Теоретическая физика и астрофизика - Гинзбург В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
Остается еще неясным, однако, при какой энергии Ey гамма-излучение такой природы, связанное в основном с распадом л°-мезонов (см. ниже), начинает доминировать. Дело в том, что в области энергий Ey — 50—200 МэВ, в которой по преимуществу проводятся измерения (особенно часто в литературе приводятся данные о потоке при Ey > 100 МэВ [251, 252]), тормозное гамма-излучение, как мы знаем, создается в основном электронами тоже с энергией Ee-Ey- 50—200 МэВ. Но о такой мягкой (или субкосмической) электронной компоненте вдали от Земли мало что известно. В ту же область энергий вносят вклад и дискретные гамма-источники (обнаружены уже десятки таких источников). В результате разделить галактическое гамма-излучение на компоненты достаточно надежно еще не удалось; для этого, по-видимому, понадобятся более точные измерения при Ey 200—300 МэВ.
Помимо гамма-лучей с Ey > 50—100 МэВ уже проводятся наблюдения гамма-лучей ядерной природы [238], гамма-лучей с высокой энергией Ey > IO11 эВ и некоторые другие [251, 252]. Вместе с тем нужно подчеркнуть, что гамма-астрономия почти вдвое моложе рентгеновской астрономии и еще находится в стадии становления. Перспективы ее развития представляются исключительно многообещающими (см. [220, 238, 239, 251, 252] и указанную там литературу).
Все механизмы космического гамма-излучения и во всех областях энергии представляют интерес, но такое в достаточной мере тривиальное утверждение сделано здесь лишь для того чтобы выделить все же возможность получить методом гамма-астрономии надежные сведения о протонно-ядерной компоненте космических лучей вдали от Земли. В гл. 5 и 16 уже подчеркивалось, что отсутствие соответствующих прямых данных создает принципиальные трудности на пути развития астрофизики космических лучей (формально речь идет о незнании коэффициентов Ke = Wk. л/We и Kh = Wh/Wk. л; см. (16.16) ).
Остановимся на этом вопросе подробнее, не опасаясь некоторых повторений. Кроме того, воспользуемся некоторыми данными наблюдений, хотя наша цель состоит не столько в сообщении конкретных результатов, сколько в том, чтобы проиллюстрировать характер оценок и аргументации, используемых в астрофизике высоких энергий.
Протоны и ядра, входящие в состав космических лучей, претерпевают соударения с протонами и ядрами межгалактического или межзвездного газа. В результате ядерных соударений рождаются, в частности, л°-мезоны и 2°-гипероны, быстро распадающиеся с образованием гамма-лучей. Распад л°-мезона с вероятностью 98,8% (т. е. практически всегда) происходит по каналу л°-»-2у, в силу чего энергия гамма-лучей от распада покоящегося л°-мезона равна Ey = 1/2іпяс2 = ,Ъ МэВ; среднее время жизни л°-мезона составляет 0,84-IO-16 с. Е°-гиперон распадается (фактически с вероятностью 100%) по каналу Е°->-->-А + у, энергия Ey « 77 МэВ, среднее время жизни Е°-гиие-рона меньше 10~14 с. Помимо непосредственного рождения Ji0-Me-зонов при ядерных соударениях, они образуются также в результате распада различных мезонов и гиперонов (Ki-^-Jti + -j-л0, Л—>п + л° и т. д.), в результате чего опять же испускаются у-лучи. Вероятность и кинематика всех существенных реакций достаточно хорошо известны [239, 251, 252], что позволяет вычислить спектр гамма-лучей с точностью, вполне достаточной для обсуждаемых астрофизических приложений. При
478 этом существенно, что поток космических гамма-лучей генерируется, конечно, не моноэнергетическими частицами, а изотропными по направлениям космическими лучами с некоторой интенсивностью Jk. Л(Е). Поэтому происходит усреднение по спектру и интенсивность гамма-лучей с энергией Ey равна
OO
Jy (Ey) = N(S)\u (Еу, Е) Jk. л (E) dE, (18.1)
ev
где а — соответствующее эффективное сечение, усредненное с учетом химического состава космических лучей и газа (учитывается, конечно, и то, что при распаде я°-мезона образуются два у
фотона), a N(SE)= ^ N(R) dR— количество частиц в газе вдоль
о
луча зрения (в выражении (18.1), совпадающем с (17.11), а также в приводимых ниже формулах, интенсивность Jk. л считается не зависящей от координат). Интегральная интенсивность равна
OO
JyOEy)= J Jy (Ey) dEy = qyN. (18.2)
?v
Здесь qy — излучательная способность по числу фотонов, отнесенная к единице телесного угла (см. (17.7)); нужно отметить, что в литературе величину qy обозначают также через qy/4л и ev/4n, где qу = ву имеет смысл излучательной способности во всех направлениях для изотропного излучения (мы такую величину обозначали через q = 4nq; см. (17.7)). Черта над qy = ^(oJK.ji) в (18.2) указывает на интегрирование по спектру космических гамма-лучей, ясное из (18.1) и (18.2).
Для потока Y-лучей от дискретного источника имеем
Fy О Ey) =
= \jy(>Ey)dQ~ ~ (18.3)
Q
где ?2 — телесный угол, R — расстояние до источника (в см), N(V)=NV — число частиц (ядер) в источнике (V — объем, N — средняя концентрация газа) и M = 2-10-24 N(V)—масса газа в источнике в граммах (химический состав источника предполагается отвечающим средней распространенности элементов, и поэтому, особенно для учета ядер Не, масса «среднего» ядра в газе считается равной 2-Ю-24 г). Для спектра космических лучей у Земли (интенсивность /к. л, о(?) = Jo(E)) значение
