden. So war von KEES und SILK (1969) die Moglichkeit diskutiert worden, dafi der ExzeB durch Bremsstrahlung relativistischer Elektronen in unserer Galaxie entsteht. STECKER et al. (1971) wiesen jedoch darauf hin, daB das Elektronenspektrum dann einen extrem unwahrscheinlichen Verlauf haben muBte und hielten das Modell daher fur unrealistisch. COWSIK (1971) hatte vorgeschlagen, daB die Gammaquanten im MeV-Bereich via inversen Comptoneffekt hochenergetischer Elektronen an dem Sternenlicht von Weifien Zwergen erzeugt werden. Die dazu erforderlichen Energien sollten die Elektronen durch einen pulsarahnlichen Beschleunigungsmechanismus der rotierenden WeiBen Zwerge erhalten. Dieses Modell basiert auf der Uberlegung, daB die galaktische Teilchenstrah- lung im GeV-Bereich im wesentlichen durch diesen BeschleunigungsprozeB erzeugt wird. Von SCHONFELDER und TRUMPER (1972) konnte jedoch gezeigt werden, daB diese Grund- voraussetzung nicht haltbar ist. Sowohl die Rotationsgeschwindigkeiten als auch die Magnetfelder der WeiBen Zwerge sind bei weitem nicht groB genug, um die erforderliclie Energie zu liefern. Schliealichhatten FOWLER et al. (1970) gezeigt, da13 auch die Intensitat von nicht aufgelosten Kern-Gammalinien aus dem interstellaren Medium um einige Zehnerpotenzen zu klein ist, urn den beobachteten ExzeB zu erklaren; in diesem Modell konnten ohnehin nur Gammaquanten unterhalb etwa 10 MeV erzeugt werden. Im folgenden konnen wir uns daher auf die Diskussion extragalaktischer Modelle beschranken. Hier hat inan zunachst die Moglichkeit zu untersuchen, ob sich die beobachtete Strahlung nicht durch Uberlagerung sehr vieler unaufgeloster extragalaktisclier Punktquellen deuten lafit. Das geschieht im ersten Abschnitt. Alle anderen in der Literatur diskutierten Modelle zur Erkliirung der diffusen Gammastrahlung betrachten diese als eine wirkliche Hintergrundstrahlung, die im intergalaktischen Raum entsteht. Diese Modelle kann man praktisch in zwei Gruppen einteilen, einmal in solche, die den gesamten Verlauf des Spektrums einschlieBlich des Exzesses durch einen einzigen ProzeB erklaren wollen (Abschnitt 2) und dann in solche, in denen der Exzess durch eine zusatzliche Komponente gedeutet wird (Abschnitt 3).

1. Der Beitrag von unaufgelosten, extragalaktischen Punktquellen

Xachdeni in den letzten Jahren im Rontgenbereich zwischen 2 und 10 keV etliche extragalaktische Rontgenquellen entdeckt und identifiziert worden sind, zeichnet sich nun immer deutlicher ab, daB die diffuse Hintergrundstrahlung in diesem Energiebereich zuniindest zum Teil, wenn nicht sogar vollstandig als Uberlagerung zahlreicher, unaufgeloster extragalaktischer Punktquellen verstanden werden kann. Denn geht man von den gemessenen Intensitaten von Seyfert-Galaxien, Haufen von Galaxien, normalen Galaxien und Quasaren aus, so kann man bereits heute 10-20y0 der diffusen Strahlung durch ffberlagerung deuten, ohne kosmologische Evolutionsmodelle zu Hilfe nehmen zu mussen (SETTI und WOLTER (1973)). Im Gamniabereich sind derart fundierte Abschatzungen leider noch nicht moglich, da bisher keine extragalaktischen Quellen gefunden worden sind. Eine ganz grobe Ab- schatzung laDt sich jedoch fur Energien oberhalb 100 MeV durchfuhren, wenn man annimmt, daB die diffuse Gammastrahlung durch die uberlagerte Strahlung aller normalen Galaxien entsteht und wenn man ferner annimmt, daB alle Galaxien genauso stark im

42 V. SCHONFELDER

Gammalieht leuchten wie unsere. Die resultierende Gammintensit.at aller Galaxien betragt

QnR I = -. 4x

wenn Q = 1,8 . s-l die Anzahl von Gammaquanten ist, die unsere Galaxie oberhalb 100 MeV emittiert (nach KRATJSHAAR et al. (1972)), wenn n = 3 . 10-2 Mps3 die Dichte normaler Galaxien ist (bei einer Hubble-Konstanten H , = 75 km Mpc-l s-1) und wenn ferner R der Superpositionsradius ist. Rechnet man mit einer euklidischen KugeI vom Radius R = 1/2 c/H, , so sind kosmologische Effekte in erster Naherung beriicksichtigt (GINZBURG und SYROVATSKII (1964) und FELTEN (1966)). Einsetzen der Werte gibt :

I = 9 - lo-' Quanten/cm2 s ster. (22)

Beobachtet wird jedoch ein FluB von 3 . Quanten/cni2 s ster (nach KRAUSHAAR et al. (1972)). Dieses Model1 konnte daher nur einige Prozent der diffusen Gamma- intensitkt erklaren. Andererseits besagt die Abschatzung aber natiirlich nicht allzuviel ; denn es konnte ja bestimmte Objekte am Himmel geben, die wesentlich starker im Gammalicht leuchten als unsere Galaxie. Dariiber hinaus gibt es Anzeichen, daB die Anzahldichte und (oder) die Leuchtkraft von Radiogalaxien und Quasaren, die als solche Objekte in Frage kamen, sehr stark mit der Rotverschiebung z der Epoche zunimmt (fur z = 2 bereits um einen Faktor 1000) (LONOAIR (1966 und 1970), SCHMIDT (1968)). Modellvorschlage wurden bereits gemacht, in denen der ExzeB der diffusen Gamma- strahlung als thermische Bremsstrahlung heiBer 20 MeV-Plasmen in allen Seyfert- Galaxien (SUNYAEV (1970)) oder in allen Quasaren (CRUDDACE (1972)) verstanden wird. STECKER (1973b) wies auf die Schwierigkeiten bei derart hohen Temperaturen hin. (Um das Plasma zu halten, benotigt man so hohe Magnetfelder, daB Synchrotronstrahlung der dominierende Energieverlustprozefl wird.) Solange keine Beobachtungen iiber extragalaktische Gammaquellen vorliegen, sind derartige Superpositionsabschatzungen vollig spekulativ. Immerhin erscheint es nicht ausgeschlossen, daB man eines Tages, wenn solche Quellen gefunden worden sind, die diffuse Gammastrahlung zu einem erheblichen Anteil, wenn nicht uberhaupt a19 tfberlagerungseffekt deuten kann, so daB dann spezielle Mechanis- men fur eine Erzeugung im intergalaktischen Raum gar nicht mehr benotigt werden.

2. Intergalaktische Modelle fur den gesamten Gammaenergiebereich

Es gibt zwei Modelle, die die diffuse Gammastrahlung iiber den ganzen Energiebereich durch einen einzigen physikalischen ProzeB erklaren wollen. Und zwar handelt es sich einerseits um die Erzeugung der Gammaquanten durch intergalaktische Elektronen uber den inversen Comptoneffekt an der universellen 2,7-K-Schwarzkorperstrahlung, zum anderen durch Bremsstrahlung nicht thermischer Elektronen, ebenfalls im intergalaktischen Gas. Beim inversen Comptoneffekt trifft ein hochenergetisches Elektron der Energie E, auf ein niederenergetisches Photon, in diesem Fall also ein Quant der 2,7-K-Strahlung, das im Mittel eine Energie von E = 6 . eV hat. Bei dem StoB ubertrlgt das Elektron einen GroBteil seiner Energie auf das Photon und dies fliegt als energiereiches Rontgen- oder Gammaquant davon. Sofern die Bedingung y > 1, aber Y E < mOc2 erfiillt ist, erhalt


man fur die Energie des Gammaquants

(23) 4 3

Ey = - EY',

dabei ist y = E,/mOc2, und moc2 ist die Ruhenergie des Elektrons. Ferner wurde angenommen, daIJ die Schwarzkorperstrahlung isotrop ist. Wenn das differentielle Energiespektruni der Elektronen die Form eines Potenzgesetzes hat, also proportional Ee-m ist, so hat das durch den inversen Comtoneffekt erzeugte Photonenspektrum ebenfalls die Form eines Potenzgesetzes (WE;@), wobei = m + l j Z ist. Der Energieverlust eines Elektrons durch inversen Comptoneffekt betragt

rriit 3c = 413 oTw(mO2c4)-l; dabei ist crT der Thompsonwirkungsquerschnitt, w die Energie- dichte der 2,7-K-Strahlung und c die Lichtgeschwindigkeit (siehe z. B. GIXZBIJRG und SYROVATSRII (1964)). Hat ein Elektron zur Zeit to die Energie E,, so hat es zur Zeit t noch die Energie

wie aus Gleichung (24) folgt. Die Zeit, in der die Elektronen die Halfte ihrer Energie verlieren - ihre mittlere Lebens- dauer - betragt

7 . 10l1 Jahre eV - ; w = 0,25 -. moc2 4 c1n3 - 0,cy . U' 3

- t =

Nimmt man an (FELTEN und MORRISON (1966)), daB die Quellen fur die Elektronen im intergalaktischen Raum Radiogalaxien sind, so kann man aus der Form der Radio- spektren auf die Form der Elektronenquellspektren schlieBen. Die Synchrotronspektren haben die Form eines Potenzgesetzes mit einem mittleren Spektralindex 0,8 ; dementsprechend mussen die differentiellen Elektronenquellspektren den Index n = 2,6 haben. Das Gleichgewichtsspektrum der Elektronen im intergalaktischen Raum la& sich aus der Transportgleichung bestimmen (ARONS et al. (1971)) :

at

Uabei ist N ( E , ) die Anzahl von Elektronen pro em3 MeV; b = -dE/dt ist der Energie- verlust der Elektronen pro Zeit : b = bexp, + bComp.. Dabei ist bexp. der Energieverlust durch Expansion des Universums (bexp. m -E,z-l, falls t das Alter des Universums ist) ; bComp. ist der Energieverlust durch inversen Comptoneffekt (Gl. 24) und q(E,) ist die Er- zeugungsrate an Elektronen pro em3 s MeV der Quellen. Ini stationaren Pall ist aN/zt = 0. Setzt man q = qoEe-2,fl, und macht man den Ansatz N(E, ) = NoEe-m, so folgt aus Gleichung (27) m = 2,6 fur E , Q 100 MeV und m = 2,6 + 1 = 3,6 fur E , 9 100 MeV. Oberhalb 100 MeV steilt sich das Gleichgewichtsspektrum im intergalaktischen Raum auf und bekommt den Index m = 2,0 + 1 = 3,6. Bei Elektronenenergien oberhalb

44 V. SCHONFELDER

100 MeV ist die Energieverlustzeit durch inversen Comptoneffekt namlich kleiner als die Hubblezeit. Nur unterhalb 100 MeV behalt das Elektronenspektrum den Index 2,6 der Quellen bei. In dein Modell von FELTEN und MORRISON (1966) hat das Elektronenspektrum im intergalaktischen Raum oberhalb 100 MeV also die Form WE-^^^. Das zugehorige Photonen- spektrum miifite dann oberhalb 30 eV (siehe G1. (23)) ebenfalls ein Potenzgesetz sein; und zwar niit dem Index ,8 = 1/2(3,6 + 1) = 23. Der Exponent 2 3 stinimt tatsachlich relativ gut niit den Itontgenbeobachtungen oberhalb etwa 20-40 keV uberein. Wir hatten dieses Spektrum dem Vorschlag PALS (1973) folgend im Vorhergehenden stets durch die Funktion 25 lo3 (El1 keV)-2J approximiert. Eine Unsicherheit in1 Exponenten von &O,Z ist aber durchaus einzuraumen. Die geradlinige Extrapolation eines -E-2J-Gesetzes aus deni Rontgenbereich in den Gammabe- reich hinein wiirde mit den OSO-111-Messungen bis 100 MeV ebenfalls noch im Einklang sein. Die Schwierigkeit bei diesem Modell entsteht nun allerdings dadurch, daB das beobachtete Spektrum unterhalb 20 keV nicht die gleiche Steigung beibehalt, sondern einen etwas flacheren Verlauf zeigt. In der Gegend um 10 keV scheint es im diffusen Rontgen- spektrum einen Knick zu geben, dessen Scharfe und dessen genaue Lage allerdings sehr umstritten sind (siehe z. R. SCHWARTZ und GURSKY (1973) oder PAL (1973)). Uni ein SO-keV-Photon uber den inversen Comptoneffekt zu erzeugen, braucht man mittlere Elektronenenergien von 2,5 GeV. Einen Knick im Photonenspektrum bei 20 keV konnte man daher erklaren, wenn das Elektronenspektruni zwischen 2 und 3 GeV einen Knick zeigte. Das wird nun tatsachlich im Elektronenspektrum unserer Galaxie beobachtet. Und daher gehen BRECHER und MORRISON (1969) in ihrem Modell von folgenden Vor- aussetzungen uber die Elektronen im intergalaktischen Raum aus : a) Die Quellen fur die Elektronen im intergalaktischen Raum sollen norinale Galaxien

sein. Ihre Elektronenspektren sollen alle einen Knick bei 3,5 GeV haben. Fur den mittleren Spektralindex % der Elektronenspektren in den Galaxien soll gelten :

?i = 2,G fur E , > 3,5 GeV und

?i = 1,6 fur E , < 3,5 GeV

b) Die Elektronenspektren verschiedener Galaxien sollen nicht alle denselben Index haben, sondern sollen eine Verteilungsbreite von An = &0,6 um den Mittelwert herum besitzen. Galaxien mit Indizes n < ?i fuhren dann bei hohen Energien zu groBeren Photonenflussen. Hierdurch konnen die Autoren den ExzeB oberhalb 1 MeV erklaren.

c) Oberhalb 200 GeV sollen die galaktischen Elektronenspektren steiler werden (auf = 3,6), da bei diesen Energien die Lebensdauer der Elektronen infolge inverser

ComptonstoBe und infolge von Synchrotronstrahlung kiirzer ist als die Verweilzeit der Elektronen in den Galaxien, die zu lo6 Jahren angenommen wurde. Durch diese Annahme soll erklart werden, daB das diffuse Gammaspektrum oberhalb 100 MeV wieder den Wert der geradlinigen Extrapolation aus dem Rontgenbereich anninimt . (Ein Steilerwerden des Elektronenspektrums in unserer Galaxie bei 200 GeV) wurde bisher nicht beobachtet, allerdings sind die Messungen noch recht ungenau (MULLER (1973)) und die Interpretationen sind umstritten.

d) Urn die gemessenen Photointensitaten erklaren zu konnen, muIj fur die Galaxien eine sehr hohe Elektronenquellstarke angenommen werden. Normale Galaxien muaten zehnmal mehr Elektronen liefern als unsere Galaxie, obwohl unsere Galaxie etwas grofier als normal ist.


Unter d 1 diesen Annahmen konnen die Autoren den gemessenen Verlauf des diffusen Itontgen- und Gammaspektrums von 0,1 keV bis etwa 20 MeV recht gut erklaren. Am hochenergetischen Ende dagegen wird das Gammaspektrum nicht schnell genug wieder steil und liegt bei 100 MeV noch fast uni einen Faktor 10 iiber den1 OSO-111-Ergebnis. Gegen das Modell sind verschiedene, sehr ernste Einwande vorgebracht worden. FELTEN (1973) meinte, dal) bei so vielen frei gewahlten Paranietern die gute Uberein- stimmung mit den Experimenten nicht zu verwundern braucht. SETTI und REES (1970) wiesen darauf hin, dalj die geforderte Elektronenquellstarke der noriiialen Galaxien zu optimistisch ist. Ein weiterer Einwand wurde von COWSIK und KOBETICH (1972) vorgebracht. Diese Autoren haben das Modell von BECHER und MORRISON noch einmal durchgerechnet ; jedoch haben sie dabei fur die Energie der 2,7-K-Quanten nicht einen Mittelwert angesetzt ; vielmehr haben sie mit der wirklichen Planckverteilung gerechnet und haben die isotrope Winkelverteilung der Strahlung sowie die Energieabhangigkeit des Comptonwirkungsquerschnittes explizit berucksichtigt. Sie konnten zeigen, daB dann ein scharfer Knick im Elektronenspektrum nur noch sehr verwaschen in1 Photonen- spektrum erscheint. Sie diskutierten im wesentlichen zwei Falle :

a) Alle Galaxien haben im Elektronenspektrum an derselben Stelle (3,O GeV) einen Knick; oberhalb 3,O GeV haben die Quellspektren den Index 2,6; unterhalb 3,O GeV den Index 1,6 (wie bei BRECHER und MORRISON). Jedoch sol1 es keine Dispersion der Spektralindizes geben (An = 0) (im Gegensatz zu BRECHER und MORRISON). In dieseni Fall verschmiert sich der scharfe Knick im Photonenspektrum von BRECHER und MORRISON auf etwa eine Zehnerpotenz. Oberhalb 100 keV verlauft das Photonenspektrum W E - ~ J ; unterhalb 10 keV -E-ls*.

b) Die erste Annahme von a) bleibt; jedoch wird jetzt auch noch die Dispersion der Spektralindizes wie bei BRECHER und MORRISON zugelassen. Dann ist der Knick im Photonenspektrum vollig verschwunden. Ein Exzel) oberhalb 1 MeV tritt ebenfalls nicht auf. Tatsachlich lassen COWSIK und KOBETICH gleichzeitig noch eine Variation derjenigen Energie von Galaxie zu Galaxie zu, bei der sich die Elektronenspektren andern. An- geblich kommt das Verschwinden des Knicks im Photonenspektrum jedoch im wesentlichen schon durch die Dispersion der Spektralindizes allein zustande.

Die Frage nach der Lage und Scharfe, ja moglicherweise sogar nach der Existenz eines Knickes im diffusen Rontgenspektrum in der Gegend urn 20 keV herum ist von der experimentellen Seite her noch hochst unklar und auch umstritten. Es erscheint durchaus moglich, daB die h d e r u n g des Spektrums nicht scharf, sondern verwaschen ist. Die Nichtexistenz einer Spektralanderung mu6 man aber wohl ausschlieBen, wenn man an die Zuverlassigkeit der Raketenmessungen zwischen 2 und 10 keV glaubt. Sofern die Messungen urn 20 keV von Satellitenexperimenten durchgefuhrt worden waren, besteht die Hauptschwierigkeit in der richtigen Abschatzung von Storstrahlung durch Spallation. Bei Ballonexperimenten fiihrt die Subtraktion atmospharischer Sekundarstrahlung zu einer Unsicherheit. Immerhin kann man jetzt die folgenden Aussagen iiber das inverse Comptonmodell machen :

a) Wenn sich herausstellen sollte, dalj das diffuse Rontgenspektrum in der Gegend von 20 keV einen scharfen Knick hat, dann ist das Modell nicht anwendbar.

b) Wenn sich jedoch herausstellt, dal) der Knick stark verschniiert ist, so kann man das Modell nicht kategorisch ablehnen. Damit der Knick jedoch nicht vollig verschwindet, miissen alle Quellen fur Elektronen im intergalaktischen Raum genau an derselben

46 V. SCE~NFELDER

Stelle im Spektrum einen Knick haben, und es darf keine Dispersion in ihren Spektral- indizes geben. In diesem Fall hat das Photonenspektrum oberhalb 100 keV die Form WE-^,^. Es konnte also nicht den ExzeB im Ganimabereich erklaren.

c) Auch wenn sich herausstellen sollte, daB der Knick bei 20 keV uberhaupt nicht existiert, so kann der ExzeB oberhalb 1 MeV auch durch eine Dispersion der Spektral- indizes nicht erklart werden (Fall b) von COWSIK und KOBETICH). Da der diffuse RontgenfluB zwischen 2 und 10 keV zur Zeit zu etwa 20% als Summe unaufgeloster Punktquellen verstanden werden kann, wird die Existenz des Knicks erhartet (SCHWARTZ und GURSKY (1973)).

ober die uns in diesem Zusammenhang interessierende diffuse Gammastrahlung kann man also zusammenfassen : Wenn das inverse Comptonmodell uberhaupt anwendbar ist , so erkliirt es auf keinen Fall den ExzeB oberhalb 1 MeV. Unter sehr extremen Annahnien konnte es jedoch den Anteil erklaren, der sich durch die geradlinige Extrapolation vom Rontgenbereich in den Gammabereich hinein beschreiben 15Bt (siehe Bild 33). I n diesem Fall miiBte das differentielle Gammaspektrum fur sehr hohe Energien (moglicherweise urn 100 MeV herum) steiler werden und die Form -E2J annehmen, da die Elektronen- quellspektren oberhalb einiger 100 GeV steiler werden sollten (die Lebensdauer der Elektronen gegen Synchrotronstrahlung und inversen Comptoneffekt wird bei diesen Energien kleiner als die Verweilzeit der Elektronen in ihren Quellen). AbschlieBend noch einige Bemerkungen, wie sich kosmologische Effekte auf das inverse Comptonmodell auswirken. Friihere Epochen unseres Universums konnen durch die Rotverschiebung z = An/,? beschrieben werden, wenn ;1 die Wellenlange eines Lichtstrahls ist. Sei n(z) die Teilchen- dichte zu einer Zeit mit der Rotverschiebung z und n(0) die Teilchendichten heute. dann folgt aus der spateren Gleichung (31) :

wenn T die Temperatur einer thermischen Strahlung und w ihre Energiedichte ist. Es sieht daher so aus, als ware der inverse Comptoneffekt in kosmologischen Zeiten wesentlich effektiver gewesen, da ja die Schwarzkorperstrahlung vie1 energiereicher und konzentrierter war. Tatsachlich verringert sich die Lebensdauer der Elektronen jedoch genau um den gleichen Faktor (siehe G1. (26))) so daB letzten Endes kein Gewinn besteht. Ein Gewinn 1aBt sich nur durch Evolutionseffekte erzielen, wenn z. B. - wie im Ka- pitel IV. 1 kurz angedeutet - die Anzahldichte und Ergiebigkeit von Elektronenquellen in kosmologischen Zeiten groRer war als heute (was ja bei moglichen Gammaquellen wie Radiogalaxien und Quasaren beobachtet wird). Jedoch ist auch hier Vorsicht gehoten, denn der Energiebedarf in kosmologischen Zeiten ist groBer als heute; erstens, weil die heute beobachteten Photonen mit einer (1 -+ z)mal hoheren Energie erzeugt wurden und zweitens, weil die Expansionszeit des Universums in friiheren Zeiten kurzer war als jetzt, z. B. im Einstein de Sitter-Mode11 um einen Faktor (1 + z)-3Ia. I n diesem Model1 muBten insgesamt die Energiequellen also starker als proportional (1 + z)2,6 anwachsen, damit Evolutionsmodelle uberhaupt einen Gewinn bringen. Tatsachlich wird bei Radio- galaxien eine Evolution (1 + beobachtet (LONGAIR (1970))) so daB friiher moglicherweise tatsachlich genugend starke Elektronenquellen zur Verfugung standen. Dariiberhinaus wiirden Evolutionsmodelle auch einen EinfluB auf die Form des Photo- nenspektrums haben. Ein zur Zeit to impulsartig injiziertes Elektronenspektrum der Form -E,-mdE, wiirde zur Zeit t > to die Form -E,-m[l - aE,(t - dE, haben, wenn man nur die Energieverluste durch inversen Comptoneffekt betrachtet. Das liegt


daran, daB ein Elektron der Energie E, nach der Zeit t > to nur noch die Energie E,(t) = E o / [ l + aEo( t - to ) ] hat (Gl. (25 ) ) . Zur Zeit t gibt es keine Elektronen mehr mit Energien oberhalb [a(t - tO)]- l . Wenn der Index des injizierten Elektronenspektrums m groBer als 2 ist, nimmt das Spektrum an der Stelle E , = [a(t - t0)]-l den Wert Null an. Im Prinzip lieBe sich daher durch impulsartige Injektion von Elektronen zu verschiedenen Zeiten nahezu jede beliebige Spektralform des heutigen intergalaktischen Elek- tronen- und damit auch Photonenspektrums konstruieren. Das zweite Model1 zur Erklarung des gesamten diffusen Itontgen- und Gammaspektrums durch einen einzigen physikalischen ProzeB beruht auf der Bremsstrahlung nicht- thermischer Elektronen im intergalaktischen Gas. Bremsstrahlung ist jedoch hochst in- effektiv und man benotigt daher auBerordentlich hohe Elektronenflusse im intergalaktischen Raum, um Photonen im ausreichendem MaBe erzeugen zu konnen. Zwischen dem differentiellen Bremsstrahlungsspektrum 1b(EY) und dem differentiellen Elektronenspektrum Ie (Ec) besteht im Fall relativistischer Elektronenenergien die Be- ziehung :

Dabei ist M die von den Elektronen durchsetzte Gasschicht, gemessen in g/cm2, und X ist die Strahlungslange fur 'den intergalaktischen Raum; es ist X M 65 g/cm2. Wenn das Elektronenspektrum die Form eines Potenzgesetzes hat, werden die Photonen durch das gleiche Spektrum beschrieben. Die Ineffektivitat des Bremsstrahlungsprozesses wird einem bewuBt, wenn man bedenkt, daB die Materiedichte im intergalaktischen Raum von der Grofienordnung

cm betragt. Demgegenuber ist der inverse ComptonprozeB an der 2,7-K-Strahlung fur Elektronenenergie oberhalb 100 MeV fast 100% effektiv, wie man sofort an Gleichung (24) erkennt. Eine geniigend hohe Photonenausbeute laBt sich daher uber den BremsstrahlungsprozeB nur dann erreichen, wenn man ihre Erzeugung in friihere kosmologische Zeiten legt und starke Evolutionsmodelle fur die Elektronenquellen im intergalaktischen Raum zugrunde legt. Das ist in den Arbeiten von ARONS et al. (1971) und STECKER und MORGAN (1972) geschehen . Zwar laIjt sich die Form des diffusen Rontgen- und Gammaspektrums von etwa 40 keV bis knapp 100 MeV in diesen Modellen relativ gut erklaren (siehe z. B. STECKER (1973)), wenn man eine sehr kleine Dichte des intergalaktischen Gases (no = 10-7/cm3) annimmt und wenn man die maximale Elektronenergiebigkeit der Quellen, die in diesen Arbeiten sonst nicht weiter spezifiziert werden, in Zeiten mit Rotverschiebungen um Z,,, = 2,5 legt. (Bei hoheren Gasdichten wiirde das Photonenspektrum bereits unterhalb einiger 100 keV stark abflachen, da dann die Coulombschen Energieverluste der Elektronen wirksam werden wiirden.) Tatsachlich benotigt man jedoch selbst bei diesen Evolutionsmodellen noch unzulassig hohe Elektronenintensitaten. ARONS et aI. (1971) nehmen an, daB die Quellen der Elek- tronen proportional (1 + .Z)4 mit der Rotverschiebung anwachsen und die Emission bei einem Wert Z,,, = 10 beginnt. Selbst dann benotigen sie noch eine derzeitige Elek- tronendichte von 0,5 eV/cm3, urn ihre Rechnungen an die Beobachtungen im Energie- bereich 0,l- 1 MeV anzupassen. Dieser Wert ist auBerordentlich hoch, wenn man bedenkt, daB die Energiedichte relativistischer Elektronen in unserer Galaxie nur 10-2eV/cms betriigt. Im intergalaktischen Raum kann man Energiedichten erwarten, die

g/cmS ist und der Hubbleradius

48 V. SCHONFELDER

wohl um einen Faktor kleiner als in unserer Galaxie sind. Die Autoren halten ihr Model1 daher selbst fur unrealistisch. Daruber hinaus ist es wahrscheinlich nicht zulassig, die Evolution der Elektronenquellen uber Rotverschiebungen von z = 2,3-4 hinaus anzunehmen; denn LONGAIR (1970) wies darauf hin, da13 dann der integrierte Radiohintergrund nicht mehr mit den Beob- achtungen in Einklang zu bringen ware. Bremsstrahlung mu13 daher wohl als moglicher ErzeugungsprozeB fur diffuse Rontgen- und Gammastrahlung ausscheiden.

3. Modelle zum Ursprung des Exzesses zwischen 1 und 100 MeV

Alle Modelle, die den ExzeB in der Intensitat der diffusen Gainmastrahlung zwischen 1 und 100 MeV durch eine zusatzliche Komponente erklaren wollen, basieren auf Prozessen, die in sehr friihen Zeiten unseres Universums stattgefunden haben; und zwar handelt es sich um Epochen mit Rotverschiebungen bis zu z = 100. Zum Teil muB zusatzlich eine starke Evolution fur die Teilchenquellen angenommen werden. All diese Modelle sind hochst spekulativ, und es gibt zur Zeit keine weiteren experimentellen Beobachtungen, an denen sie getestet werden konnen. Trotzdem haben sie ganz wesentlich zu dem Inter- esse an der diffusen kosmischenGammastrahlung beigetragen, da man im Fall der Gultig- keit solcher Modelle in weit fruhere Epochen unseres Universums schauen konnte, als es bisher der Fall war (der entfernteste Quasar hat einen x-Wert von 3,5) und da man etwas uber den physikalischen Zustand der intergalaktischen Materie erfahren konnte. Es erscheint sinnvoll, zunachst die wesentlichen kosmologischen Gleichungen zusammen- zustellen, bevor die verschiedenen Modelle im einzelnen diskutiert werden.

a) Kosmologische Gleichungen und optische Dicke des Universums

Alle kosmologischen Modelle, in denen das Universum homogen und isotrop ist , konnen durch die Robertson-Walker-Metrik beschrieben werden. Dort gilt fur das Linienelement ds :

ds2 = C' dt2 - d12 = C' dt2 - R2(t) d U 2 . (29)

R(t) ist ein zeitabhangiger Skalenfaktor in radialer Richtung, du ist die Differentialform des Ortsraumes. R(t) wird durch die Einsteinschen Feldgleichungen der Allgemeinen Relativitiitstheorie bestimmt, die sich bei dieser Metrik auf zwei einfache Differential- gleichungen reduzieren (siehe z. B. SCIAMA (1971)). Gammaquanten bewegen sich entlang geodatischer Linien (ds = 0). Ihr Weg wird also beschrieben durch

dl dt - = c .

Sei t das Alter des Universums bei einer Rotverschiebung z, und kennzeichne to das Alter des Universums heute ( z = 0), dann gilt die Beziehung

Die heute beobachtete Wellenlange 1, eines Photons und die zur Zeit t ausgesandte Wellenlange il stehen in gleichem Verhaltnis zueinander wie die radialen Skalenfaktoren des Universums in den entsprechenden Epochen.


Demzufolge gelten auch die Beziehungen

= ( 1 + 2 ) 3 %(to) >

E( t ) = ( 1 + 2) E(to) >

W O ) = (1 + 2) w ,

(32)

(33)

(34)

wobei n eine Teilchendichte (Anzahl/Volumen), E die Energie eines Teilchens oder Photons und At ein kurzes Zeitintervall in der jeweiligen Epoche ist. Betrachtet man die Erzeugung von Gammaquanten zur Zeit t durch Kollision zweier Teilchenarten mit den Dichten nu(t) und nb(t), und sei

G(Ey) : [ ~ r n - ~ s-l ster-l GeV-l cmts] (35)

die pro Kollision erzeugte Anzahl von Gammaquanten bei einer Teilchendichte von 1 /cm3, so erhalt man fur den GammafluB I ( E y ) heute (also zur Zeit to bzw. x = 0):

(1 + Z ) Z " \ I

Der Faktor l / ( l + Z)z im Integral beriicksichtigt die Fluherminderung zum heutigen Zeitpunkt durch die Anderung des Flachenelementes. Die Anderungen des Energie- und des Zeitintervalles heben sich gegenseitig a d . Eine mogliche Absorption der Strahlung wird in dem Faktor e - r ( E y J ) berucksichtigt; z(E, , I) ist die optische Tiefe entlang des Sehstrahls. Gleichung (36) wird iiblicherweise umgeschrieben, indeni man statt des Alters t die Rot- verschiebung z der Epoche verwendet. Man erhalt dann:

Die GroBe dljdz hangt von den speziellen kosmologischen Modellen ab. I n den Modellen, in denen die kosmologische Konstante A und der Druck p in den Einsteinschen Glei- chungen Null gesetzt wird, gilt:

4 _ _ _ - - dl dl at -- dz at dz H o ( l + 2 ) 2 ( 1 + 2q0Z)11Z'

Dabei ist H , die Hubblekonstante zum jetzigen Zeitpunkt (2 = 0), und

R(t) R(t) qo = -- R2@)

der sogenannte Decelerations-Parameter, der charakteristisch fur die verschiedenen Modelle ist : po = 1/2 beschreibt das sog. Einstein de Sitter-Modell. Fur das Alter des Universums gilt hier die Beziehung

4 ZeitscMft ,,FortscMtte der Physik", Heft 1

50 V. SCHONFELDER

In diesem Model1 nirnmt die Diehte des Universums gerade den kritischen Wert n, an, oberhalb dessen es gravitationsmaflig gebunden ist. Fur H , = 75 km s-l Mp see-1 erhalt man n, = 2 a Atome/cm3; (fur Ho = 55 km s-1 Mp see-1 folgt nz = 6 . 10-30 g/cm3). po > 1/2 beschreibt ein oszillierendes Universum. Die Dichte ist grof3er als im Einstein de Sitter-Modell. po < l /2 beschreibt ein sich standig ausdehnendes Universum. Fur das Alter gilt die Beziehung

g/cm3 oder n, =

I . I

Die Dichte ist kleiner als n,. Der Zusammenhang zwischen dem Decelerationsparameter und der Dichte wird beschrieben durch :

n nC

2po = -.

Die optische Tiefe fur einen Gammastrahl, der in einer Epoche mit der Rotverschiebung z erzeugt wurde und nach Durchlaufen des Weges E(z) jetzt (2 = 0) mit der Energie E, beobachtet wird, betragt

Dabei ist o(E,) der energieabhangige Absorptionswirkungsquerschnitt ; n ( z ) ist die Teilchendichte der absorbierenden Materie.

roJ n 3 0-2 IC+ I 10 102 a? td 10s Kp 107 d Ey(M.V)

Bild 35. Beziehung zwischm Rotverschiebungsfaktor (1 + 2) und der Energie E y , bei der die optische Tiefe fur Gamma- strahlung den Wert 1 annimmt; no ist die Teilchendichte im intergalalhchen Raum heute (Nach STECRER (1973)).

Werte fur t(E,, 2) sind fur verschiedene Absorptionsprozesse berechnet worden von REES (1969), ARONS und MCCRAY (1969) sowie FAZIO und STECKER (1970). Als Absorptionsprozesse in kosmologischen Zeitskalen kommen in Frage : a) fur Energien um 1MeV und darunter: Comptonstreuung an den Elektronen der

b) zwischen 1 MeV und m 10 GeV: Paarerzeugung an der intergalaktischen Materie, c) oberhalb m 10 GeV : Paarerzeugung an der 2,7-K-Strahlung.

intergalaktischen Materie,


In Bild 35 ist die Beziehung zwischen Rotverschiebungsfaktor (1 + 2) und der Energie E, dargestellt, bei der die optische Tiefe den Wert t = 1 annimmt; und zwar fur zwei verschiedene Dichten der intergalaktischen Materie: no = ~ m - ~ und no = lo-' c n r 3 (4 qo = 0,015). Der Energiebereich 1 MeV bis 10 GeV erlaubt Beobachtungen bis in die entferntesten Epochen. Hier wird das Eniversum optisch dicht bei (1 + 2) 70 im Fall no = 10-5,h3 bzw. bei (1 + 2) w 300 im Fall no = lo-'

b) Erzeugung von Gammastrahlung aus dem xO-Zerfall in kosmologischen Zeiten

Von STECKER (1969 und 1971) sind zwei Modelle vorgeschlagen worden, denen zufolge der ExzeB im diffusen Gammaspektrum zwischen 1 und 100 MeV durch rotverschobene Gammaquanten aus dem no-Zerfall zustande kommt. Die &Mesonen sollen in sehr friihen Epochen unseres Universums uber Kernprozesse erzeugt worden sein. Im Ruhesystem des no-Mesons erfolgt die Aussendung der beiden Zerfalls-Gamniaquan- ten isotrop und jedes Quant erhalt die Energie E , = m,0c2/2 == 68 MeV. In einem System jedoch, in dem sich das ZO-Meson mit der kinetischen Energie E, bewegt, erfolgt die Aus- sendung des Gammaquants vorwiegend in Flugrichtung des Mesons. Tragt nian die Energieverteilung aller Gammaquanten in einem logarithmischen Diagramm auf, nachdem man iiber alle Emissionsrichtungen integriert hat, so ist die Verteilung konstant in einem bestimmten Bereich um 68 MeV herum. AuIJerhalb dieses Bereiches giht es keine Gammaquanten. Die beiden Grenzwerte sind gegeben durch die Beziehung :

Die Verteilungsfunktion ist symmetrisch um 68 MeV in dem logarithmischen Diagranim. Denn aus Gleichung (43) folgt sofort, daB

log E,,,, - log (68 MeV) = log (68 MeV) - log EYmi, (44) erfullt ist. Der Bereich, in den1 die Verteilungsfunktion nicht verschwindet, ist um so ausgedehnter, je groBer die kinetische Energie des no-Mesons ist, und um so schmder, je kleiner sie ist. Das ist in der Skizze von Bild 36 angedeutet. (Eine ausfuhrliche Diskussion findet man z. B. bei LUST und PINKAU (1967)). Wenn die kinetischen -Energien der xO-Mesonen sich uber einen weiten Energiebereich erstrecken, so erhalt man fur die Energieverteilung der Gammaquanten durch cber- lagerung der Rechteckfunktionen eine Form, die ein Maximum bei 68 MeV hat und die in dem logarithmischen Diagramm nach beiden Seiten syrnmetrisch abfallt (gestrichelt angedeutet in Bild 36). Wenn nun durch irgendwelche Prozesse im intergalaktischen Raum no-Mesonen erzeugt werden, so muaten wir iiber diese Prozesse durch die Zerfalls-Gammaquanten inforiniert werden konnen. Diese Gammaquanten haben die aufierordentlich giinstige Eigenschaft, daB ihre Absorptionswirkungsquerschnitte sehr klein sind. Die Wahrscheinlichkeit fur eine Absorption auf dein Weg voni Entstehungsort zu uns ist so klein, daB wir noch heute Gammaquanten empfangen musten, die in sehr fruhen Zeiten des Universums entstanden sind (siehe Bild 35). Allerdings wurde das Maximum der Energieverteilung dieser Gammaquanten dann heute nicht mehr bei 68 MeV liegen, sondern es wurde wegen der Expansion unseres Universums rotverschoben sein auf den Wert 68 MeV/(1 + Z), wobei z die Epoche kennzeichnen soll, in der die Gammastrahlung erzeugt wurde. Ganima- strahlung aus einer Zeit mit der Rotverschiebung x = 70 wurde also heute das Intensitats- maximum um 1 MeV herum haben. Gaminaquanten mit Rotverschiebungen wesentlich

4 *

52 V. SCH~NFELDER

oberhalb 2 = 70 wiirden uns in dem Einstein de Sitter-Model1 allerdings nicht mehr er- reiclien, da dann die Absorption doch zu grol3 wird. (Bild 35). Im Fall des offenen Uni- versunis wird die Absorption erst in der Gegend oberhalb z = 300 wichtig. Im Prinzip sollte es daher heute eine Gammastrahlung geben, die in Zeiten mit Rot- verschiebungenzwischen etwa Z = 0 und Z m 100entstandenist. Diese Strahlung wiirde vorwiegend im Energiebereich 1-70 MeV liegen, also gerade dort, wo der ExzeS im diffusen Gammaspektrum beobachtet wird. Man konnte daher vermuten, daS es sich bei diesen ExzelJ-Gammaquanten eben um solche aus Urzeiten unseres Universums handelt.

Biltl 30. L;amin:ispektren nus dern xO-Zerfoll filr 1 divkrete Energien Ea,.(Im linearen JIaDstab wHren die FlHchen der beiden Bcchtcrke gloicli groli.) Ciestrichelt: Idealisiertea Garnmnspektrum filr den Foll eines no-Spektnun6

Wenn das zutriife, wiirde es uns die Gammastronomie damit gestatten, in weit friihere Zeiten des Universums zu schauen, als es bisher an diskreten Quellen der Fall war. Und das ist. der Grund, warum dieses Modell so vie1 Interesse gefunden hat. STECKER (1969, 1971) hat zwei Moglichkeiten vorgeschlagen, wie die #-Mesonen enb standen sein konnen : 1. Durch Wechselwirkung der kosmischen Strahlung mit dem intergalaktischen Gas. 2. Durch Materie-Antimaterie-Vernichtung in baryonensymmetrischen Kosmologien. Im folgenden sollen beide Modelle nacheinander diskutiert werden. Zunachst zum ersten Modell : Das heutige differentielle Energiespektrum der Gammastrahlung aus Kernprozessen der kosmischen Strahlung in kosmologischen Zeiten ist nach den Gleichungen (36a) und (37) gegeben durch :

Dabei ist Ilnt der Flu13 der kosmischen Protonen im intergalaktischen Raum, Igal der- jenige in unserer Galaxie. Es isb


der Faktor (1 + Z)3 beriicksichtigt die grol3ere Dichte im Universum zu friiheren Zeiten und die Funktion g ( Z ) erlaubt es, verschiedene Evolutionsmodelle fur die Quellen der kosmischen Strahlung zu diskutieren. Die Funktion fCR(Ey) ist die Anzahl erzeugter Gammaquanten der gesamten galrrktischen kosmischen Strahlung entlang eines Sehstrahles mit der Saulendichte 1 Teilchen/cm2 :

(47) fCR(Ey) : [s-l ster-1 GeV-11.

Die Energieabhangigkeit von fCR(Ey) hat qualitativ die Form der gestrichelten Kurve in Bild 36 und ist quantitativ z. B. bei STECKER (1971b) zu finden. Der Rotverschiebungsfaktor Z,,, soll die Epoche kennzeichnen, als die Galaxienbildung begann. In friiheren Zeiten (2 > Z,,,) soll es nicht moglich gewesen sein, kosmische Strahlung zu beschleunigen. Wahlt man die freien Parameter in Gleichung (45) geeignet, so laBt sich der Exzeli in1 diffusen Gammaspektrum tatsachlich recht gut wiedergeben. I n Bild 37 ist die von STECKER (1973 b) angegebene gunstigste Form von IcR(E,) zusammen mit den vorliegenden MeRresultaten des Bildes 33 dargestellt. Es muB gefordert werden, daB das diffuse Rontgenspektrum sich zumindest bis zu Energien von einigen MeV geradlinig fortsetzt, da nur die Uberlagerung beider Komponenten eine gute ubereinstimmung mit den MeB- daten bringt.

I . < I 5 S A S - 8 Fichlel d a1 1973 '. '!

', s o-6 + Sch6nfrldrr ct 01 1974

+ 050 Ul Kraushmr ct 01 1972 .~ E k 5 S A S - 8 Fichlel d a1 1973 '. 'L 1

0.1 I 10 100 -€.,[MeV]

Bild 37. Vergleich der MeBergebnisse mit den1 Zwei- komponenten-Modell von STECKER (1973 b), bei dem der Exze5 dnrch rotverschobene Gammaquanten erkl&rt wird, die in friiheren Zeiten den Universums (ZmSx = 100) durch Wecbselwirkung der kosmischen Strahlung mit dem intergalaktischen Gas entstandcn sind (rlo = 1/21

Die Annahmen fur das in Bild 37 dargestellte rotverschobene Gammaspektrum sind die f olgenden :

i ) Z,,, = 100

ii) Bis zu Epochen mit der Rotverschiebung Z,,, sollen die Quellen fur die kosinische Strahlung das gleiche Energiespektrum liefern, und zwar soll das differentielle An- zahlspektrum mE-2,' sein.

54 V. SCHONRELDER

iii) Die Injektion der kosmischen Strahlung in den intergalaktischen Baum soll ,,burst"- artig zur Zeit Z = Z,,, erfolgt sein.

iv) Es wird ein Einstein-de-Sitter-Model1 zugrunde gelegt, d. h., es ist q, = 112. Die Dichte des intergalaktischen Gases ist no M 10-6/cm3 und das Alter des Uni- versums zur Zeit Z,,, = 100 betragt M lo7 Jahre. Die Absorption der Gamma- quanten wird durch die Kurve ,,no = 10-5 cm-3" in Bild 35 beschrieben.

Die Forderung ii) bedeutet, daB der Beschleunigungsmechanismus fur kosinische Strah- lung in allen extragalaktisehen Quellen der gleiche sein mu5 wie bei uns. Ein Wert Z,,, < 100 fdhrt nicht zu einer Anpassung, da das rotverschobene Gamma- spektrum sein Maximum dann bei zu hohen Energien hat und den bei etwa 1 MeV be- ginnenden Exze5 daher nicht erklaren konnte. Da im Einstein-de-Sitter-Model1 die Ab- sorption bei Z,,, = 100 schon erheblich ist, bringen hohere 2-Werte keinen Gewinn. Die Forderung iii), namlich die burstartige Injektion der kosmischen Strahlung zur Zeit Z,,, - oder alternativ eine starke Evolution der Quellen - muD man aufstellen, wenn man das resultierende Gammaspektrum gleichzeitig an die MeBwerte bei 100 MeV und bei 1 MeV anpassen will. Wiirde man nur eine konstante Injektion der kosmischen Strah- lung uber die ganze Zeit des Universums bis Z,,, = 100 zulassen, so ware der Wert bei 1 MeV fast eine Zehnerpotenz zu klein, wenn man das Spektrum auf den MeDwert bei 100 MeV normiert. Der Energiebedarf in dem burst-Mode11 ist allerdings erheblich : nach STECKER (1973 b) miifiten 20% unserer gegenwartigen Galaxien bei ihrer Entstehung je erg in Form kosmischer Strahlung iiber einen Zeitraum von 107- 108 Jahren erzeugt haben. Die heutige Intensitat der kosmischen Strahlung im intergalaktischen Raum betriige dann etwa lo-* Igal. Trotz ihrer enormen Starke waren die Energiequellen im Radio- und Rontgenbereich nicht sichtbar, da die Elektronen iiber den inversen Comptoneffekt zu schnell ihre Energie verlieren, so daB sie nur eine kurze Lebensdauer haben. Die dabei zwar erzeugte Rontgen- strahlung kann uns nicht erreichen, da dasuniversum fur Z 2 10 optisch dicht ist. Schliefilich wurde in der Forderung iv) eine Einstein-de-Sitter-Kosmologie zugrunde gelegt. Tatsiichlich laBt sich unter sonst gleichen Annahmen (Zmax = 100, burstartige In- jektion, Protonenspektrum WE-^,^) in dem offenen Universuni (4, w 0, n, = lo-' ~ m - ~ ) nicht eine so gute Anpassung erzielen. Denn erstens ware wegen der fehlenden Absorp- tion bei 1 MeV (siehe Bild 35) die Intensitat bei 1 MeV relativ zu der bei 100 MeV etwa um einen Faktor 4 hoher und zweitens hat der Wert qo m 0 in Gleichung (45) zufolge, daO Gammaquanten aus Zeiten mit groBen 2-Werten im offenen Modell heute relativ intensiver sind als im Einstein-de-Sitter-Modell, so dafi insgesamt der Wert des Ganiniaspektrums bei 1 MeV um einen Faktor der GroBenordnung 10 zu groO ware, wenn das Spektrum auf den MeBwert bei 100 MeV normiert ware. Zwar liel3e sich durch geeignete Wahl der anderen Parameter auch hier eine Anpassung an das gemessene Spektrum erzielen, (z. B. moglicherweise durch eine konstante Injektion oder durch eine schwache Evolution der Quellen der kosmischen Strahlung). Wir meinen aber, daB es einfach zu viele Parameter gibt, die man willkiirlich wahlen kann, fur deren Wahl es aber zur Zeit keine Rechtfertigung gibt. Nun zum zweiten Modell, zur Erzeugung der +'-Mesonen durch Annihilation von Materie und Antimaterie. In diesem Modell wird gefordert, daB unser Universum zu gleichen Teilen aus Materie und aus Antimaterie besteht. Bereits unmittelbar nach dem Big Bang soll die Trennung von Materie und Antimaterie erfolgen und sie soll letzten Endes zur Bildung von Gebieten aus Materie und Antimaterie von der GroBe von Galaxienhaufen fiihren. an deren Randgebieten bei der Kollision Annihilation erfolgen kann.


Fur die Existenz solch eines baryonensymmetrischen Universums gibt es bisher keinerlei experimentelle Hinweise. Nach Meinung Steckers konnte der ExzeD im diffusen Gamma- spektrum jedoch ein erster solcher Hinweis sein. Fur das Annihilation-Gammaspektrum zum heutigen Zeitpunkt erhalten wir aus Glei- chung ( X a ) :

Dab& ist f , (E,) wieder die Anzahl erzeugter Gammaquanten pro Kollision bei einer Teilchendichte von l/cm3: f A ( E y ) : Es wird die Annihilation von Materie und Antimaterie nur bei thermischen Energien betrachtet. Dann erfolgt die Reaktion

s-1 ster-l GeV-l ems].

p + j5 + TC+ + x- + no (falls E, < 286 MeV). (49 1

Hierbei konnen die Mesonen maximal 923 MeV und minimal 5 MeV erhalten. Die Ener- gien der xO-Mesonen erstrecken sich also nur uber einen relativ kleinen Bereich. Das hat zur Folge, daB die spektrale Form von fA(Ey) sich mehr einem Rechteck in Bild36 nahert : fa(Ey) ist relativ flach um das Maximum, fallt dann aber sehr steil nach beiden Seiten ab. Unterhalb 5 MeV und oberhalb 923 MeV ist fA(Ey) = 0. (Das genaue Spektrum von fA(Ey) findet man bei Stecker (197313). Der Faktor (1 + 2). in Gleichung (48) beriicksichtigt die Abhangigkeit des Annihi- lationswirkungsquerschnittes von der Geschwindigkeit und damit von der Temperatur der Materie. STECKER (1971b) gibt folgende Werte fur x an: x = 0,36 fur z < 150-200; .1: = -1/2 fur z > 150-200. Die Intergration von Gleichung (48a) gibt f iir verschiedene Energiebereiche in guter Naherung potenzformige Energiespektren, sofern man die Absorption der Gammastrah- lung vernachlassigt. In Tabelle 4 ist dieser Zusammenhang dargestellt :

Tabel le 4

Die Form des Annihilation-Gamma-Spektrums I A ( E , ) fur verschiedene Energiebereiche bei Vernachlassigung der Absorption

(Nach STECKER (1971 b))

kosmologisches Energiebereich IA(E7) Model1 (ohne Absorption)

500 keV- 70 MeV E-2,86

E-2,68 90 = 112

70 keV - 500 keV

500 keV- 70 MeV E-3.36

E-3.18 90 0

70 keV - 500 keV

66 V. SCHONFELDER

Bild 38 zeigt das von STECKER (1973 b) angegebene Annihilations-Gammaspektrum - diesmal unter Beriicksichtigung von Absorption und Streuung durch Comptoneffekt - im Vergleich mit den MeSergebnissen. Das Spektrum wurde so normiert, da13 es die Beobachtungen gut annahert. (Man erhalt dadurch eine Aussage iiber dem Bruchteil 6 der Materiendichte, der inden Grenzbereichen annihiliert, es ist [ = 3 im Einstein- de-Sitter-Modell. )

I I , , , , I I , , I

10-1

Bild 38. Verglelcli der MeOrrgebnisac niit dem Zwoikoinponeiitfn-3Iodell yon STEOKER (1973b). bei deni der ExzeO durch rotverschobene Ganiinaquanten erklart wird, die durch Materie-Aiitimaterie-Vernichtung in einem baryonen- syrnmetrischen rniversum entstanden sind. (ao = 1/2)

Dieses Model1 hat den Vortcil, da13 sicbli das in Bild 38 dargestellte Annihilationsspektrni zwangslaufig aus den1 haryonensynimetrischen Weltbild ergibt, wie es z. B. von OMPI'CY (1969) vorgeschlagen uird. Man 1)rauclit also nicht irgcndwelche freien Parameter wie Z,,, oder die Quellstarkc von Energiequellen zu wiihlen. Man integriert uber alle Epochen des Universums, und das Maximum bci 1 MeV ergibt aich zwangslaufig als Absorptions- effekt, jedoch nur ini Einstein-de-Sit tcr-Modell. Tatsachlich ist das in Bilrl38 gezeichnete Anniliilationsspektrum uieder fiir das Einstein- de-Sittr.r-Model1 berechnet worden. Duriiherhinaus wurde x = 0 gesetzt. so dal3 J . 4 ( E t )

hn offenen 'C'niversuni (q,, e 0) dagcgen, bei cincr gegenwartigen Materiedichte von 10-7/cn~3 i n 1 intergalaktisclien lkmii, wurde dic Absorption oberhalb etwa 1 MeV noch zu vcrnachliissigeii scin (Eiltl 35) und dort wiirde das (:ammaspektrum die Foriii F3 haLen (bcriicksiclitigt inan x > 0, ivlre clas Spcktruiii noch steilcr!). Wiircle lliiin das .!nniliilationsspektruiii daher bei 1 MeV :in die Mesmngcn anpasscn, viirc es bercits bei 50 MrV uni i n c h nls cinen Faktor 10 zu ticf. 1)ariibcrhinaus wiirde das Maxiiiiuiii d e ~ .-2nnihilatiorisspektrunis lwi 2OO--:W kcV liegen, cia ja die Absorption erst oh-liall> x = 300 einsetzt. Tatsii~~lili~~li w t z t dcr ICxzcll aber friiliesteris bci 500 keV ein. Wir komuicn da1ic.r aucli hier. n i p h i dcni vorigen Rlodell. zu dcm Sclilull, t h I I (lie gutc i'1,rreinsstiiiimung ziyisc.lien 'Tlieoric und Espcrinicnt nur fiir ein Einstein-dc-Sitter-

E-2.5 fiir 500 keV < E7 < 70 MeV ist.


Universum gegeben ist. Leider ist die Prage immer noch offen, welches kosmologische Modell anzuwenden ist. Immerhin kann von dieser Seite her in Zukunft einmal eine entscheidende Aussage uber die beiden Modelle von Stecker erwartet werden. Dariiberhinaus gibe es im Prinzip eine weitere Moglichkeit, das Annihilations-Mode11 zu testen. Fur die Gro13e L der Gebiete, an deren Grenzen die Annihilation erfolgen soll, gilt

sofern z < 200 (50) L O L = - l + Z

wenn Lo die heutige GroBe ist (Lo = 2,5 . 1 0 2 5 cm, PUGET (1973)). Diese Gebiete erscheinen heute unter einem Winkeldurchniesser A 0 von

wobei zo = l / H o und qo der Decelerationsparameter ist (SCIAMA (1971)). Der Winkeldurchmesser der Gebiete hangt also von der Rotverschiebung z ab. Anderer- seits entspricht jedem z-Wert eine mittlere Energie der Gammastrahlung von 68 MeV/ 1 + z . Genaue Untersuchungen iiber die Isotropie der ExzeBstrahlung muBten also eine Korrelation zwischen der Granulation und der Energie feststellen. Leider hangt A0 nur schwach von z ab. Im Einstein-de-Sitter-Model1 wurde sich die mittlere GroBe der Granulationsbereiche zwischen 1 und 35 MeV nur um einen Faktor 2 andern. Die Schwierigkeiten liegen offensichtlich auf der experimentellen Seite. Das Winkel- auslosungsvermogen der Detektoren miil3te besser als 1" sein.

c) Erzeugung von Gammastrahlung durch extragalaktische Protonen oberhalb 1015 eV

Ein ganz anderer Erzeugungsmechanismus fur den ExzeIj im diffusen Gammaspektruni zwischen 1 und 100 MeV ist von STRONG et al. (1973) vorgeschlagen worden. Im Ener- giespektrum der primaren kosmischen Strahlung beobachtet man bei etwa 3 x 1015 eV eine h d e r u n g in der Steilheit. Unterhalb 3 x 10'6 eV ist das differentielle Spektrum proportional E-2,6, oberhalb ist es proportional E-3S2. Die einleuchtendste Erklarung hierfur stammt von PETERS (1959) : Oberhalb 3 x 1015 eV kann die kosmische Strahlung namlich nicht mehr von den Magnetfeldern in unserer Galaxie gehalten werden; als Folge kommt es zu einem Intensitatsverlust, der das Abflachen des Spektrums bewirkt. STRONG et al. (1973) jedoch gehen in ihren Uberlegungen von einem anderen Modell aus, das von HILLAS (1968) vorgeschlagen wurde. Es beruht auf der Annahme, daB das Primarspektrum der kosmischen Strahlung oberhalb 1015 eV vorwiegend aus extragalaktischen Protonen besteht und daB die Aufsteilung des Spektrums oberhalb 3 x eV eine Folge von Wechselwirkungen der Protonen mit der universellen 2,7-K-Strahlung in fruhen Epochen des Universums ist. Hierbei werden zunachst Elektron-Positron-Paare gebildet, die dann in einem Kas- kadenprozel3 durch Wechselwirkung mit der 2,7-K-Strahlung und dem Sternenlicht Gammastrahlung produzieren : uber den inversen Comptoneffekt an der 2,7-K-Strah- lung werden hochenergetische Gammaquanten erzeugt : diese konnen an dem Sternen- licht im intergalaktischen Raum absorbiert werden durch Rildung neuer Elektronen- Positronenpaare, die dann wieder inverse Comptonstoige erleiden konnen. Die Absorption der Gammastrahlung am Sternenlicht ist oberhalb 1011 eV moglich.

58 V. SCHONBELDER

Es wird angenommen, daB das Quellspektrum der Protonen oberhalb hat

eV die Form

Q(E,, Z ) dz = B * Ep-2 ,6f (~) dz . (52)

Dabei ist B ein Proportionalitatsfaktor und f ( z ) die Quellstarke zur Zeit mit der Rot- verschiebung z :

Ferner wird angenommen, daR fur die Temperatur der Schwarzkorperstrahlung die Be- ziehung gilt :

T = (1 + Z ) x 2,7 K (54)

Als Decelerationsparameter wurde pa = 1/52 gewiihlt (Einstein-de-Sitter-Modell) ; @ und z,,, sind freie Parameter. Unter diesen Annahmen wurde das heutige Protonenspektrum fur verschiedene Para- meter von z,,, und b berechnet. Die beste Ubereinstiinmung mit den Beobachtungen, also einem Knick ein 3 x 10'5 eV erhielt man fur z,,, = 14,3 und ,3 = 4,3; das heiBt, man mu13 eine starke Evolution fer Protonenquellen bis zu Zeiten mit z,,, = 14,3 for- dern. (Da 0 freier Parameter ist, hangt das Modell nicht von dem speziellen q,-Wert ab.) Unterstellt man einmal, daB das Modell bis zu diesem Punkt den Tatsachen entspriiche, so muB im weiteren untersucht werden, welche Form und Intensitgt das Gammaspektrum hat, das sich kaskadenartig aus dem Elektron-Positron-Paar bildet. Die exakten Rech- nungen hierzu sind von STRONG et al. (1973) noch nicht durchgefuhrt worden; bisher liegen nur Niiherungen vor. Eine Unsicherheit besteht ferner in der Intensitat des Ster- nenlichtes im intergalaktischen Raum zu Zeiten mit hohen z-Werten. Immerhin zeigt das resultierende Gammaspektrum im Energiebereich oberhalb 7 MeV zum Teil recht gute tfbereinstimmung mit den Beobachtungen. Die Einzelheiten dieser Abschatzung sollen hier nicht weiter diskutiert werden, zumal wir meinen, daB die stiirksten Einwande gegen das Modell bereits bei den grundlegenden Annahmen zur Deutung des Knickes im Energiespektrum der primaren kosmischen Strahlung einsetzen mussen. HILLAS (1968) und im AnschluD daran BLUMENTHAL (1970) haben untersucht, wie ein extragalaktisches Protonenspektrum durch Wechselwirkung niit der 2,7-K-Strahlung inodifiziert werden wimde. In Bild 39 ist dargestellt, wie stark die moglichen Energie- verlustprozesse bei verschiedenen Energien der Protonen in Erscheinung treten.

Bild 39. Energieverlustproaesseintergalaktischer Protonenfur ZEpochen (z = 0 und z = 10). E,ist dieprotonenenergie zur Zejt mit der Rotver8chiebung z. (Q = l/Z). (nach HILLAS (1968))


Die Energieverlustprozesse werden die Form des Protonenspektrums andern, sobald die Zeitdauer fur diese Prozesse kleiner als das Alter des Universums wird. Bei einem heutigen Alter des Universums von 10lo Jahren, ist der Paarerzeugungseffekt an der 2,7-K- Strahlung oberhalb 2 x lo1* eV der domminante EnergieverlustprozeB; bei 3 x 1019 eV setzt in verstarktem MaDe der Energieverlust durch x-Mesonenbildung ein. In einer Epoche mit der Rotverschiebung z = 10 ist das Alter des Universums im Einstein-de- Sitter-Mode11 3 x lo8 Jahre. Wegen der hoheren Temperatur der Schwarzkorperstrahlung (T = (1 + z ) x 2,7 K), setzt die Paarbildung bereits bei kleineren Protonenenergien ein. Die Zeitdauer fur diesen Energieverlustprozefi ist bereits oberhalb 6 x 1016 eV kleiner als 3 x 108 Jahre. Das bedeutet, daB wir heute keine Protonen oberhalb 6 x 1015 eV aus cler Epoche mit z = 10 sehen wiirden (denn 6 x 10l6 eV-Protonen erscheinen heute ja rotverschoben mit einer Energie von 6 x 1015 eV). Wenn man daher annimmt, daij die Quellen der kosmischen Strahlung uber den ganzen Energiebereich oberhalb 1015 eV ein differentielles Protonenspektrum der Form E-2.6

produzieren, und wenn man ferner annimmt, daB diese Produktion in einer Epoche mit der Rotverschiebung zmax = 15 eingesetzt hat, so muIJ das heutige Spektrum zwangslaufig bei 3 x 1015 eV steiler werden. Wie stark sich das Spektrum dabei aufsteilt, hangt von der Evolution der Quellen ah. In Bild 40 ist das von BLUMENTHAL (1970) berechnete, heutige Protonenspektrum dargestellt (Kurve (b)); dabei wurde zmax = 15, p = 4 und qo = l j2 gewahlt. Diese Para- meter sind also praktisch identisch mit den von STRONG et al. (1973) gewahlten. Das

-20 t - 2 2 2 12 13 IL 15 16 17 18 19 20

log E p (eV)

Bild4O. Integrales Spektrum der primlren kosmischen Strahlung. Kurve (a) : beobachtetes Spektrum (oberhalb 3 ma1 1 O I s eV nach EDGE^^ al. (1973)). Kurve (b): Nichtnormiertesspektrnm in den1 von STRONG et al. (1973) benutaten Modell. Parameter sind: zmsx = 15, 0 = 4, go = l/Z. (nach Blumenthal(l970))

60 V. SCHONFELDER

differentielle Protonenspektrum hat unterhalb 3 x 1015 eV die Form WE-^,^, dann steilt es sich auf zu -E-3,2. Zwischen 3 x 10l8 und 3 x lO l9 eV jedoch wird es wieder flacher und nimmt die urspriingliche Form des injizierten Spektrums an (-E-2*6). I n diesem Energiebereich existieren namlich nur noch Protonen aus unserer Epoche. Da ferner oberhalb 2 x 1018 eV l/E dE/dt praktisch konstant ist (siehe Bild 39), wird die urspriingliche Form des Spektrums in diesem Energiebereich nicht gegndert. Oberhalb 3 x lOl9eV jedoch setzt die rc-Mesonenerzeugung ein und sollte zu einem starken Abfall der Protonen- intensitat fiihren. Zum Vergleich ist das gemessene Primarspektrum ebenfalls in Bild 40 dargestellt (Kur- ve (a)). Oberhalb 3 x 1015 eV wurde das von EDGE et al. (1973) angegebene Spektrum eingezeichnet. Erstens zeigen diese neueren Daten kein Abflachen mehr bei 2 x 1Ol8 eV und zweitens fehlt jede Andeutung fur ein Abknicken oberhalb 3 x l O l 9 eV. Hier muS man allerdings einraumen, daB die Statistik noch schlecht ist (oberhalb 10lg eV weniger als 30 Ereignisse). Zumindest eine experimentelle Tatsache spricht daher heute schon gegen das von STRONG et al. (1973) benutzte Modell, namlich das Fehlen eines Abflachens bei 2 x 10l8 eV. Dariiberhinaus ist zu erhoffen, da13 in naher Zukunft inehr Informationen iiber den Ver- lauf des Primarspektrums oberhalb 1019 eV und iiber seine Ladungszusammensetzung vonliegen, so daIJ dann ein endgiiltiges Urteil moglich sein sollte. SchlieSlich hat STECKER (1971 c) darauf hingewiesen, daS das hier benutzte Modell von HILLAS (1967) iiber den Ursprung der kosmischen Strahlung oberhalb 1015 eV mit den Beobachtungen im Gammabereich um 100 MeV herum nicht zu vereinbaren ist. Denn die Protonen wiirden - abgesehen von den Wechselwirkungen mit der 2,7-K-Strah- lung - durch inelastische StoSe mit dem intergalaktischen Gas rcO-Mesonen erzeugen. Damit der hierbei entstehende GammafluR nicht iiber dem gemessenen Wert von KRAUS- HAAR et al. (1972) liegt, diirfte das Intensitatsverhaltnis von extragalaktischer zu galaktischer kosmischer Strahlung im Energiebereich lo9- 1O1O eV heute nicht groBer als 6 x 10-4 sein, wenn man Dichten im intergalaktischen Gas von n 2 lO-'/cm3 zulLBt. Ent- weder miiIJte das extragalaktische Protonenspektrum daher unterhalb 1015 eV sehr drastisch seine Form andern, oder die Dichte im intergalaktischen Raum miiBte sehr viel kleiner als 10-'/cm3 sein. AbschlieBend sei noch bemerkt, daS das Verhiiltnis von Protonen- zu Elektronen- intensitaten im intergalaktischen Raum einen wesentlich groBeren Wert als bei uns ( M 100) haben muBte, da wir andernfalls eine viel starkere diffuse Rontgen- und Gam- mastrahlung messen miifiten.

4. Kern-Gammalinien im diffusen Hintergrund

Die Gammaspektroskopie in der Astrophysik befindet sich noch in dem allerersten Anfangsstadium. Bisher sind nur zweimal extraterrestrische Gammalinien beoba htet worden, einmal wahrend der grol3en solaren Flares im August 1972 (CIIUPP et aL(1973)) und dann eine 473-keV-Linie aus Richtung des galaktischen Zentrums (JOHNSON et al. (1972)), deren Ursprung noch immer nicht eindeutig geklart ist. Kern-Gammalinien im Universum konnen durch zwei verschiedene Prozesse erzeugt werden : einmal durch radioaktiven Zerfall bei der Nukleosynthese der Elemente und dann durch inelastische Kernreaktionen, bei denen angeregte Kernniveaus erzeugt werden. Wahrend die erste Art von Linien im wesentlichen zwischen 100 keV und einigen MeV zu erwarten ist, haben die Linien aus Kernreaktionen typische Energien von einigen MeV. Bisher gibt es im diffusen Gammaspektrum keine eindeutigen Anzeichen fur die Existenz derartiger Linien, da die Empfindlichkeit und die Energieauflosung der bis- herigen Experimente nicht ausreichend gut waren.


Falls die Bildung der Elemehte bis zum Eisen wirklich beim Siliziumbrennen in Super- novahullen erfolgt, sollten Strukturen im diffusen Gammaspektrum unterhalb etwa 3-3 MeV vorhanden sein und diese sollten mit verbesserten Apparature 1 auch nachweisbar sein. Solche Beobachtungen hiitten daher grundlegende Bedeutung fur das Ver- standnis der Nukleosynthese. Nahezu hoffnungslos dagegen scheint es, die Gammalinien aus inelastischen Kern- reaktionen im diffusen Spektrum nachzuweisen, da die zu erwartenden Intensitaten zu klein sind. Sollte der Nachweis trotzdeni eines Tages gelingen, ware der Nutzen grog: man erhielte Informationen iiber die niederenergetische kosmische Strahlung in weiten Bereichen des Universums und uber die chemische Zusammensetzung der Materie dort.

a ) Gammalinien aus Radionukliden

CLAYTON und SILK (1969) haben untersucht, welche Gammastrahlung aus radioaktiven Zerfallsprodukten heute zu envarten ist, wenn alles beobachtete Eisen im Universum bei Supernovaexplosionen in externen Galaxien iiber den ProzeB des Siliziumbrennens gebildet worden ist. FeSS entsteht durch K-Einfang der Elemente NiS6 und Cos6:

NiS6(e-, v) CoS6(e-, v) Fe56. (55) Beim K-Einfang des Ni56, der mit einer Halbwertzeit von 6, l Tagen erfolgt, werden Gammalinien zwischen 163 keV und 1,56 MeV erzeugt; beim K-Einfang des CoS6, bei dem die Halbwertszeit 77 Tage betrSgt, liegen die Gammalinien zwischen 511 keV und 3,26 MeV (siehe Tabelle 5).

T a b e l l e 5

Emittierte Gammalinien beim K-Einfang von NiS6 und C056

(nach CLAYTON und SILK (1969))

Ni56 -+ C056 CoS6 -+ Fe56

Gammalinie gi = Anzahl Gammalinie gi = Anzahl pro Zerfall pro Zerfall

0,163 0,99 0,511 0,40 0,276 0,31 0,847 1,oo 0,472 0,35 1,03 0,16 0,745 0,51 1,24 0,67 0,812 0,85 1,76 0,14 1,56 0,14 2,02 0,11

2,60 0,17 3,26 0,13

total 291 total 2 8

I m Mittel werden beim NiS6-Zerfall 2,l Gammaquanten, beim Co56-Zerfall 2,8 Gamma- quanten emittiert. Da der Zerfallmit Abklingzeiten von 6 bzw. 77 Tagen sehr rasch erfolgt, ist es fast unmoglich, die Emission der Gammaquantc n an einer Supernova in unserer Galaxie zu studieren (man rechnet hochstens mit 1 Supernova pro 30 Jahren). Wenn man jedoch davon ausgeht, daB alles Eisen im Universum auf diese Weise erzeugt wurde, miiBte die Superposition aus den Beitragen aller Galaxien beobachtbar sein. Der FluB der Zerfalls-Gammalinien betragt :

62 V. SCRONIFELDER

wenn nFe die Anzahldichte der Eisenkerne und g2 die Anzahl emittierter Gammaquanten der Energie Ei pro gebildeten Eisenkern sind. Geht man von der beobachteten Materiedichte im Universuin aus (Q = 1,7 x g/cm3 nach OORT (1958) fur H , = 55 km/s Mp sec (SANDAGE (1972)), so ist nFe = 2 ,3 x 10-12/ om3. Ferner ist Xgi = 4,9, sofern man jegliche Absorption der Gammastrahlung vernachlassigt. Damit erhalt man fiir die Intensitat aller Gammalinien zusammen :

dF - = 2,7 x 10-2 cin-2 s-1 ster-l . dQ (57)

Da fur diese Abschatzung nur die beobachtete Materie zugrunde gelegt wurde, handelt es sich um eine untere Grenze, sofern die Vernachlassigung der Absorption gerechtfertigt ist. I n G1. (56) ist noch keine Information iiber die Haufigkeit der ejnzelnen Linien enthalten. Will man die spektrale Verteilung bestimmen, muB man berucksichtigen, daB die Linien aus fruheren Zeiten des Universums heute rotverschoben sind. Sei f ( t ) dt der Bruchteil aller Fe56-Kerne, die in einer Zeit zwischen t und t + dt gebildet worden sind, so ist

Pi(E> t ) = g l w ! - EJ f ( t ) (58)

die Quellfunktion der Linie mit der Energie Ei pro Energieintervall, pro Zeitintervall und pro Pe56-Kern. Fur den differentiellen Flu6 der i-ten Linien erhalt man heute

t"

to ist das heutige Alter des Universums. Berucksichtigt man, daB t ( z ) = t o / ( l + 2)' wobei y = 3/2 im Einstein-de-Sitter-Model1 (p, = 1/2) und y = 1 im offenen Modell (no NN 0) (siehe G1. (39) und (40))) so folgt

Die Superposition aller Linien gibt fur das Gesamtspektrum

Das resultierende Spektrum hangt einmal von der Forin von f ( t ) ab und ferner voin kosmologischen Modell (durch y ) . I n Bild 41 ist das Spektrum der G1. (61) fur das Einstein-de-Sitter-Model1 ( y = 3 / 2 ) dargestellt. Ferner wurde hier angenommen, daB die liukleosynthese zu einer Zeit t = 2 x lo9 Jahre begonnen hat (fur to wurde 11,8 x lo9 Jahre gesetzt). Fur die ausgezogene

Linie gilt f ( t ) = Ae-(t--t*)/r mit z = 4 x lo9 Jahre ( A folgt ausder Normierung J f ( t ) dt = 1).

Die Nukleosynthese wiirde also heute urn einen Faktor ec2 geringer sein als zu Beginn. Fur die gestrichelte Linie gilt f ( t ) = A(t , - t ) - l , also konstante Nukleosynthese zu allen Zeiten. Zum Vergleich ist das Ergebnis der Apollo-XV-Messungen eingezeichnet. Eine Absorption der Linien in der Quelle selbst wurde vernachlassigt, BROWN (1973) hat jedoch gezeigt, daB die Linien durch ComptonstoBe in der Supernovahulle stark verschmiert werden konnen. Das hatte zur Folge, daIJ die Sprungstellen in Bild41 noch klei ner waren.

t o

t*


CLAYTON und SILK weisen daraufhin, daB sie bei der Berechnung der absoluten Fliisse nur die beobachtete Materiendichte im Universum beriicksichtigt haben. Sollte die tat- sachliche Dichte hoher sein, ware ihr FluB entsprechend groBer. Da die Inforination iiber die Absorption der Gammastrahlung fehlt, laBt sich hieraus jedoch keine obere Grenze fur die Materiedichte ahleiten.

E (MeV)

Bird 41. Das erwartete Spektruin von Gamma-Linien aus dem radioaktiven Zerfall bei der Fe66-Bildnng in einem Einsteiu- de-Sitter-Universuni. Das Alter des Universunisist 11,s x los Jahre; die Nukleosynthese hat zur Zeit t., = 2 x lo8 Jahren begonnen ( " z = 2 ,5 ) . Gestrichelte Linie: f(t) = eonst.: ausgezogene Linie: f(t) = gex~[-,t-~*)~~.loeJahrel. Bei der Berechnuug des absoluten Flusses wurde nur die beobachtete Materiediehte im Universum beriieksichtigt. Absorption der Strahlung i n Sahe ihrer Quelle wurde vernachlassigt. (Nach CLAYTON (1973))

Urn das Model1 zu testen, miiBte man entweder die Sprungstellen im diffusen Gamma- spektrum nachweisen, oder man miiBte das Gliick haben, eine Supernova-Explosion in unserer Nahe beobachten zu konnen. Sofern die Sprungstellen durch Absorption nicht vollig verschwinden, scheint ihre Beobachtung nicht unmoglich ; denn in den spateren siebziger Jahren diirfte die Nachweisgrenze fur Linienfliisse unterhalb 1 MeV bei einigen 10-5/cm2 s liegen, bei einer Energieauflosung von einigen keV. Wiirde es gelingen, solche Sprungstellen im diffusen Gammaspektrum zu beobachten, so wkre das fur das Verstandnis der Mukleosynthese ein aufierordentlich hoher Gewinn. Man wiiBte dann, daB die Elemente bei der Explosion gebildet werden. Aus der Hohe der Sprungstelle konnte man auf die Elementbildung heute schlieBen. Aus der Form des Spektrums konnte man ableiten, wann die Nukleosynthese eingesetzt hat und ob sie friiher genau so stark oder stiirker war als heute. Dariiber hinaus wiirde man eine In- formation iiber die Materiendichte im Universum erhalten. Von LEVENTHAL (1973) wurde darauf hingewiesen, daB der ExzeB im diffusen Gamnia- spektrum bereits auf einen Nukleosynthese-ProzeB hindeuten konnte. Auf Grund neuer Beobachtungen der Deuterium-Haufigkeit in unserer Galaxie wurde in jiingster Zeit die Frage nach dem Ursprung des Deuteriums wieder neu belebt. HOYLE und FOWLER (1973)

64 V. SCHONEELDER

sowie COLGATE (1973) halten es durchaus fiir moglich, daB Deuterium bei Supernova- explosionen durch Neutronen-Protonen-Rekombination gebildet wird. HOYLE und FOWLER wiirden diesen Deuterium-ErzeugungsprozeB vorziehen, wenn sich herausstellen sollte, daB das Verhaltnis n(D) /n(H) lokal variabel ist. Sollte das Verhaltnis jedoch uni- verse11 konstant sein, halten sie die Big-Bang-Synthese (WAGONER et al. (1967)) fur realistischer. LEVENTHAL (4973) ist nun davon ausgegangen, daB bei der Deuteriumbildung durch Kekombination eine 2,2 MeV-Linie emittiert wird. (p + n -+ D + 2,2 MeV), und er meint, daB diese Linie zusammen mit dem rotverschobenen Kontinuum bereits in den Apollo-XV-Ergebnissen enthalten ist. Zu diesem Zweck hat er das ganze Apollo-XV-Spek- trum durch ein N E-2-Gesetz approximiert ; dann bleibt ein ExzeB zwischen 0,5 und 5 MeV mit einem Maximum bei 1 MeV iibrig. Interpretiert er den ExzeB zwischen 0,5 und 2,2MeV durch die Deuteriumlinie, so kommt er zu folgenden Ergebnissen : 1. Die Deuteriumbildung mu8 in einem Einstein-de-Sitter-Universum zur Zeit t , = 2,l

2. vor 6,5 x lo9 Jahren war die Bildung e-ma1 starker als heute 3. heutzutage werden noch 1,2 x lo4' Deuteriumkerne/s gebildet 4. der gesamte Deuteriumgehalt des Universums ist in tfbereinstimmung mit dem auf

Diese Interpretation des Apollo-XV-Ergebnisses ist aber wohl zu spekulativ, da gerade im Energiebereich 1-3 MeV die unsicheren Korrekturen am Spektrum durchgefuhrt werden muaten. Ferner erstreckt sich der von Leventhal konstruierte ExzeB von 0,5 bis 5MeV und zeigt bei 2,2MeV keinerlei Anzeichen fur einen Sprung. Ein zweiter ProzeB, der oberhalb 2,2 MeV wirksam ist, miiBte sich also gerade kontinuierlich an die Deuteriumkomponente anschlieBen. Das ist hochst unwahrscheinlich. Die Deuteriumhypothese liefie sich nur an einem Experiment mit wesentlich groBerer Empfindlichkeit und besserer Energieauflosung oder an Hand eines einzelnen Supernova- ereignisses uberprufen.

b) Gammaliniep aus inelastischen Kernreaktionen MENEGUZZI und REEVES (1973) haben untersucht, welche Linienintensitaten als Folge von Kernreaktionen der kosmischen Strahlung mit dem interstellaren Gas zu erwarten sind. Auf Grund der Elementhaufigkeit und auf Grund der Wirkungsquerschnitte diirften die intensivsten Linien von Fe, C und 0 stammen. Die Energien dieser Linien sind in Tabelle 6 zusammengestellt.

Tabelle 6

Die intensivsten zu erwartenden Linien aus Kernreaktionen der kosmischen Strahlung am inter-

x lo9 Jahre (entsprechend z = 2,5) begonnen haben

der Erde gemessenen Wert n(D) /n(H) = 1,5 -

stellaren Gas (nach MENEQUZZI und REEVES (1973)).

Isotope E [MeV]

4,44 9,64

0'6 4,44 6,13 7,13

W6@ 0,85 1,24


Die Wirkungsquerschnitte fur die Erzeugung der jeweiligen Linien haben alle eine Schwellenergie, die bei einigen MeV-Nukleon liegt. Grundsatzlich muD man dabei 2 verschiedene Arten von Kernreaktionen unterscheiden : entweder trifft ein energiereiches Proton oder a-Teilchen der kosmischen Strahlung auf einen C12, Ole bzw. Fees-Kern der interstellaren Materie oder energiereiche C12, 01* bzw. Fe56-Kerne der kosmischen Strah- lung treffen auf H bzw. He im interstellaren Gas. Im ersten Fall haben die emittierten a-Linien nur eine geringe Dopplerverbreitung (40 keV fur C und 0; 3 keV fur Fe), im zweiten Fall ist sie jedoch betrachtlich (mehr als 10%). Die zu erwartende Linienintensitiit entlang eines Sehstrahls mit der Flachendichte NH (Anzahl H-Atome/cm2) ist

Ii = qiNH(cm-2 s-1 ster-1 MeV-l) ; (62)

dabei ist qi die Anzahl der erzeugten Gamma-Quanten der i-ten Linie, bezogen auf ein H-Atom im interstellaren Gas.

pi : (H-Atom)-l s-1 ster-l MeV-l. (63)

Die Werte pi wurden von MENECUZZI und REEVES berechnet; sie hiingen ab von den Wirkungsquerschnitten, von den Elementhaufigkeiten und von dem Energiespektrum der kosmischen Strahlung.

0.1 I

Bild 42. Erwartete Linienintensitiit aus Richtung des galaktischen Zentrums bei konstantem differentiellern Energie- spektrurn der kosmischen Strahlung awischen 5 und 50 MeV/Nukleon. (ICE = 1OsK$ s-' GeV-I; K , : HBufig- keit der Elemente relativ zu Wasserstoff). Zum Vergleich ist das Apollo-XV-Ergebnis eingezeichnet. (Nach MENE- GUZZI und REEVES (1973))

5 Zeitschrift ,,Fortschritte der Physik", Heft 1

G6 V. SCHONFELDER

Da es keine Messungen an der kosmischen Strahlung in dem Energiebereich um 10 MeV/ Nukleon gibt, muBten Annahmen uber den Verlauf des Spektrums gemacht werden. Eine obere Grenze fur den FluB der kosmischen Strahlung kann man insofern herleiten, als die Li7-Erzeugung im interstellaren Gas durch Spallation nicht uber den beobachteten Haufigkeiten liegen darf. Bild 42 zeigt die unter dieser Annahme zu erwartenden Linien- intensitaten aus der Richtung des galaktischen Zentrums (NH = 3 x Diese Linien sollten von einem Experiment mit einer Energieauflosung von einigen -zig keV und einer Richtungsempfindlichkeit von einigen Grad nachweisbar sein. Welche Intensitat dieser Linien kann man im diffusen Gammaspektrum erwarten, wenn man annimmt, daB alle Galaxien gleich stark emittieren? Dem Bild 42 entnimmt man, daB die 4,4 MeV-Linie des C12 miti einer Intensitat von 7 x Photonen [s ster MeV (H-Atom)]-l erzeugt wird. Rechnet man mit insgesamt 4 x H-Atomen im interstellaren Gas unserer Galaxie, so ergibt sich fur deren Emission:

cm-2).

Q = 3 x 1040 Photonen [s ster MeV Galaxiel-1. (64)

Unter Anwendung der Gleichung (21) erhalten wir fur die Superposition aller Galaxien eine Intensitat von 1,5 x 10-7/cm2 s ster MeV. Dieser Were ist 104mal kleiner als die diffuse Kontinuumstrahlung und diirfte kaum je nachweisbar sein. Bei dieser Ab- schatzung ist der Beitrag von Punktquellen innerhalb der Galaxien nicht beriicksichtigt worden, da die Abschatzungen hierzu noch unsicherer sein miifiten. Sollte es wider Erwarten doch gelingen, solche Linien nachzuweisen, ware der Nutzen grol3. Aus den1 Intensitatsverhaltnis verschiedener Linien eines einzigen Elenientes konnte man auf das niederenergetische Spektrurn der kosmischen Strahlung in den Galaxien schlieSen. Das Intensitatsverhaltnis von Linien unterschiedlicher Eleniente gabe eine Information uber die chemischen Haufigkeiten in den Quellen.

V. Ausblick

Die Ergebnisse der zuverllssigsten, bisher vorliegenden Experimente zur Untersuchung der diffusen kosmischen Gammastrahlung fuhren zur Zeit noch nicht zu einein einheit- lichen Bild bezuglich des Energiespektrums. Einerseits scheint es moglich, da13 es im Energiebereich zwischen etwa 1- 100 MeV einen ExzeS der Gammaintensitat uber einer geradlinigen Extrapolation des Spektrums aus dem Rontgenbereich gibt und daB der FluB bei 100 MeV wieder den Wert der geradlinigen Extrapolation annimmt. In An- betracht der Unsicherheit des Rontgenspektrums scheint es jedoch auch nicht ausgeschlossen, daB das diffuse y-Spektrum im MeV-Bereich mit der geradlinigen Extra- polation vom Rontgenbereich her vertraglich ist und bei 20-30 MeV steiler wird. Es gibt jetzt erste experimentelle Hinweise dafiir, daB das diffuse y-Spektrum auch in1 MeV-Bereich extragalaktischen Ursprungs ist. Dort zeigen die MeBergebnisse des Comp- tonteleskops keine signifikante Anderung der Gamma-Intensitat fur galaktische Breiten zwischen bII = 0" und b I I = -30". Dariiberhinaus liegen auch Messungen uber die Gammaintensitat aus Richtung des galaktischen Zentrums bei 15 MeV vor. Der FluS ist bei weitem nicht groB genug, um den gesamten ExzeB in diesein Energiebereich auf einen galaktischen Ursprung zuriickfuhren zu konnen. Oberhalb 50 MeV deuten die OSO-111-Messungen und die bisher vorliegenden Ergebnisse des SAS-B-Experinientes ebenfalls auf einen extragalaktischen Ursprung hin, da nur Gammaquanten aus hohen galaktischen Breiten beriicksichtigt werden. Alle bisher durchgefiihrten Experimente konnten keine Auskunft uber die Isotropie der Strahlung geben. Entweder wurden omnidirektional empfindliche Detektoren verwendet oder aber es wurden nur bestimmte Stellen des Himmels beobachtet. Wenn daher in

Die diffuse kosmische Gammastrahlung ti7

den Modellen zur Erklgrung der diffusen Gammastrahlung von einer isotropen Verteidi- lung ausgegangen wird, so ist das eine Annahme, die bisher durch keine Beobachtungen belegt werden kann. Insbesondere liegen bisher auch keinerlei Informationen dariiber vor, inwieweit lokale Gammaquellen zum GesamtfluI3 beitragen. Selbst wenn man einmal von den spektralen Besonderheiten im Energiespektrum der diffusen Gammastrahlung absieht, erscheint er zur Zeit aul3erordentlich schwierig, den Ursprung allein intensitatsmaUig zu erklaren. Bis vor einigen Jahren schien das inverse Comptoninodell - moglicherweise unter Zuhilfenahme kosmologischer Evolution - noch am aussichtsreichsten fur eine Deutung. Man kann das Model1 auch heute noch nicht kategorisch als unrealistisch ablehnen ; zumindest aber ist deutlich geworden, da13 es nur unter aufierordentlich extremen Annahinen uber die Elektronenquellen im intergalaktischen Raum anwendbar ist. Die Modelle zur Erklarung des Exzesses zwischen 1 und 100 MeV durch eine zusatzliche Kompoiiente gehen davon aus, daI3 es sich hier um Gammaquanten aus sehr friihen Zeit en umeres Universums handelt. In diesen Modellen miissen notgedrungen Annahmen geniwht werden, fur die es oft zur Zeit keine Ttechtfertigung gibt. Hier kann man wahrscheinlich erst Fortschritte erwarten, wenn einerseits wesentlich mehr MeDergebnisse vorliegen, insbesondere auch iiber den Grad der Isotropie, so dafi dann auch moglicherweise zwischen dem Beitrag von lokalen, extragalaktischen Quellen und der eigentlichen Hintergrundstrahlung unterschieden werden kann. Andererseits bleibt zu hoffen, daU auch aus anderen Bereichen der Astrophysik Hilfestellung geleistet wird, insbesondere was die Wahl der kosmologischen Parameter anbetrifft. Grofie Anstrengungen sollten in nachster Zeit unternommen werden, um Linienstruk- turen im diffusen Gamma-Spektrum nachzuweisen. Falls sich ein wesentlicher Teil der Nukleosynthese in der Hulle von Supernovaexplosionen abspielt, sollte sich das an der Linienemission von ltadionukliden nachweisen lassen. Der Beitrag aller externen G a- laxien sollte sich in einer Linienstruktur im diffusen Gammaspektrum unterhalb einiger MeV niederschlagen, sofern die Quanten nicht zu stark durch ComptonstoBe in der N&he ihrer Quellen absorbiert werden. Der Nachweis derartiger Linien ware fur das Verstand- nis der Xukleosynthese von aufierordentlichem Nutzen.

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Danksagung

Herr Prof. Dr. K. PINKAU hat es mir durch seine Unterstutzung ermoglicht, mich mit der Thematik der diffusen kosmischen Gammastrahlung zu befassen. Sein Interesse an dieser Arbeit hat wesentlich zu ihrem Gelingen beigetragen. Ihm gilt mein ganz besonderer Dank. Wesentliche Teile dieser Arbeit habe ich wiihrend eines zweimonatigen Aufenthaltes am Theoretical Institute of Astronomy in Cambridge, England geschrieben. Herrn Prof. Dr. M. REES danke ich fur die Gastfreundschaft an seinem Institut und fur sein Interesse an dieser Arbeit. Fur zahlreiche Diskussionen wLhrend dieser Zeit danke ich Frau Prof. C. DILWORTH, Herrn Dr. A. FABIAN und Herrn K. HERTERICH. Herrn Prof. Dr. J. TRUMPER danke ich fur einige Verbesserungshinweise.

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Die diffuse kosmische Gammastrahlung