Considerac¸˜oes sobre chuveiros atmosf´ericos

Strangelets que penetram profundamente na atmosfera podem desencadear reac¸˜oes quando da colis˜ao com part´ıculas do ar, levando, assim, `a gerac¸˜ao de um chuveiro. N˜ao vamos conside-rar a possibilidade de formac¸˜ao de mat´eria estranha (possivelmente meta-est´avel devido `as altas temperaturas), em colis˜oes de raios c´osmicos ordin´arios com part´ıculas na atmosfera.

Para a avaliac¸˜ao dos poss´ıveis destinos de strangelets penetrando a atmosfera terrestre a partir dos resultados encontrados na sec¸˜ao anterior, precisamos verificar a rigidez para o cutoff geomagn´etico e compar´a-la `a rigidez das part´ıculas. Os valores de rigidez s˜ao mostrados nas figuras 4.13 e 4.14.

Deste modo, strangelets com energias cin´eticas por unidade de n´umero bariˆonico menor do que centenas de MeV a alguns GeV sofrer˜ao diminuic¸˜ao no fluxo que penetra a atmosfera devido ao cutoff geomagn´etico. Tamb´em, se a rigidez estiver acima do cutoff local masE/A tiver valor da ordem de algumas dezenas a poucas centenas de MeV, dependendo da massa da strangelet, ´e mais prov´avel que ela seja aprisionada pelas linhas de campo magn´etico, conforme

4.2. STRANGELETS NA ATMOSFERA TERRESTRE

Figura 4.13: Rigidez de cutoff geomagn´etico como func¸˜ao da latitude magn´etica emL = 1,05, posic¸˜ao apro-ximada da escala de altura da atmosfera. A curva cheia representa o cutoff para direc¸˜ao de chegada do leste e a tracejada, do oeste. Part´ıculas com valores de rigidez menores do que aqueles do cutoff s˜ao impedidas de penetrar a dada regi˜ao da magnetosfera.

discutido na sec¸˜ao 4.1, se o ˆangulo de pitch ´e favor´avel. Desta forma, a possibilidade de gerac¸˜ao de chuveiros atmosf´ericos por strangelets de baixas energias ´e bastante reduzido. Tamb´em, a probabilidade de que o processo de fus˜ao seja aquele que permite penetrac¸˜ao de strangelets at´e baixas altitudes parece bastante desfavor´avel.

Se a densidade de coluna percorrida entre colis˜oes de strangelets com n´ucleos na atmosfera

´e da ordem de30g/cm², apropriado para quandoR_strang ∼R_ar ^¶, e considerando que em uma colis˜ao t´ıpica a perda de energia ´e∆E/E ∼ 3% [117], obtivemos uma estimativa da evoluc¸˜ao do n´umero bariˆonico de uma strangelet como func¸˜ao da densidade de coluna atravessada, mos-trada na figura 4.15.

Como esperado, quanto maior a energia e o n´umero bariˆonico da strangelet, maior a inclina-c¸˜ao da curva de perda de massa.

O processo de fiss˜ao ´e importante para strangelets de baixa massa. Apesar de menos prov´avel que a abras˜ao, este processo contribui para impedir que estas part´ıculas penetrem pro-fundamente a atmosfera antes de atingir o m´ınimoApara o qual a mat´eria estranha ´e est´avel.

O trabalho apresentado em [98], estima a possibilidade de fiss˜ao de strangelets na

atmos-¶Para o caso de strangelets de elevado n´umero bariˆonico, os valores obtidos para a massa final ap´os uma dada densidade de coluna atravessada deve estar superestimado.

Figura 4.14:Rigidez de strangelets sem emparelhamento de quarks (`a esquerda) e CFL (`a direita) como func¸˜ao de sua energia cin´etica por n´umero bariˆonico. As curvas cheia, tracejada e pontilhada s˜ao paraA= 100,A= 1000 eA= 3000, respectivamente.

Figura 4.15: Evoluc¸˜ao do n´umero bariˆonico de uma strangelet como func¸˜ao da densidade de coluna atravessada na atmosfera terrestre. Estes valores mudam minimamente quando se consideram strangelets com ou sem empa-relhamento de quarks com as considerac¸˜oes feitas nesta Tese. `A direita, o n´umero bariˆonico da strangelet ´e fixo emA= 1000e as curvas cheia, tracejada e pontilhada s˜ao paraE/A= 100,10<sup>4</sup>,10<sup>6</sup>MeV, respectivamente. `A esquerda, a energia por unidade de n´umero bariˆonico da strangelet ´e fixa emE/A = 1×10⁶ MeV e as curvas cheia, tracejada e pontilhada s˜ao paraA= 100,1000,3000, respectivamente.

4.2. STRANGELETS NA ATMOSFERA TERRESTRE

fera atrav´es de um modelo que leva em conta a contribuic¸˜ao da energia rotacional. Part´ıculas com elevados valores de deformac¸˜ao por rotac¸˜ao tˆem probabilidade de sofrer fiss˜ao em uma colis˜ao substancialmente maior do que quando se consideram part´ıculas esf´ericas, sem defor-midades. No entanto, a estimativa de espalac¸˜ao tomada pelos autores n˜ao prov´em de nenhum modelo, considerando que a strangelet vai perder a mesma massa que o n´ucleo de ar com o qual colide em cada colis˜ao. Apesar disso, as nossas estimativas n˜ao parecem estar longe em va-lores absolutos (apesar de apresentarem concavidade opostas nas curvas de evoluc¸˜ao de massa para strangelets) o que nos leva a crer que as curvas presentes na figura 4.15 devam ser limites superiores no que diz respeito a este ponto.

No que concerne os eventos Centauro, verificamos que este poderia ser explicado por uma strangelet de alta massa e elevada energia penetrando o topo da atmosfera e sofrendo sucessivas perdas em n´umero bariˆonico at´e alcanc¸ar experimentos em solo. No entanto, mais an´alises relativas `a produc¸˜ao de secund´arios s˜ao necess´arias para uma conclus˜ao mais firme.

Os resultados previstos para detectores em ´orbita sens´ıveis a strangelets de baixa massa e energia mostram que dado um tempo de integrac¸˜ao suficiente, deve ser poss´ıvel detectar estas part´ıculas aprisionadas no campo geomagn´etico, contanto que haja condic¸˜oes para sua presenc¸a entre os prim´arios de raios c´osmicos^k.

Para detectores em solo, tamb´em seria poss´ıvel detectar-se strangelets, em especial em ex-perimentos no topo de montanhas j´a que a perda de massa por interac¸˜ao tende a ser catastr´ofica para elevadas densidades de coluna atravessada. N˜ao ´e descartada, pelo contr´ario, verificamos preliminarmente que os eventos Centauros podem ter origem em strangelets, ainda que estes resultados devam ser reanalizados em mais detalhes.

kEstes resultados encontram-se publicados em [118]