Теоретическая физика и астрофизика - Гинзбург В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
Так или иначе ценность гамма-астрономических исследований квазаров и галактических ядер трудно переоценить. Относится это и к сравнительно малоактивным центральным областям нормальных галактик и, в частности, нашей Галактики (в случае Галактики вопрос о гамма-излучении из ее центральной части привлекает к себе внимание уже довольно давно [2526]; последние известные нам данные приведены в [257]).
Сделанными замечаниями, касающимися некоторых возможностей и результатов гамма-астрономии, мы и ограничимся, поскольку повторим это, основной целью гл. 17 и 18 является обсуждение важных для рентгеновской и гамма-астрономии физических механизмов, а не астрономических результатов.
В заключение настоящей главы коснемся вопроса о поглощении гамма-лучей (а также частично рентгеновских лучей), поскольку эта проблема имеет принципиальный характер.
При вычислении коэффициента поглощения гамма- или рентгеновских лучей |д обычно важно учитывать, как ослабляется первичный поток излучения, т. е. принимать во внимание и поглощение, и рассеяние. По определению, величина р фигурирует в соотношении *)
^r=-IiJ, IX = ON, (18.9)
*) Возможность индуцированного поглощения или рассеяния здесь во внимание не принимается; насколько можно судить в рентгеновском и гамма-диапазонах такое предположение практически всегда оправдано, но в целом этот вопрос нуждается в более детальном анализе. где а — полное эффективное сечение для поглощения и рассеяния и Ar-KOHueHTpaunn частиц (атомов, электронов), ответственных за поглощение и рассеяние. В приближении геометрической оптики (оно всегда применимо в интересующих нас случаях), к которому только и относится уравнение (18.9), интен-
сивность J(v) = J0e~x и оптическая толща т = ^ndR (или в
о
однородной среде T = jхЗ?).
В (18.9) предполагается, кроме того, что на луче зрения излучение фотонов не происходит. Если же излучение имеет место, то уравнение переноса приобретает вид
iA = ^(V)-Ji (V)7(V)1 (18.10)
где q{v)—излучательная способность (по числу фотонов) на рассматриваемой частоте v = (см. (17.7)).
Вклад в о дают в принципе очень многие процессы, а именно:
1. Фотоэффект (ионизация атомов).
2. Комптоновское рассеяние.
3. Переходы в непрерывном спектре (свободно-свободное поглощение) .
4. Переходы между атомарными уровнями (возбуждение атомов).
5. Образование в среде пар е+, е~.
6. Образование пар е+, е~ на тепловых и вообще «мягких» фотонах (процесс у + у' + где у' — мягкий фотон).
7. Поглощение на ядрах (ядерный фотоэффект и возбуждение ядер).
8. Рождение Ki и зт°-мезонов на протонах и ядрах. Рождение других частиц.
Некоторые из перечисленных процессов мы уже рассматривали. Так, коэффициент поглощения при свободно-свободных переходах (процесс 3) в водородной плазме определяется выражением (17.33). Поглощение за счет связано-связанных переходов (процесс 4) в области рентгеновских лучей может играть роль лишь для сравнительно тяжелых элементов по той простой причине, что для легких элементов потенциал ионизации даже с /(-оболочки еще невелик (например, для атомов Al с Z = 13 он равен примерно 1500 В, что отвечает для края /(-полосы поглощения длине волны 8A). Сечение для комптоновского рассеяния (процесс 2) приведено в гл. 17.
При малых энергиях основную роль в поглощении играет фотоэффект, затем с ростом энергии начинает преобладать комптоновское рассеяние. Рассмотрение фотоэффекта (процесс 1) требует, вообще говоря, конкретного учета химического состава среды и степени ее ионизации. На этом процессе, опре-
487 деляющем поглощение нежестких рентгеновских лучей, мы останавливаться не будем (см. [258]), но подчеркнем, что детальное изучение поглощения мягких рентгеновских лучей в межзвездной и межгалактической средах представляется исключительно интересным. Именно таким образом, возможно, будут получены ценные сведения о концентрации, составе и степени ионизации газа в областях, о которых сейчас очень мало известно (особенно в межгалактической среде). Но это особый вопрос, который здесь нет возможности должным образом осветить.
С ростом энергии поглощение вследствие фотоэффекта уменьшается, и в воздухе вклад комптоновского рассеяния сравнивается с вкладом от фотоэффекта при энергии Ey да да 25 кэВ. При Ey = 50 кэВ фотопоглощение уже примерно в пять раз меньше комптоновского. Таким образом, для рентгеновских лучей с Ey > 50 кэВ и вплоть до энергии 2тс2 = 1 МэВ, когда начинают образовываться пары е+, е~, учитывать нужно лишь комптоновское рассеяние. При Ey = Ziv «С тс2 да 5- IO5 эВ полное сечение для рассеяния ос, фигурирующее в (18.9) при неучете других процессов, равно томсоновскому сечению оТ = = 8/3я(е2/тс2)2 = 6,65 • IO-25 см2. С ростом частоты сечение уменьшается, но при Ziv = тс2 еще ас = 0,43 оТ- Таким образом, с обычно (но не всегда!) встречающейся «астрофизической точностью» можно полагать ос ~ от при всех энергиях гамма-лучей Еу<^.\ МэВ. При Еу^>тс2 нужно пользоваться формулой (17.72) и, например, при Ey= IO3 тс2 = 5- IO8 эВ имеем ас = 3-10-3 оТ- Более подробные формулы, а также таблицу значений для ас можно найти в § 36 книги [1]. Заметим еще, что при учете комптоновского рассеяния в (18.9) под N нужно понимать полную концентрацию электронов в среде. Если положить a = Oc = От, то в межзвездной среде (N — полная концентрация всех электронов)
