Теоретическая физика и астрофизика - Гинзбург В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
O1M _ V2 Ztf2V^+1Vv1 у/« (v-ч
©ты -ТГ ITTTJ I^TJ • (17-88)
Здесь считается, что излучение на частоте vi возникает в источнике в области с объемом Vi, где напряженность магнитного поля равна Н\, а излучение на частоте V2 приходит из объема V2 с полем H2. Тогда, если речь идет об излучении электронов с одной и той же энергией E2 = Eu то частоты vi и V2 связаны соотношением (17.82), а отношение потоков равно
Ш-uSr- <17-89>
Формулы (17.88) и (17.89) полезны, если в малой области V2 источника с полным объемом Vi поле H2 Hh а в спектре электронов имеется обрыв со стороны высоких энергий, так что электроны из объема Vi не излучают на частотах v2 vi, а излучение из объема V2 на частотах vi мало вследствие малости этого объема. Тогда наблюдаемое отношение потоков на частотах V2 и vi от всего источника будет определяться отношением потоков из областей V2 и Vi. Такая ситуация может осуществляться, например, в случае туманности, имеющей в центральной части область с очень сильным магнитным полем.
Характерной особенностью синхротронного излучения является то, что в упорядоченном поле это излучение в высокой степени поляризовано. Так, для степенного спектра электронов Ne(E) = KeE-V в однородном поле степень поляризации (см. (5.46)) равна
n^fertSr=^pjr- (17-90)
В рентгеновской области, как отмечалось, отсутствуют деполяризующие факторы, обусловленные наличием среды (разные формы фарадеевского вращения). Поэтому степень поляризации
470 при данном показателе у отражает лишь степень упорядоченности поля, достигая максимального значения (17.90) в однородном поле.
Тормозное излучение поляризовано лишь в том случае, если анизотропна функция распределения электронов (или, строго говоря, функция распределения для относительной скорости сталкивающихся частиц) *). Например, поляризация тормозного излучения возникает при наличии направленного потока электронов, рассеивающихся в холодной плазме. В космических условиях, если не говорить о Солнце и некоторых нестационарных областях, нет особых оснований ожидать существования сколь-ко-нибудь сильной анизотропии распределения электронов по скоростям (см. гл. 16; кроме того, при наличии соударений релаксация анизотропного распределения электронов по скоростям, т. е. изотропизация, будет проходить еще быстрее, чем в бесстолкновительном случае). При рассеянии электромагнитного излучения на частицах степень поляризации в принципе может быть большой. Это хорошо известно, например, при рассеянии света в газах или в плазме (см. гл. 15). Однако в случае рассеяния мягких неполяризованных фотонов на релятивистских электронах с образованием жестких фотонов (рентгеновских и гамма-лучей) степень поляризации последних порядка (тс2/Е)2, т. е. очень мала.
Для всех других механизмов излучения, кроме синхротронного и синхро-комптоновского (см. конец гл. 5), ожидать в космических условиях заметной поляризации также не приходится. Тем самым обнаружение не очень малой поляризации космического рентгеновского и гамма-излучения, как и в случае космического радиоизлучения, позволяет обычно считать соответствующее излучение синхротронным (или синхро-комптонов-ским). В частности, синхротронная (а не тормозная) природа рентгеновского излучения Крабовидной туманности была окончательно выявлена только в результате наблюдения поляризации рентгеновского излучения.
Если обнаружение поляризации рентгеновского излучения . свидетельствует об его синхротронной природе, то обратное заключение, разумеется, несправедливо — достаточно сказать, что в хаотическом магнитном поле синхротронное излучение не поляризовано **). Таким образом, установить природу космического
*) Разумеется, ситуация может измениться, если неполяризованное тормозное излучение до поступления к месту наблюдения рассеивается или отражается. Например, наблюдаемая небольшая поляризация (П « 4%) тормозного излучения 10 кэВ) горячей плазмы, образующейся в короне при солнечных вспышках, объясняется, возможно, томсоновским рассеянием («отражением»), происходящим в плотных слоях фотосферы [246а].
*) Нужно, кроме того, иметь в виду, что поляриметрические измерения
в рентгеновской области, особенно при невысокой степени поляризации и для сравнительно слабых потоков космического рентгеновского излучения, весьма затруднительны и практически еще почти не проводятся.
471 рентгеновского излучения весьма нелегко. Основным критерием (помимо поляризации) является форма спектра. Тормозное излучение горячей плазмы имеет экспоненциальный спектр (см., например, (17.24)) и кроме того в случае горячей плазмы могут наблюдаться в принципе линии характеристического рентгеновского излучения тяжелых элементов (в первую очередь железа). Комптоновское рентгеновское излучение порождается релятивистскими электронами, имеющими обычно степенной спектр (17.76) с некоторым показателем у, причем для рентгеновского излучения Jy (Ey) со Еу®, ? = '/2(7 + 1) (см. (17.78)) и /Y(Ey) оо Eya, a = l/2(y— 1). Кроме того для данного известного объекта релятивистские электроны могут давать также синхротронное излучение, спектр которого позволяет определить у (напомним еще раз, что для синхротронного излучения, как и для комптоновского, I(v)^va, а = '/2(7— П> см. гл. 5), На таком пути, как уже упоминалось, при известном поле излучения, в котором происходит комптоновское рассеяние, можно также найти магнитное поле в той же излучающей области. К сожалению, на практике все это не так просто: прежде всего нужно отметить, что спектры не являются строго степенными и одни и те же релятивистские электроны дают синхротронное и комптоновское излучение с данным а лишь в ограниченных и заранее неизвестных интервалах частот Av (в радио и рентгеновском диапазонах). Кроме того, для тепловых источников, но с изменяющейся в пространстве температурой, спектр тормозного излучения может оказаться практически степенным (такова ситуация для некоторых моделей солнечных вспышек [2466]). В будущем тем не менее можно ожидать большого прогресса именно на пути комбинированных (комплексных) исследований излучения в самом широком диапазоне частот (радио, оптический, рентгеновский) в сочетании с поляриметрическими измерениями, а также с измерениями с высоким угловым разрешением. Собственно такие измерения уже осуществляются после запуска в ноябре 1978 г. рентгеновской обсерватории «Эйнштейн» (НЕАОВ). С помощью находящегося на этой обсерватории рентгеновского телескопа достигается при энергии фотонов E <. 4 кэВ угловое разрешение около 4". Такое разрешение лишь в несколько раз хуже, чем у лучших наземных оптических телескопов. Чувствительность прщбора в интервале 1—3 кэВ достигает 1,3-IO-14 эрг/(см2-с) [247]. В согласии с этим удалось, например, зафиксировать рентгеновское излучение от слабых (в рентгеновском диапазоне) галактик со светимостью Lx = 4- IO38 эрг/с, находящихся на расстоянии 20 Мпк. Вместе с тем самая большая рентгеновская светимость (она отвечает некоторым квазарам) достигает IO47 эрг/с. Такие квазары доступны наблюдениям при любом их реальном расстоянии R. Действительно, максимальное наблюдаемое расстояние до ква-
