Теоретическая физика и астрофизика - Гинзбург В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
Ионизационные потери рассматривались выше (см. (16.23)), магнитотормозные потери обсуждались в гл. 4, на тормозных и комптоновских потерях мы остановимся в гл. 17. Целесообразно, однако, сопоставить все эти потери для ультрарелятивистских электронов в одном месте.
II о и и з а ц и о н и ы е потер и.
В атомарном водороде
V dt Ji тс \ тс2Sf2 ' )
= 7,62 • KT9N { 3 ln-Д- + 20,2 } эВ/с. (16.23а)
В ионизированном газе ^(ШЛ . 2.TteW /, т2с2Е 3. N \ dt Ji тс V Ane2H2N liJ
= 7,62 • IO^9JV { ln-Д- - In N + 73,4 } эВ/с. (16.24)
434 Тормозные (радиационные) потерн. В атомарном межзвездном газе (см. (17.48))
- (4гХ= W15MaE эВ/с = 5,1 • 10-laNa - Jr эВ/с.
В полностью ионизированном газе (см. (17.46))
- {Щ -7 ¦1(Г> {^ik+°'36) эВ/с
(N = Na — концентрация ядер или электронов).
M а г H и T О T O P M О 3 H ы е и комптоновскне потери.
{ [Щт + {-ж)с } = ^ {-&У с (ІГ + шФ) (^)2 =
= 1>65 . ю-» + шф) (Д-)2 эВ/с. (16.65)
Часть этого выражения, отвечающая магнитотормозным потерям, пропорциональна H2 и получается из формулы (4.39) в предположении, что направление магнитного поля хаотически изменяется, и поэтому #1 = 2/3#~. Вторая часть выражения (16.65) отвечает комптоновским потерям в изотропном поле излучения с плотностью энергии аУф (величина H2/8я + в (16.65) измеряется в эрг/см3), причем здесь рассматривается
только область энергий электронов E<S^^—mc2, где еф — сред-
€ф
няя энергия фотонов (подробнее см. гл. 17). Для ионизированного газа, например, имеем
_ (dE/dt)r _ 1,8 ¦ 10~8 (in (Е/тс2) + 0,3б) E . .
^r- 1 (dE/dt)i In (Е/тс2) — In .V + 73,4 ' IlD-OOj
Даже в межгалактическом газе N ~ IO-5— IO-6 см-3 и, следовательно, 11 п Л71 < 15. Поэтому г\г, ; ^L 1 при ? ^ 7- IO8 эВ. При E > IO9 эВ тормозные потери преобладают над ионизационными.
Отношение магнитотормозных и комптоновских потерь к тормозным потерям (16.46) равно
(dE/dt) + (dE/dt)c S1IOі (H2 \ E rImC, г =-ШЩг-^-V-Ur + ^J^- (1б-67)
В Галактике (в диске) Н2/8л ~ 10~12 эрг/см3 и ~ ~ Ю-12 эрг/см3 (только для одного теплового реликтового излучения с температурой T = 2,7 К плотность = 4- Ю-13 эрг/см3; по последним данным, скорее, T « 3 К) в Галактике, особенно в диске присутствует также немало оптических фотонов, излучаемых звездами. Поэтому в газовом диске (при JV ~ 1 см-*3) Цтс, г ~ 3-Ю-5 Elmc2 ^ 1 при E ^ IO10 эВ,
435 а в гало (при N ~ 10~2 см_3)г)тС, г >~ 1 при E IO8 эВ. Таким образом, даже в радиодиске, не говоря уже о гало, для электронной компоненты в наиболее интересной области энергий E >, IO8—IO9 эВ основную роль играют магнитотормозные и комптоновские потери. К этому нужно добавить, что тормозные потери по сути дела принадлежат к числу «катастрофических»— они сопровождаются излучением в основном фотонов с энергией hсо ~ Е. В результате электрон просто «выходит из игры». Среднее характерное время Tr для таких потерь (см. ниже (17.48)) равно
F Ю'5
I (ClEIdt)r I ДГс- (16-68)
Даже при N ~ 1 см"3 время Tr ~ 3- IO7 лет, что больше времени блуждания электронов в газовом диске. При N ~ IO-2 см-3 время Tr уже столь велико (по сравнению с Тк.л,<^(\ — 3)Х X IO8 лет), что тормозные потери не играют роли. Поэтому при расчетах электронного спектра в Галактике обычно принимают во внимание лишь магнитотормозные и комптоновские потери энергии.
На этом закончим настоящую главу, посвященную некоторым вопросам астрофизики космических лучей. Здесь, в отличие от других глав, мы уделили значительное внимание описательному, по существу астрофизическому, материалу, что уменьшило место, отводимое теоретическим вопросам. Так пришлось поступить, поскольку соответствующая астрофизическая информация в курсах общей и теоретической физики, практически полностью отсутствует. Если же ее не использовать, не учитывать, то ни о какой астрофизике космических лучей говорить не приходится, остаются лишь чисто физические результаты, которые можно применить, в частности, к космическим лучам. Но тогда становится неопределенным отбор материала, и, главное, теряется вся астрофизическая специфика. Нам же хотелось ее сохранить. В двух последующих главах эта тенденция также найдет известное, хотя и несколько меньшее отражение. Глава 17
рентгеновская астрономия
(некоторые процессы)
Процессы, приводящие к образованию рентгеновских и гамма-лучей. Определение величин, используемых в рентгеновской и гамма-астрономии. Тормозное рентгеновское излучение нерелятивистского ионизированного гача (плазмы). Тормозное излучение релятивистских электронов и тормозные (радиационные) потери энергии. Рассеяние релятивистских электронов на фотонах (обратный комптон-эффект). Ко мпт оно в с кие потери энергии. О синхротронном рентгеновском излучении. Замечания о сопоставлении теории с наблюдениями.
Рентгеновские и гамма-лучи «сами по себе» (т. е. без рассмотрения их взаимодействия с веществом) не только отличаются лишь длиной волны, но и являются «соседями» в спектре электромагнитных волн *). Поэтому целесообразно начать обсуждение процессов, приводящих к возникновению космического рентгеновского и гамма-излучения без более детального разделения на диапазоны. Таким образом, прежде всего перечислим процессы, ведущие к образованию как рентгеновских, так и гамма-лучей.
