Теоретическая физика и астрофизика - Гинзбург В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
Рассеяние релятивистских протонов и ядер на фотонах значительно менее эффективно (по сравнению с сечением рассеяния электронов появляется фактор (т/М)2 <; 3-10~7) и практически во всех известных случаях может не приниматься во внимание. Комптоновское излучение рассмотрено в настоящей главе.
4. Синхротронное излучение.
Для удобства выпишем еще раз формулу (5.40а) для характерной частоты vm, испускаемой электроном с энергией E
тс2 в магнитном поле,
Vm =1,2- l06tf„L(^)2 = 4,6- 10"сЯх(Я(эВ))2 Гц. (17.2)
Отсюда легко увидеть, что в полях H± <; Ю-3 Э излучение с частотой vm ~ IO18 с-1 (Am = c/vm ~ 3 А) испускается при E ;>, IO13 эВ; излучение с к с< 0,1 A (гамма-лучи) испускалось бы лишь при E ;>. IO14 эВ. Таким образом, в галактиках, радиогалактиках и в большей части оболочек сверхновых звезд синхротронное рентгеновское и гамма-излучение может возникать лишь при наличии электронов с очень большой энергией. Это обстоятельство явно лимитирует возможности синхротронного механизма в применении к жестким фотонам. Достаточно ска-
439 зать, что электроны с энергией E IO13 эВ в поле Hі ~ 10~3 Э
5 1 • 108шг2
теряют половину своей энергии за время Tm =-^-с^
Н±Е
.<1 года (см. (4.42)). На звездах, в квазарах (вблизи их ядер) и, возможно, в некоторых областях оболочек сверхновых звезд (особенно вблизи пульсаров) могут существовать довольно сильные магнитные поля. В таких условиях, очевидно, рентгеновское синхротронное излучение создается уже электронами с меньшими энергиями. Так, например, при H1 ~ IO2 Э частота vm ~ <~ IO18 с-1 для электронов с энергией E ~ 5-Ю10 эВ; при этом, однако, Tm ~ 1с.
В силу сказанного кажется, что появление космического синхротронного рентгеновского и гамма-излучения (если не говорить о пульсарах и вообще об окрестностях компактных источников — белых карликов, нейтронных звезд, «черных дыр») сравнительно маловероятно. Фактически тем не менее это заключение носит довольно неопределенный характер, поскольку существуют условия, при которых ускорение электронов или их инжекция в протяженную область с достаточно сильным полем весьма эффективны. Примером может служить Крабовидная туманность, рентгеновское излучение которой имеет синхротронную природу (это было доказано в результате измерений поляризации излучения). Роль эффективного инжектора электронов играет здесь (прямо или косвенно) находящийся в туманности пульсар PSR0532. Таким образом, синхротронное космическое рентгеновское излучение наблюдается и, несомненно, играет существенную роль (и нужно заметить, что по мере накопления данных эта роль становится все более важной). О синхротронном рентгеновском излучении речь еще пойдет ниже.
5. Распад нейтральных я-мезонов на два гамма-фотона
Энергия покоя я°-мезонов равна тлс2 = 135 МэВ и, следовательно, я°-мезоны порождаются лишь космическими лучами. В основном в их рождении играют роль соударения р — р и р — а или а— р (р — протон, а — ядро гелия).
Впрочем, при достаточно больших энергиях происходит также фоторождение я°-мезонов при соударениях космических лучен с фотонами (радио, оптическими и рентгеновскими), имеющимися в космическом пространстве. Общее выражение для порога фоторождения Emjп частиц с массой покоя тп при соударении ядра (полная энергия E Alc2, масса покоя M = AAlp) с фотоном с энергией Єф, имеет вид *)
„ 2М + тп , Alc2
E min = -77-—тлс" = єф,о^—, (17.3)
*) Величины порогов для рождения частиц получаются, как хорошо известно, из законов сохранения энергии и импульса. Соответствующие вычисления принято упрощать путем использования четырехмерных векторов. Так,
440 где
-ф. о :
(2М + тл) 2 M
IUirC'
: тлс
(17.4)
есть порог фоторождения л-мезона на покоящемся ядре с массой М. Порог фоторождения л°-мезонов Єф, о на покоящихся нуклонах составляет примерно 150 МэВ, и, следовательно, энергия космических протонов, генерирующих л°-мезоны, например, на оптических фотонах с єф ~ 1 эВ, должна превышать М„с2
энергию Emin « 150 —— МэВ ~ 10,гэВ. При еФ - IO-3 эВ (ре-
ликтовое излучение) Emin ~ Ю20 эВ. Именно в результате таких процессов фоторождения спектр космических лучей должен, вообще говоря, «обрываться» при E IO19— IO20 эВ.
Гамма-лучи образуются, конечно, при распаде не только л°-мезонов, но и ряда других нестабильных частиц. Генерация гамма-лучей в результате распада л°-мезонов и некоторых других распадов обсуждается в гл. 18.
6. Аннигиляция электронов и позитронов (е+ + е~ -> у 4- у).
Какое-то количество позитронов в космосе всегда присутствует, так как они образуются при распаде л+ ->- jli+ -> е+ и ряде других процессов. Следует различать аннигиляцию релятивист-
получим выражение (17.3), обозначая следующим образом четырехмерные векторы для падающей частицы, для я-мезона и для фотона:
»4^4
Е2
PiPi=-^-P2 = M-C2, UiJii = In2nC2, klk; = 0.
Закон сохранения энергии и импульса при фоторождении я-мезона имеет вид р\ + kl = Po + я'. Возводя это соотношение в квадрат и учитывая приведенные выше обозначения, получаем M2C2 + 2к'р1: г = (/4 + я') (/?, г + я;)-Но на пороге фоторождения (р\ + я') i + я(.) = (Al + '"я)2 с2, поскольку при вычислении этой величины можно использовать любую систему отсчета, а в системе центра масс на пороге рождения имеются покоящиеся частица и я-мезон. Далее, для летящих друг другу навстречу фотона и частицы
