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ANALYSIS Rivista di cultura e politica scientifica N. 4/2003

P.Blasi: Raggi cosmici di alta energia 1

SULL’ORIGINE DEI RAGGI COSMICI DI ALTISSIMA ENERGIAdi Pasquale Blasi

È noto da ormai circa un secolo che la Terra è bombardata continuamente da una radiazione cosmicaenergetica, la cui origine rappresenta uno dei più grandi misteri ancora da svelare. Lo spettro di questaradiazione si estende sino ad energie >1020eV, un'energia macroscopica concentrata in particellesubnucleari.Presenteremo qui una rassegna delle nostre attuali conoscenze sulla origine dellaradiazione cosmica di altissima energia, ovvero dei raggi cosmici di energia superiore a 1019eV. Dopoaver illustrato la attuale situazione sperimentale, passeremo a discutere in dettaglio le teoriesull'origine di queste particelle in sorgenti astrofisiche e in modelli che traggono spunto dalla NuovaFisica che deve essersi presentata durante i primi istanti dopo il Big Bang. Le prospettive future diosservazione dell'universo nella regione di altissima energia sono principalmente legate al progettoAuger e all’Extreme Universe Space Observatory (EUSO), entrambi con un enorme potenziale discoperta scientifica, soprattutto se visti nel contesto di una moltitudine di esperimenti di astrofisica dialta energia (telescopi gamma, X e di neutrini) che sono in fase di costruzione. Questi esperimenticonsentiranno di realizzare osservazioni a multi-frequenza delle sorgenti di raggi cosmici di altissimaenergia, siano essi di origine astrofisica o legati a processi non-standard di fisica delle particelleelementari. In entrambi gli esperimenti menzionati, l'Italia sta giocando un ruolo determinante,riprendendo così una tradizione di vecchia data di preminenza nella fisica dei raggi cosmici

1. INTRODUZIONE

La fisica dei raggi cosmici ha avuto in Italiaalcuni dei rappresentanti di maggiore rilievo inpassato, espressa tramite personalità del calibrodi Bruno Rossi, Giuseppe Occhialini, e persino,come vedremo, Enrico Fermi. L’esistenza diuna radiazione penetrante era già nota, seppurein modo confuso e puramente empirico sindalla fine dell’800, quando si studiarono i primieffetti di carica e scarica elettrica deglielettroscopi: le foglioline lasciate a se stesse,una volta terminato l’effetto della caricaesterna, si riavvicinano lentamente. Questascarica è dovuta alla ionizzazione dell’arianell’elettroscopio, indotta proprio dalpassaggio di raggi cosmici di bassa energia. Ilfatto che queste particelle fossero di originec o s m i c a fu scoperto da Hess, nei suoipionieristici esperimenti in pallone: dopo unalieve riduzione del flusso di radiazione conl’altezza, dovuto al diminuire del contributodella radioattività terrestre, il flussoricominciava ad aumentare, a testimoniare chele sorgenti di questa radiazione non erano dacercarsi nell’ambiente terrestre.

Oggi sappiamo che lo spettro dei raggicosmici si estende su circa dodici ordini digrandezza in energia e circa 33 ordini digrandezza in flusso. Alle energie più basse, aldi sotto di una decina di GeV, il flussoosservato risente dell’effetto del campomagnetico del vento solare, e viene da esso

modulato. Ad energie di ~10 GeV/nucleone sirivela circa una particella al metro quadrato alsecondo. Il flusso decresce molto rapidamentecon l’energia, con una legge a potenza E-2.7 sinoad una energia Eg~1015eV, il cosiddettog inocch i o dello spettro. Al di sopra delginocchio, lo spettro osservato è ancora piùripido, ∞E-3.1, e continua ad avere questoandamento sino alla caviglia , che si trovaattorno ad una energia Ec≈3x1018eV, ove lospettro osservato appare appiattirsi ecorrisponde ad un flusso di circa una particellaal Km2 all’anno. Lo spettro dei raggi cosmici,così come è osservato oggi, è riportato in figura1.

L’origine dei raggi cosmici è tuttora unmistero a tutte le energie. Il lavoro di ricercasulla loro origine si ripropone principalmentedi comprendere i meccanismi di accelerazionedi queste particelle in sorgenti astrofisiche, e lasuccessiva propagazione nel mezzointerstellare o intergalattico. In presenza dicampi magnetici (nella nostra galassia il campomagnetico medio è di alcuni microGauss e siestende al di sopra del disco per circa 1kpc=3.1x1021cm) la propagazione dei raggicosmici di energia al di sotto di Ec è bendescritta da una diffusione spaziale. Lo spettroosservato a Terra è il risultato dellasovrapposizione di questi due effetti:accelerazione nelle sorgenti e propagazionediffusiva.



Figura 1: Spettro dei raggi cosmici osservato.

I raggi cosmici ad energie al di sotto di Echanno raggi di girazione nel campo magneticogalattico che sono minori della dimensionedell’alone magnetico. Questo suggerisce che leparticelle con energia minore di quellacorrispondente alla caviglia siano prodotte dasorgenti galattiche, e che invece particelle dienergia più elevata debbano provenire dasorgenti extragalattiche. Questo sarebbe ancheconsistente con l’osservazione di unappiattimento dello spettro osservato alleenergie E>Ec.

Ginzburg e Syrovatskii (1961) furono i primia notare che vi è una analogia fra la densità dienergia dei raggi cosmici e quella immessa nelmezzo interstellare sotto forma di energiacinetica del materiale espulso in esplosioni disupernova [1]. In particolare, se circa il 10% diquesta energia cinetica fosse trasformato inparticelle relativistiche, questo consentirebbe dispiegare, se non altro su pure basi energetiche,i flussi osservati di raggi cosmici. Questoargomento qualitativo mancava però di unamotivazione fisica, e in particolare di unaappropriata descrizione del meccanismo fisicoche dovrebbe trasformare l’energia cineticadella supernova in energia non termica, ovveroin particelle accelerate. Discuteremo imeccanismi di accelerazione in dettaglio nellasezione 4.

Se l’origine dei raggi cosmici osservati è unmistero, la parte di energia più alta nellospettro rappresenta un mistero particolare, nonsolo perché la maggior parte dei meccanismi diaccelerazione hanno difficoltà a generareparticelle di tale energia, ma soprattutto acausa della onnipresente radiazione cosmica difondo a microonde: pochi mesi dopo lascoperta della radiazione a microonde da partedi Penzias e Wilson [2], si capì che questaradiazione fossile del big bang caldo potevainfluenzare in modo notevole la propagazionedi protoni di altissima energia, per mezzo dellareazione di fotoproduzione di pioni. Greisen(1966) e Zatsepin e Kuzmin (1966) [3]calcolarono che lo spettro osservato dovesseessere caratterizzato da una soppressione incorrispondenza di una energia di circa 1020eV.Negli ultimi quaranta anni, la ricerca di questacosiddetta soppressione GZK ha rappresentatouno degli obbiettivi più importanti della fisicadei raggi cosmici: diversi eventi sono statirivelati laddove ci si aspettava la soppressioneGZK. La sua identificazione o la sua assenzacostituirebbero un avanzamento senzaprecedenti nella nostra comprensionedell’origine dei raggi cosmici di altissimaenergia e aprirebbe nuovi orizzonti sia inastrofisica che probabilmente in fisica delleparticelle.

La presente rassegna è organizzata nel modoseguente: nella sezione 2 descriveremo la fisicache descrive la soppressione G Z K . Nellasezione 3 riassumeremo brevemente lo statodelle osservazioni attuali. Nella sezione 4tratteremo dei meccanismi di accelerazione chesi ritiene possano essere responsabili dellagenerazione di queste particelle, con particolareattenzione per il processo di accelerazione à laFermi al primo ordine. Tratteremo degli scenariastrofisici più attendibili per la produzione diraggi cosmici di altissima energia nella sezione5. Accanto ai modelli astrofisici per l’origine deiraggi cosmici di altissima energia, sono statiproposti una serie di modelli basati suestensioni del modello standard delle particelleelementari, che discuteremo nella sezione 6. Ifuturi esperimenti per la rivelazione di raggicosmici di altissima energia avrannoimplicazioni profonde per la nostracomprensione del problema. Descriveremoqueste implicazioni nella sezione 7. Leconclusioni saranno presentate nella sezione 8.



2. LA SOPRESSIONE GZK

Il significato fisico della soppressione GZK èfacilmente illustrabile ricorrendo ad un graficodella lunghezza di attenuazione come funzionedell’energia delle particelle. Se le particelleperdono energia ad un tasso dato da unafunzione dE/dt , e c è la velocità della luce, lalunghezza di attenuazione è definita comecE(dE/dt)-1. Per protoni di energia maggiore di~1018 eV i canali di perdita più rilevanti sono laproduzione di coppie

p+gÆp+e++e-,e la fotoproduzione di pioni:

p+gÆp+π0 oppure n+ π+.In entrambi i casi le reazioni avvengono

principalmente sui fotoni della radiazionecosmica di fondo. I due canali di perdita sonoentrambi processi in soglia, ovvero sonocinematicamente consentiti solo se l’energia nelcentro di massa dell’interazione supera uncerto valore, detta energia di soglia. Per lareazione di produzione di coppie l’energia disoglia è

†

EthPP =

me (me + mp )e

= 4x1017( e6x10-4 eV

)-1eVmentre per la fotoproduzione di pioni l’energia

di soglia è

†

Ethpion =

mp (mp + 2mp )4e

ª1020( e6 ¥10-4 eV

)-1eVLa lunghezza di attenuazione associata a

produzione di coppie e fotoproduzione di pioniè riportata in figura 2. La linea continuaorizzontale rappresenta la dimensionedell’universo attuale, ed identifica l’energia aldi sotto della quale le particelle perdonoenergia a causa dell’espansione adiabaticadell’universo (redshift).

Questa energia è di circa 2¥1018 eV. Le duelinee tratteggiate verticali servono adindividuare le energie di 5¥1019 eV e 1020 eV.

Dalla figura si vede facilmente che lalunghezza di attenuazione si riduce di quasi unordine di grandezza passando da un’energia di5¥1019 eV a 1020eV, come conseguenza dellatransizione dalla dominanza del processo diproduzione di coppie a quello difotoproduzione di pioni. La lunghezza diattenuazione ci dà un’idea della regione diuniverso che può contribuire al flusso di raggicosmici a fissata energia. La soppressione GZKè proprio la conseguenza del fatto che solosorgenti entro circa 100 Mpc possonocontribuire al flusso di raggi cosmici sopra

1020eV, mentre ad energie solo un fattore duepiù basse, anche sorgenti a distanzecosmologiche possono contribuire al flusso diraggi cosmici.

Figura 2: Lunghezza di attenuazione diprotoni come funzione dell’energia. La linearetta orizzontale identifica la dimensioneattuale dell’universo.

In questa discussione vi è l’assunzioneimplicita che le sorgenti di raggi cosmici,qualunque esse siano, siano distribuiteomogeneamente nell’universo, ovvero cheabbiano una densità costante. L’argomentodiviene più complesso da spiegare perdistribuzioni non omogenee. È però importanteda comprendere il fatto che la soppressioneG Z K esiste per qualsiasi distribuzioneomogenea di sorgenti, anche se la loro densità ètale da avere molte sorgenti nella regione dicirca 100 Mpc intorno a noi. È anche importantetenere a mente che l’entità della soppressioneGZK dipende da molti fattori e che in generaleci si deve aspettare la rivelazione di eventi al disopra di 1020eV. In altri termini, nella situazionepiù generale, la soppressione GZK non è uncut-off netto, ma semplicemente una riduzionedel flusso, più o meno marcata a seconda dellospettro di iniezione dei raggi cosmici, delladensità delle sorgenti, di una loro possibileconcentrazione locale o di una possibileevoluzione della luminosità col redshift e aseconda dell’energia massima a cui le sorgentisono capaci di accelerare particelle.

3. LO STATO DELLE OSSERVAZIONIATTUALI

In questa sezione riassumeremo le



osservazioni realizzate sinora, in particolaredagli esperimenti AGASA [4] ed HiRes [5], chehanno accumulato la maggiore statistica dieventi. I due differiscono principalmente per latecnica di osservazione adottata: AGASA ,costruito in Giappone, ha una accettanza di160km2 sr ed è un ground array, che campiona losciame sviluppatosi dall’interazione del raggiocosmico primario con le molecole checompongono l’atmosfera, tramite rivelatori ascintillazione distribuiti su grandi superfici.HiRes , costruito in Utah (USA), utilizza latecnica della fluorescenza: le particelle nellosciame atmosferico eccitano le molecole diazoto che diseccitandosi emettono radiazioneisotropa di fluorescenza, di lunghezza d’onda300-600 nm. L’accettanza, ovvero la superficieefficace che l’esperimento possiede per larivelazione di raggi cosmici, dipendesensibilmente dall’energia per HiRes (fig. 3),mentre per l’esperimento AGASA l’accettanza èpraticamente indipendente dall’energia perenergie superiori a 1019 eV. Questo implica cheper HiRes la ricostruzione del flusso di raggicosmici richiede una correzione che tenga contodi questo effetto di perdita di eventi di bassaenergia.

Per una trattazione dettagliata delle tecnichedi osservazione di raggi cosmici di altissimaenergia si può consultare [6].

Figura 3: Accettanza di HiRes I come funzionedell’energia.

Lo spettro e il FlussoGli spettri di AGASA ed HiRes, moltiplicati

per E3 sono riportati in figura 4 (le crocette sonoi dati di AGASA, i rombi identificano i dati diHiRes). Si vede immediatamente che i duespettri differiscono per almeno due elementi: a)vi è un offset fra i flussi relativi dei dueesperimenti; b) il flusso rivelato da HiRes

sembra mostrare una soppressione intorno adenergie di ~1020 eV, ma tale effetto non apparenello spettro di AGASA.

Figura 4: Dati di AGASA (crocette) ed HiRes I(rombi) con relative barre d’errore (chetengono conto solo delle fluttuazioniPoissoniane). La linea continua rappresenta ilflusso atteso per uno spettro di iniezione E-2.6

e nessuna evoluzione della luminosità dellesorgenti. La linea tratteggiata si riferisce aduno spettro di iniezione E-2.4 e luminosità L(z)µ(1+z)4. In entrambi i casi Emax=1021 eV. Lecurve a tratto e punto e quella punteggiata siriferiscono ad uno spettro di iniezione E-3.1 edEmax 1021 e 3¥1020 rispettivamente.

Il problema della calibrazione non dovrebbeessere considerato troppo seriamente visto chegli spettri sono moltiplicati per E3. È infattisufficiente un errore sistematico relativo fra idue esperimenti del 30% nella determinazionedell’energia degli eventi, per riconciliare i dueflussi nella regione di energia sotto 1020 eV. Ilproblema della presenza o meno dellasoppressione GZK è più delicato e necessita diqualche discussione in più. Per determinare lasignificatività statistica della discrepanza fra irisultati di A G A S A ed HiRes ad altissimaenergia è necessario fare uso di simulazioninumeriche della propagazione di raggi cosmicidi altissima energia, al fine di tenerecorrettamente in conto non solo le fluttuazionistatistiche nella reazione di fotoproduzione dipioni, ma anche per tenere sotto controllo glierrori statistici e sistematici dei due esperimentinella determinazione dell’energia, nonché ladipendenza dall’energia dell’accettanza diHiRes . Le fluttuazioni statistiche insite nelprocesso di fotoproduzione di pioni sonodovute al fatto che la inelasticità del processo è



elevata (10-50%), sicché nella regione dialtissima energia (dove la reazione ècinematicamente consentita) le fluttuazioni nelflusso devono essere tenute nel debito conto.Per finire, una simulazione realistica deveessere capace di replicare esattamente lecondizioni osservate (statistica limitata dieventi). Una tale simulazione è stata presentatain [7], e la significatività statistica delladiscrepanza alle altissime energia è statastimata essere entro due deviazioni standard, equindi ancora non conclusiva.

Le curve in figura 4 rappresentano ilrisultato atteso secondo calcoli analitici descrittiin dettaglio in [8]: la curva continua è il flussoatteso nel caso di sorgenti che producano unospettro a potenza E- 2 . 6 con luminositàindipendente dal redshift. La curva tratteggiataè ottenuta per uno spettro di iniezione E-2.4 macon luminosità delle sorgenti L(z)µ(1+z)4. Inentrambi i casi l’energia massima è stataassunta essere 1021 eV. Le curve punteggiata e atratto e punto si riferiscono ad uno spettro diiniezione E-3.1 rispettivamente con energiamassima 1021 eV e 3x1020 eV. In tutti i casi ladistribuzione delle sorgenti è stata assuntaestendersi sino a redshift z=3. Queste curverendono l’idea di quanto sia delicata ladefinizione di soppressione GZK, che dipendeda molti parametri il cui valore è molto incerto.

AnisotropiaI dati attuali non mostrano alcuna

anisotropia su larga scala né correlazioni conconcentrazioni locali di materia (galassia,superammasso locale, o altro). Le direzioni diarrivo degli eventi di altissima energia rivelatida AGASA è illustrato in figura 5 (i cerchicorrispondono agli eventi di energia superiorea 4x1019 eV, mentre i quadrati corrispondonoagli eventi di energia superiore a 1020 eV).L’isotropia su grande scala è un ulterioreargomento forte a favore di una origineextragalattica dei raggi cosmici di altissimaenergia.

I cerchi ombreggiati individuano deimultipletti di eventi (due o tre) le cui direzionidi arrivo cadono entro la risoluzione angolaredi AGASA (circa 2.5 gradi). Questi doppietti etripletti sono le cosiddette anisotropie supiccola scala, che per una distribuzioneintrinsecamente uniforme di direzioni di arrivo(ogni punto dello spazio è una potenzialesorgente) dovrebbero presentarsi solo comerisultato di coincidenze casuali. La bassa

probabilità di coincidenza fa pensare chequeste anisotropie siano in realtà la primaconcreta indicazione che i raggi cosmici dialtissima energia siano accelerati in sorgentiastrofisiche puntiformi. Le direzioni di arrivodei raggi cosmici che fanno parte di questimultipletti non sembrano puntare a nessunaovvia sorgente astrofisica nota.

Figura 5: Direzioni di arrivo degli eventi dienergia superiore a 4x1019 eV (cerchietti) esuperiore a 1020 eV (quadrati), come osservatidall’esperimento AGASA.

In [9] è stata utilizzata una simulazionenumerica per stimare la densità di sorgenti deiraggi cosmici di altissima energia a partireproprio dalle anisotropie su piccola scala. Per laprima volta si è così potuta avere un’idea deltipo di sorgenti da cercare. In figura 6riportiamo un grafico che illustra i risultatidelle simulazioni in ref. [9]: le figure a sinistrasi riferiscono ad uno spettro di iniezione µE-2.6

senza evoluzione della luminosità dellesorgenti, mentre i grafici a destra sono ottenuticon uno spettro di iniezione µE-2.4. In questosecondo caso la luminosità delle sorgentievolve col redshift secondo la relazione L(z)µ(1+z)4. I tre pannelli si riferiscono ad unadensità di sorgenti 10-6 10-5 e 10-4 Mpc-3, dall’altoverso il basso. I punti in neretto rappresentano inumeri di doppietti (molteplicità due) e tripletti(molteplicità tre) rivelati dall’esperimentoA G A S A . Le barre d’errore sono ottenutemediando sulle possibili realizzazioni delladistribuzione spaziale delle sorgenti. Lesimulazioni suggeriscono una densità disorgenti attorno a 10-5 Mpc-3, seppure con unabarra di errore considerevole, causata dallastatistica limitata di eventi.

Composizione chimicaLe informazioni sulla composizione chimica

sono difficili da ottenere alle altissime energie.Una informazione preziosa sulla composizionela si può dedurre dalla localizzazione delmassimo dello sciame sviluppato dalla



interazione del raggio cosmico primarionell’atmosfera. La posizione di tale massimo èlegata alla composizione chimica del primario,ma con fluttuazioni della profondità diinterazione che sono comparabili con laseparazione attesa per un nucleo di idrogenorispetto ad un nucleo di ferro. Di conseguenzala diagnostica della composizione chimica èpossibile in generale solo su basi statistiche, ilche richiede di accumulare una notevolestatistica di eventi.

Allo stato attuale, i limiti più rilevanti sonoquelli ottenuti rianalizzando con nuovesimulazioni dei dati raccolti in passato adHaverah Park [10]. Tali analisi puntano ad unlimite superiore di ~50% in nuclei di ferro e difotoni ad energie superiori a 4x1019 eV.

Una descrizione dettagliata dei probleminella determinazione della composizionechimica dei raggi cosmici di altissima energiapuò essere trovata in [11].

Figura 6: Frequenze simulate di multipletti di eventi con la statistica di AGASA [9]. Le figure asinistra (destra) sono ottenute con spettro di iniezione E-2.6 (E-2.4). I punti sono i valorisperimentalmente osservati da AGASA di doppietti e tripletti. Le densità di sorgenti nellasimulazione sono indicate sul grafico.

4. ACCELERAZIONE DI PARTICELLE:IL MECCANISMO DI FERMI

Nella sezione 5 descriveremo alcune delleclassi di sorgenti astrofisiche che sonocandidate ad essere possibili acceleratori diraggi cosmici di altissima energia. In molte diqueste sorgenti, con alcune eccezioni, ilmeccanismo di accelerazione è riconducibile inmodi diversi al cosiddetto meccanismo diFermi al primo ordine. Nel seguitopresenteremo una semplice descrizione di talemeccanismo, partendo dal suo analogo del

secondo ordine, originariamente proposto daFermi nel 1949 [12]. Passeremo poi a descrivereil meccanismo del primo ordine, anche dettomeccanismo di accelerazione a superfici dishock, nella sua versione newtoniana e in quellarelativistica.

4.1 Accelerazione a la Fermi al secondo ordineSupponiamo di avere regioni magnetizzate

che si muovono in modo stocastico in un certovolume di spazio, e sia V la loro velocità mediain unità della velocità della luce c (nel seguitotutte le velocità sono da intendersi in unità di



c). Supponiamo inoltre di avere una particelladi energia (velocità) iniziale E (b) che incontrauna di queste regioni magnetizzate lungo unadirezione individuata da un angolo con cosenom (figura 7). Questa può essere pensata comeuna schematizzazione della propagazione diuna particella carica nel mezzo interstellaredella nostra galassia, o in generale in un plasmacon un campo magnetico strutturato.

Figura 7: Schematizzazione dell’accelerazionedi Fermi al secondo ordine.

Nel riferimento comovente con la regionemagnetizzata, l’energia della particella puòessere ottenuta tramite una trasformazione diLorentz: E '=gE(1+Vm ), dove g =(1-V2)-1/2.L’energia E ' non cambia durante lapropagazione diffusiva della particellaall’interno della regione magnetizzata, inquanto il campo magnetico non effettua lavorosulla particella. Una volta sfuggita dallaregione in moto, la sua nuova energia nelriferimento del laboratorio può essere ottenutatramite una seconda trasformazione di Lorentz:Ef=g2E(1+Vm)(1-Vm ’), dove m ’ individua ladirezione di uscita misurata nel sistemacomovente con la regione magnetizzata.L’incremento dell’energia della particella,dovuto a questa sorta di riflessione magneticadella particella da parte della regionemagnetizzata, si può calcolare mediando sugliangoli m e m’. Indicheremo i valori medi colsimbolo <>. Nel sistema comovente, ladistribuzione degli angoli di uscita è isotropa,sicché <m '>=0. La probabilità di interazioneparticella-regione magnetizzata ad angolo m èproporzionale alla velocità relativa dei due. Nellimite non relativistico, P(µ)=1/2(1+Vµ) el’incremento medio dell’energia si può ottenereca lco lando la media pesa ta suP(µ):<DE/E>=(4/3)V2. Essendo V<<1, ilmeccanismo è del secondo ordine in V ed è

quindi alquanto inefficiente.

4.2 Accelerazione à la Fermi al primo ordine oaccelerazione da shock

L’inefficienza del meccanismo diaccelerazione descritto nella sezione precedentederiva principalmente dal fatto che leinterazioni particella-campo magneticoavvengono a volte nel verso di aumentare e avolte nel verso di ridurre l’energia dellaparticella, sicché il vettore impulso delleparticelle compie un random walk , e lalunghezza del vettore in media aumenta. Se leinterazioni comportassero sempre un aumentodell’energia della particella, il meccanismosarebbe più efficiente. Questo è esattamentequello che avviene vicino ad una superficie dishock (o onda d’urto). Queste onde d’urto sonomolto comuni in astrofisica, e se ne osservanomolteplici esempi, dalle esplosioni disupernova ai getti di nuclei galattici attivi emicroquasar, dai ben noti lampi gamma allaformazione di strutture cosmologiche sugrande scala. In generale, il fluido che formaun’onda d’urto è un fluido che da supersonicodiviene subsonico.

Per comprendere la fisica su cui ilmeccanismo si basa, faremo riferimento allafigura 8: nel sistema di riferimento in cui loshock è in quiete, il fluido imperturbato è dettou p s t r e a m , mentre il f luido dopol’attraversamento della superficie di shockviene chiamato downstream. Le velocità dei duefluidi sono rispettivamente u1 e u2<u1. Ladiminuzione di energia cinetica del fluidonell’attraversare la superficie dello shock siriflette nell’aumento dell’energia interna delfluido stesso, ovvero il fluido si riscalda dopol’attraversamento dello shock . La velocitàrelativa fra il fluido downstream e quellou p s t r e a m è urel=u1-u2: per un osservatoresolidale col fluido downstream, è il fluidoupstream a muoversi verso downstream convelocità urel, mentre per un osservatore solidalecol fluido upstream , è il fluido downstream amuoversi con velocità –urel verso upstream. Unaparticella che venga immessa nel sistema,assunto possedere un campo magnetico suentrambe le parti dello shock, vede sempre ilfluido dalla parte opposta della superficie delloshock muoversi nella direzione favorevoleperché l’energia della particella aumenti perriflessione magnetica.

C’è però una differenza sostanziale fra lapropagazione della particella nel fluido a



monte (u p s t r e a m ) o in quello a valle(d o w n s t r e a m ) dello s h o c k : durante lapropagazione (diffusiva) a monte dello shock laparticella viene trasportata inevitabilmenteverso lo shock per convezione col fluido. Leparticelle a valle dello shock al contrario hannouna probabilità finita di ritornare allo shock perdiffusione e di essere invece trasportate lontanodallo shock per convezione col fluido. È questastocasticità l’elemento determinante perl’accelerazione di particelle allo shock.

Figura 8 : Schematizzazione dellaaccelerazione di particelle in prossimità diuna superficie di shock.

Ripetendo il procedimento di media delDE/E già accennato nel caso del meccanismo diaccelerazione di Fermi al secondo ordine, siottiene in questo caso che <DE/E>=(4/3)urel: inpresenza di una superficie di s h o c k , ilmeccanismo di accelerazione è efficiente alprimo ordine in urel. Nell’ottenere questorisultato, è fondamentale l’assunzione che ladistribuzione di particelle sia isotropa dai duelati dello shock, una assunzione che non vieneverificata nel caso di shock che si formano influidi in moto relativistico.

La stocasticità insita nel processo diaccelerazione implica che le particelleaccelerate ad uno shock abbiano uno spettrorappresentato da una legge a potenza, nellaforma N(E)µ E-g, dove l’indice spettrale g si puòdimostrare dipendere solo dalla compressioneallo shock , r=u1/u2, tramite la relazioneg=(r+2)/(r-1). Si può dimostrare che per unoshock forte, ovvero per numero di Machtendente ad infinito, il rapporto dicompressione tende al valore r=4 e lo spettrodelle particelle accelerato tende ad essere unalegge a potenza E-2.

Questi spettri a potenza si estendono da unimpulso minimo, detto di iniezione, chedipende dalla microfisica dello shock, ad unimpulso massimo che è determinato da un

bilancio di tempi scala. Infatti, se da un lato ilprocesso di accelerazione prosegue in mododiffusivo, dall’altra le particelle acceleratepossono sia perdere energia in modo radiativooppure sfuggire dal sistema per diffusione. Iltempo di accelerazione è dato dalla somma deitempi di propagazione nelle regioni upstream edownstream:

†

t acc =3

u1 - u2

D1

u1

+D2

u2

È

Î Í

˘

˚ ˙ , (1)

dove D1,2 sono i coefficienti di diffusione suidue lati dello shock. Se tperdite(E) è la scala ditempo associata alle perdite e tfuga è la scala ditempo per fuga diffusiva dal sistema, l’energiamassima è ottenibile calcolando il massimovalore di E per cui la seguente relazione èsoddisfatta:

tacc(E) <Min [tfuga, tperdite]. (2)Qualora le perdite di energia fossero

trascurabili, questa condizione si traduce nelrichiedere che all’energia massima, il raggio diLarmor delle particelle eguagli la dimensionedel sistema:

Emax ≈ 9 x 1014 BµRpc eV, (3)dove Bm è il campo magnetico upstream in

unità di microGauss e Rpc è la dimensione delloshock in unità di parsec (=3.1x1018cm).

È opportuno notare come uno spettro E-2 siadivergente in energia per Emax tendente adinfinito. In altri termini, vi sono dei valori diEmax per i quali l’energia contenuta nello spettrodelle particelle accelerate può eccederel’energia a disposizione nel fluido cheattraversa lo shock . Chiaramente questasituazione sarebbe non fisica, e suggerisce chele approssimazioni su cui si base la teoriastandard di Fermi al primo ordine possano nonessere corrette. In effetti, questo è proprioquello che accade: la retroazione delle particelleaccelerate è un elemento essenziale per ladeterminazione dello spettro delle particelleaccelerate e dell’energia che da energia cineticadel fluido viene conferita alle particelle nontermiche. Questo effetto è oggetto di numerosericerche sia numeriche [13] che analitiche[14,15].

Cosa succede quando si ha a che fare confluidi in moto relativistico? Molti studi sonostati condotti sulla generalizzazione delmeccanismo di Fermi al caso di s h o c krelativistici [16]. Una trattazione unificante dishock di velocità arbitraria in fluidi conproprietà di scat ter ing arbitrarie è stataproposta in [17,18]. L’accelerazione di particelle



a shock relativistici avviene in due fasi distinte:una prima fase in cui la distribuzione delleparticelle upstream è isotropa e le particelle cheriescono ad attraversare lo shock due volte(upstream Æ downstream Æ upstream) subisconoun aumento di energia ∆E/E~Gs

2, dove Gs è ilfattore di Lorentz dello shock. Le particelleuscenti dalla regione a valle dello shock hannoora una distribuzione fortemente anisotropa,per effetto della collimazione relativistica. Inquesta seconda fase, l’incremento di energia èsolo DE/E~2.

Al contrario del caso newtoniano, molto piùsemplice da trattare, nel caso di s h o c krelativistici lo spettro delle particelle acceleratedipende dai dettagli dell’interazione delleparticelle col campo magnetico. Nei casi diinteresse comunque, gli spettri ottenutitendono a E-g con g~2.2-2.4 per Gs >>1.

Se esempi di superfici di shock newtoniane sitrovano nelle esplosioni di supernova, nei radiolobi di radio galassie e nella formazione distrutture su grande scala (ammassi esuperammassi di galassie), altrettanti esempi dishock relativistici si trovano nei lampi gamma(Gs~300), nei getti di nuclei galattici attivi (Gs~3-10) e nei microquasar.

5. SORGENTI ASTROFISICHE DI RAGGICOSMICI DI ALTISSIMA ENERGIA

Come discusso nella sezione 2, sorgentiastrofisiche distribuite omogeneamentenell’universo o anche distribuite come legalassie osservate [19] producono uno spettrocaratterizzato dalla soppressione GZK. Il fattoche un certo numero di queste sorgenti sialocalizzato entro ~100 Mpc da noi non cambiaquesta conclusione: la soppressione GZK simanifesta come un difetto di eventi adaltissima energia rispetto agli eventi di energiapiù bassa, dove la reazione di fotoproduzionedi pioni non è cinematicamente consentita.

La presenza di questa soppressione nei datiosservati rappresenterebbe una prova direttadell’origine extragalattica di questi raggicosmici. Nel seguito riassumeremo brevementepotenzialità e problemi delle sorgenti che sonopossibili candidate come sorgenti di raggicosmici di altissima energia.

Come vedremo, è estremamente difficileaccelerare particelle ad energie molto elevate, ein ogni caso non è semplice soddisfare tutte lecondizioni imposte dalle presenti osservazioni.

5.1 Nuclei galattici attivi e quasar spentiIl termine Nuclei Galattici Attivi (A G N

dall’acronimo anglosassone che sta per ActiveGalactic Nuclei) sarà usato qui per indicare unaclasse molto ampia di oggetti astrofisici,costituiti da un buco nero supermassivo (damilioni a miliardi di volte la massa del sole)collocato al centro di una galassia e alimentatoda un flusso di accrescimento di gasdall’ambiente circostante, dovuto alla gravitàdel buco nero centrale. La presenza di getti èuna caratteristica della maggior parte degliA G N . Una schematizzazione delfunzionamento di un AGN è riportata in figura9. Quando il combustibile di accrescimento si èridotto a sufficienza, il nucleo galattico terminala sua fase attiva, lasciandosi dietro quello che èdenominato un quasar spento [20]. Raggicosmici di altissima energia potrebbero in lineadi principio essere accelerati nelle regionicentrali degli AGN , nei getti e nei dischi diaccrescimento di quasar spenti.

Figura 9: Schematizzazione di un A G N(modificato da [21]).

Nella regione centrale degli AGN, le perditedi energie, assieme al confinamento diffusivodelle particelle nel campo magneticocongiurano per limitare l’energia massimaraggiungibile a 106-107 GeV [22], ben al di sottodi quelle osservate nella regione di altissimaenergia.



Le parti terminali dei getti di alcune radiogalassie appaiono essere siti promettenti per laaccelerazione di raggi cosmici, grazie al bassolivello di perdite di energia e ai valori ridottidel campo magnetico [23]. I getti tipicamenteterminano in superfici di shock di grandidimensioni, circa 105-106 parsec, dove protonipossono essere accelerati tramite il meccanismodi Fermi al primo ordine sino ad energie di~1021 eV. Lo spettro che ci si aspetta però aTerra è caratterizzato da una soppressione GZKestremamente pronunciata, in quanto la piùvicina di queste sorgenti è ad un redshift di ~0.3,corrispondente ad una distanza molto piùgrande della lunghezza di attenuazione perfotoproduzione di pioni.

Recentemente è stata avanzata la possibilitàche raggi cosmici di altissima energia possanoessere accelerati tramite il meccanismo diinduzione unipolare: un campo magneticorotante, intrappolato nel disco di accrescimentoattorno al buco nero, genera un campo elettricoindotto e quindi una differenza di potenzialefra il disco e l’infinito. Per i quasar spenti esisteuna regione nello spazio dei parametri per cuil’accelerazione e le perdite consentono diraggiungere una energia massima di ~1020 eV[20]. Nonostante ci si aspetti che i quasar spentisiano sorgenti poco brillanti, se essi sonoresponsabili dell’ accelerazione di raggi cosmicidi altissima energia, la radiazione di curvaturadi queste particelle può generare sufficienteemissione gamma da rendere queste sorgentivisibili usando telescopi gamma [24].Purtroppo allo stato attuale delle cose, nonesiste alcun calcolo dettagliato dello spettro edella luminosità dei quasar spenti in raggicosmici di altissima energia.

5.2 Stelle di neutroniLe stelle di neutroni sono stelle compatte,

t ipicamente r isultanti dal col lassogravitazionale di stelle massive, che dannoluogo ad eventi di supernova (di tipo due).Hanno dimensioni medie di qualchechilometro e masse comparabili con quella delSole, nonché periodi di rotazione attorno al loroasse che variano da millesimi di secondo asecondi.

Stelle di neutroni con intensi campimagnetici superficiali e rapidamente rotantipossono agire come efficienti induttoriunipolari, generando così delle forzeelettromotrici che possono raggiungere 1021 V

[25], anche se parte di questa differenza dipotenziale può essere cortocircuitata tramitecreazione di coppie e+e- nella magnetosferadella stella di neutroni. Questa forzaelettromotrice è concentrata in regioni di gapove la condizione

†

r E ⋅

r B = 0 è violata [26] e vi è

dunque una componente di campo elettricolungo la direzione del campo magnetico. Lamassima energia ottenibile in questo modo è dicirca 1015 eV [27], principalmente a causa dellelimitazioni imposte dalle perdite di energia percurvatura.

Figura 10: Schematizzazione della regionecircostante una stella di neutroni.

Una stella di neutroni (rappresentataschematicamente in figura 10) è caratterizzatada una regione in cui il campo magnetico èapprossimativamente dipolare, riempito dicoppie e+-e- che coruotano con la stella dineutroni, a formare la cosiddetta magnetosfera.Vi è una distanza caratteristica, laddove lavelocità di corotazione eguaglia la velocitàdella luce: a distanze maggiori di questa, lamagnetosfera non può essere più causalmenteconnessa alla superficie della stessa. Questaregione è detta cilindro di luce, e al di fuori diesso il campo magnetico della stella non puòpiù assumere la topologia dipolare, e si avvita aformare una sorta di spirale. Questa è lacosiddetta regione d’onda, in cui si sviluppa unvento relativistico [28] principalmentecomposto di coppie. Si pensa che la maggiorparte dell’energia rotazionale persa dalla stelladi neutroni tramite radiazione di dipolomagnetico viene trasformata in energia cineticadel vento piuttosto che in radiazione. Il vento si



espande dalla superficie del cilindro di luce confattori di Lorentz che per una stella di neutronicome quella al centro della nebulosa delgranchio è di circa 107. Per una stella piùgiovane il fattore di Lorentz può arrivare a 1010.Protoni o nuclei di ferro che siano presenti inquesti venti vengono accelerati ad energie di1020-1021 eV, e non perdono energia persincrotrone, in quanto nel sistema comoventecol vento questi nuclei sono freddi (nonrelativistici). Questo modello è stato propostooriginariamente in [29] e successivamentericonsiderato in [30] in connessione con lecosiddette magnetars, stelle di neutroni concampi magnetici molto più intensi di quellimisurati nella maggior parte delle stelle dineutroni.

5.3 Lampi gammaNegli anni ’70 un programma di

monitoraggio satellitare americano, chiamatoVela, avviato per rivelare possibili test nuclearinell’ex unione sovietica, osservò invece lampidi radiazione gamma che solo successivamentefurono interpretati come eventi di originecosmica. Da allora il mistero dell’origine diquesti lampi gamma si è amplificato a causadella apparente mancanza di controparti adaltre lunghezze d’onda. La situazione è rimastapressoché immutata sino a qualche anno fa,quando con l’avvento del satellite italo-tedescoBeppo-SAX si riuscì finalmente a rivelare unresiduo di radiazione dopo il lampo gamma,che consentì di identificare alcune delle galassiein cui il lampo aveva luogo. Attualmente visono controparti ottiche, X, radio di molti diquesti lampi gamma, e si comincia acomprendere come funzionino. L’elementocruciale è che i lampi gamma sono eventicosmologici: la maggior parte di essi sonoesplosioni catastrofiche che avvengono adistanze corrispondenti a redshift dell’ordine diuno o maggiori. Indipendentementedall’oggetto che determina l’esplosione, chenon è ancora noto, sappiamo che l’energiacontenuta in tale esplosione deve realizzareuna cosiddetta f i r eba l l che si espanderelativisticamente, con fattori di Lorentzdell’ordine di 100-1000. Il materiale espulsosomiglia per molti aspetti a quello di unasupernova, con la notevole differenza cheraggiunge velocità relativistiche. Il materialeespulso è delimitato da una superficie di shockrelativistica, in corrispondenza della qualeparticelle di alta energia possono essere

accelerate tramite il meccanismo di Fermi alprimo ordine [31,32]. L’energia massimaraggiungibile in questo modo è Emax≈1015eVBµ,dove Bµ è il campo magnetico in mG [33]. Ètuttavia possibile che il lampo gamma esplodaall’interno del vento magnetizzato delprogenitore [34,35], dove il campo magneticopuò essere più intenso e l’energia massima puòraggiungere i 1020eV [36]. I lampi gammahanno una durata che varia fra la frazione disecondo e una decina di secondi: se i raggicosmici di alt issima energia sonoeffettivamente accelerati nelle esplosioni chedanno origine ai lampi gamma, allora leosservazioni richiedono che vi sia un campomagnetico nel mezzo intergalattico: in effettisono stati rivelati circa una decina di eventi dienergia superiore a 1020 eV nell’arco di ~10anni, provenienti da direzioni diverse. Questoequivarrebbe a circa un evento di lampogamma ogni anno che esploda entro, diciamo,100 Mpc (dell’ordine della lunghezza diattenuazione dei raggi cosmici di altissimaenergia). Questo corrisponderebbe a circa 103

eventi gamma per anno per Gpc3, circa millevolte superiore alla frequenza dei lampigamma osservati (0.5 Gpc3 yr-1). L’effetto di uncampo magnetico è quello di diluire i tempi diarrivo su tempi scala coincidenti col ritardotemporale indotto dalla deflessione rispetto allapropagazione rettilinea.

L’energetica necessaria perché i lampigamma siano plausibili sorgenti di raggicosmici di altissima energia è stata oggetto diindagine da parte di parecchi autori [37-39]. Peruna corretta analisi del problema è importanteutilizzare una adeguata evoluzione del numerodi lampi gamma per unità di tempo comefunzione del redshift. Se, come sembranoindicare le osservazioni, la frequenza dei lampigamma segue da vicino la formazione stellare,il numero di lampi gamma a r e d s h i f tcosmologici è molto più elevato di quellolocale, sicché, secondo quanto discusso nellasezione 2, c’è da aspettarsi uno spettro di raggicosmici di altissima energia con unasoppressione GZK piuttosto marcata. In [36] gliautori considerano l’evoluzione di lampigamma come data in [40] mentre per l’energetica dei singoli lampi gamma, vieneadottato il recente risultato di [41,42]. I calcolieffettuati in [36] indicano che l’energeticarichiesta ai lampi gamma per riprodurre i datidi HiRes è circa 6 volte superiore a quellaeffettivamente osservata (un fattore 9 più alto



rispetto invece ai dati di AGASA). Vista l’altaefficienza radiativa richiesta nella maggiorparte dei modelli di lampi gamma, questoappare come un risultato scoraggiante, anchese bisogna tenere presente l’incertezzaintrinseca nei modelli interpretativi delfenomeno dei lampi gamma.

6 . R A G G I C O S M I C I D A LDECADIMENTO DI PARTICELLESUPERMASSIVE

L’idea che raggi cosmici di altissima energiapotessero essere il prodotto di decadimento diparticelle supermassive instabili, fossili del bigbang caldo fu avanzata da Hill e Schramm nel1987 [43]1. Subito dopo il big bang, si ritiene chel’universo abbia attraversato una fase diespansione inflazionaria, ovvero la strutturastesso dello spazio-tempo si è espansasuperluminalmente. Questa fase èindispensabile per comprendere come mail’universo che osserviamo sia piatto con taleaccuratezza.

Che durante e dopo l’inflazione vi siaproduzione di particelle con massaconfrontabile con la massa dell’inflatone2 è unfatto noto da tempo. Le osservazioni dellaradiazione fossile a microonde ci consentono distimare la massa dell’inflatone, che èdell’ordine di 1013-1014 GeV. Particelle di massacosì elevata hanno tempi di decadimentoestremamente brevi e le particelle comerisultato del decadimento non avrebberonessuna possibilità di raggiungere la terra eapparirci come raggi cosmici di altissimaenergia. Due possibilità sono state avanzate perovviare a questo problema: le particellesupermassive possono essere intrappolate indifetti topologici formati in transizioni di fase,di cui la fisica delle particelle elementari èpiena, oppure le particelle supermassivepotrebbero essere impossibilitate a decadere acausa di qualche simmetria discreta [45-49](esempi se ne trovano nella conservazione delnumero barionico che non consente ildecadimento del protone, o nella R-parità chenon consentirebbe il decadimento delneutralino, la particella supersimmetrica più 1Per una rassegna completa di questa classe di modelli siveda [44].2Si indica con questo nome il campo associato alfenomeno di espansione inflazionaria.

leggera nel modello supersimmetrico standardminimale). Questi modelli vanno sotto il nomedi modelli top-down , per distinguerli daimodelli di accelerazione (bottom-up) in cuil’energia delle particelle viene aumentataprogressivamente, a partire da energie basse.

L’idea generale, comune a tutti i modelli diquesta classe, è che il decadimento delleparticelle supermassive X produca una coppiaquark- antiquark, che a loro volta generano duegetti adronici. Dopo il fenomeno diadronizzazione, per analogia col caso della Zo,ci si può aspettare che la maggior parte delleparticelle siano pioni (che decadono in fotoni,neutrini ed elettroni) e una piccola percentualedi nucleoni (si veda però [50] per un calcolo piùrecente che mostra un ruolo meno dominanteper la componente fotonica rispetto a quellaadronica dopo la fase di adronizzazione delgetto). Nel caso di difetti topologici le particelleX vengono liberate solo in autointerazioni deidifetti o in eventi di annichilazione (ad esempiomonopolo-antimonopolo). I difetti topologicisono strutture che si vengono a creare incorrispondenza di transizioni di fase (per unatrattazione dei difetti in cosmologia si veda[51]): essi conservano il valore di attesa delvuoto precedente alla transizione di fase, sicchéi quanti del campo interessato dalla transizionesono senza massa all’interno del difetto.L’effetto della transizione di fase è quello dicambiare il valore di attesa del vuoto, sicché leparticelle X acquistano massa, il che accade adesempio quando due difetti si annichilano.

Tali difetti topologici sono tipicamentedistribuiti su distanze cosmologiche e i raggicosmici di altissima energia generati comedescritto precedentemente dovrebberopropagarsi su tali distanze per arrivare a noi:mentre la propagazione dei protoni, comedescritto nella sezione 2, è determinata dalleperdite di energia per produzione di coppie eper fotoproduzione di pioni, la propagazione difotoni è prevalentemente determinata dallacreazione di coppie sul fondo universale radioe a microonde. La composizione chimicaosservata a Terra è dunque il risultato dellacombinazione di questi processi. In particolare,la composizione ad energie minori di ~1020 eV èdominata da protoni, mentre i fotonicominciano a dominare ad energie superiori,come illustrato nella figura 11 (le diverse lineesi riferiscono a diverse masse delle particelle Xe a diversi modelli del fondo radio). Questacomponente fotonica è una prerogativa dei



modelli top-down e dovrebbe essere usata neifuturi esperimenti come elemento diagnosticoper questo tipo di modelli [52].

Figura 11: Spettri di protoni e fotoni da difettitopologici per diversi valori della massa dellaparticella X e per diversi modelli del fondouniversale radio [52].

Come discusso sopra, part icel lesupermassive possono anche essere generatenell’universo primordiale senza direttaconnessione con difetti topologici: il potenzialegravitazionale rapidamente mutante col tempodurante l’inflazione crea particelle di massaconfrontabile con la massa dell’inflatone(~1013GeV). Queste particelle possono esserequasi-stabili solo per effetto di simmetriediscrete quasi-conservate. Se questo accade, leparticelle X giocano il ruolo di materia oscurafredda, e al tempo stesso il loro decadimentopuò spiegare i flussi osservati di raggi cosmicidi altissima energia sopra 1020 eV [45]. Visto chele particelle X si accumulano nell’alonegalattico, la propagazione di protoni e fotoninon è apprezzabilmente condizionata daperdite di energia. Inoltre, per lo stesso motivo,la composizione chimica attesa è dominata dafotoni ad energie superiori a 1020 eV. Adenergie più basse altre sorgenti sarebberorichieste per spiegare le osservazioni. In figura12 è riportato lo spettro prodotto daldecadimento di particelle fossili accumulatenell’alone galattico, per due valori della loromassa, Mx=1012 GeV e Mx=1014 GeV [53]. Sonoanche indicate le vite medie richieste perottenere accordo coi dati di AGASA. Come sivede tale vita media eccede di ordini digrandezza l’età dell’universo, ovvero leparticelle X sono quasi stabili. Nel casoMx=1012 GeV la composizione chimica prevista

ad energie inferiori a 1020 GeV sembra essereinconsistente con i recenti risultati in [10].

Figura 12: Spettri di raggi cosmici di altissimaenergia dal decadimento di particellesupermass ive nel l ’a lone gala t t i co[52].

La caratteristica identificativa più evidentedi questi modelli è però costituita dallaanisotropia di dipolo: il fatto che la Terra sialocalizzata in una regione periferica dellagalassia mentre la distribuzione di materiaoscura è centrata rispetto alla galassia stessa, fasì che il flusso di raggi cosmici di altissimaenergia dalla direzione del nucleo galattico siapiù elevato di quello proveniente dalladirezione opposta [54,52,55,56]. Le osservazioniattuali non consentono ancora di misurarequesta anisotropia, in quanto tutti gliesperimenti attualmente operanti sonolocalizzati nell’emisfero nord e non hanno lapossibilità di osservare la regione del nucleoGalattico.

7. IL FUTURO DELLE OSSERVAZIONI

Il punto chiave per le future osservazioni diraggi cosmici di altissima energia è ilraggiungimento di grande statistica. Soloaumentando la statistica degli eventi dialtissima energia si potrà infatti comprenderel’origine di queste particelle, nonché ottenereinformazioni sulle sorgenti e sui campimagnetici nel mezzo intergalattico. Il futuro diquesto campo consiste principalmente di dueiniziative, il Progetto Auger [57] e l’ExtremeUniverse Space Observatory (EUSO) [58].

Il Progetto Auger è in fase di costruzione:nella sua versione finale sarà costituito da dueground array di circa 3000 km2 di superficie



ciascuno, da realizzare in Argentina e in unluogo da determinare nell’emisfero nord, inmodo da avere una copertura totale del cielo.Attualmente si sta procedendo alla costruzionedel sito argentino, localizzato nella PampaAmarilla. Accanto ai 1500 rivelatori di sciame,saranno anche realizzati dei telescopi per larivelazione della radiazione di fluorescenzaassociata al passaggio dello sciame. Lacombinazione delle due tecniche diosservazione sarà cruciale per evitare problemidi calibrazione dell’energia degli eventi.L’accettanza di ciascuno dei due siti è previstaessere di 7000 km2sr (da confrontarsi con i 160km2 sr di AGASA).

EUSO è pensato come un rivelatore dellaradiazione di fluorescenza dallo spazio. Iltelescopio sarà posizionato sulla stazionespaziale orbitante e dovrebbe ulteriormenteaumentare la superficie efficace di un fattore 5-10 rispetto ad Auger, così da raggiungere unaaccettanza di ~35000-70000 km2 sr. Questatecnica di osservazione dei raggi cosmici dialtissima energia è assolutamente innovativa etecnologicamente complessa, ma larealizzazione di questo esperimento potrebbeaprire possibilità enormi, non solo per larivelazione di raggi cosmici ma persino dineutrini di altissima energia.

Due esempi sono particolarmentesignificativi per illustrare le potenzialità diAuger ed EUSO, il primo riguardante la misuradello spettro di raggi cosmici di altissimaenergia e il secondo concernente le anisotropiesu piccola scala e la conseguente identificazionedelle sorgenti.

Figura 13: Spettro simulato per 5 anni diattività dell’esperimento Auger [9].

In figura 13 e 14 sono riportati i risultati disimulazioni, realizzate in [9] in cui si sonocalcolati gli spettri attesi (con relative barre

d’errore) in Auger ed EUSO rispettivamente.Dalle figure risulta evidente come l’aumento

di statistica sia fondamentale per determinaresenza ambiguità la presenza (o l’assenza) dellasoppressione GZK nello spettro. Sul fronte dellaidentificazione delle sorgenti, Auger ed EUSOrappresenteranno un formidabile passo inavanti. Le statistiche di eventi sopra 4x1019 eV(circa 1500 eventi in 5 anni attesi in Auger)consentiranno di determinare la densità disorgenti con approssimazione molto buona.

In realtà con EUSO esiste la realisticapossibilità di individuare tutte le sorgenti diraggi cosmici di energia al di sopra di 1020 eV.

Figura 14: Spettro simulato per 3 anni diattività dell’esperimento EUSO [9].

Queste sorgenti infatti sono tutte localizzateentro ~100 Mpc dalla Terra, e un esperimentocon esposizione maggiore di un valore criticoSc=42000n-5km2sr, riceverà almeno un evento dienergia maggiore di 1020 eV da ciascunasorgente (qui n-5 è la densità di sorgenti in unitàdi 10-5Mpc-3). Le simulazioni in [9] realizzatecon le statistiche attese per l’esperimentoEUSO, hanno mostrato l’apparire di multiplettidi decine di eventi accumulati entro circa duegradi: questi multipletti identificherebbero laposizione della sorgente e la statistica sarebbepersino sufficiente a ricavare uno spettro diraggi cosmici dalla sorgente e da esso stimarela distanza della sorgente stessa con grandeaccuratezza. Questo tipo di analisi rappresental’inizio dell’astronomia a raggi cosmici, unqualcosa di difficilmente immaginabile data laqualità delle attuali osservazioni.

8. CONCLUSIONI

Gli osservatori A u g e r ed EUSOrappresenteranno l’inizio di un nuovo tipo di



osservazioni dell’universo, in una regione difrequenze sinora inesplorata. Come sempreaccade, quando si apre una nuova finestraosservativa le cose che vi si trovano sono moltedi più e spesso molto diverse da quelle che ci siaspettava di trovare. Ci aspettiamo che anchein questo caso una messe di nuoveinformazioni sarà ottenuta da questeosservazioni.

Accanto a queste possibili novità però,sappiamo anche di poter trovare risposte avecchie domande, prima fra tutte quellasull’esistenza o meno della soppressione GZK.Se tale effetto non dovesse essere verificatodalle future osservazioni, sarebbe difficileevitare di invocare un qualche tipo di nuovafisica. Un esempio è stato discusso nellasezione 6: la soppressione può essere evitatatramite il subentrare di una componentefotonica di altissima energia proveniente daldecadimento di particelle supermassive, relittidel big bang. Una apprezzabile componentefotonica nella composizione chimica sarebbe unelemento diagnostico molto importante infavore di modelli top-down, e costituirebbe unascoperta di valore inestimabile di un pezzo difisica che può essersi concretizzata solo durante

i primissimi istanti di vita del nostro universo.D’altro canto, non sarebbe la prima volta chescoperte di fisica delle particelle vengono fattetramite osservazioni dei raggi cosmici (vediscoperta di varie particelle subnucleari e piùrecentemente la scoperta delle oscillazioni dineutrino e la conseguente attribuzione di massaa queste elusive particelle).

Sul fronte astrofisico, il proliferare diesperimenti di astronomia gamma (AGILE,GLAST, VERITAS, HESS, MAGIC, ARGO)accanto ai suddetti esperimenti per larivelazione di raggi cosmici di altissimaenergia, potrà consentire di ottenere unavisione unificata delle eventuali sorgentiastrofisiche di questi raggi cosmici: è difficileaccelerare particelle senza avere comesottoprodotto radiazione di alta energia. Al finedi individuare le sorgenti, un passo moltoimportante, come discusso sopra, saràrappresentato dalla individuazione esuccessiva analisi delle anisotropie su piccolascala angolare alle altissime energie, dove ledeflessioni nel campo magnetico galattico (e nelpotenziale ma molto poco conosciuto campomagnetico extragalattico) sono trascurabili.

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PASQUALE BLASISi è laureato in Fisica all'Università di Bari con una tesi in Fisica delle particelle elementari, e ha conseguito ildottorato di ricerca in Fisica all'Università di L'Aquila, lavorando presso il Laboratorio Nazionale del GranSasso sulla fisica dei raggi cosmici, sotto la supervisione del Prof. Venyamin Berezinsky. Dal 1997 al 2001 èstato Research Associate presso il Dipartimento di Astronomia ed Astrofisica dell'Università di Chicago prima enel gruppo di Astrofisica Teorica del Fermi National Accelerator Laboratory (Fermilab) dopo. E' attualmentericercatore dell'Istituto Nazionale di Astrofisica presso l'Osservatorio Astrofisico di Arcetri (Firenze). Nel Luglio2003 la International Union for Pure and Applied Physics (IUPAP) gli ha conferito il premio“Shakti P. Duggal”per il suo lavoro nel campo della Fisica dei Raggi Cosmici.ContattiINAF, Osservatorio Astrofisico di Arcetri Largo E.Fermi 5 50125 FirenzeTel. 055-2752297 Email [email protected]

sull’origine dei raggi cosmici di … rivista di cultura e politica scientifica n. 4/2003 p.blasi:...

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