Теоретическая физика и астрофизика - Гинзбург В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
WK.M = xeWe, (5.68)
где Xe — численный коэффициент.
В гл. 16 мы еще остановимся на астрофизике космических лучей, или, как чаще говорят, на проблеме происхождения космических лучей. Однако удобно уже здесь указать, что хе ~ IO2 для космических лучей в Галактике (хе ~ IO2 вблизи Земли и, вероятно, в большей части Галактики, но не обязательно везде). При генерации космических лучей на Солнце хе 1. К заключению, что Xe 1, приводят и теоретические соображения. Так, при ускорении частиц в релятивистских ударных волнах все частицы приобретают одинаковую скорость, и, следовательно, их энергия пропорциональна массе. В дальнейшем энергия электронов может «подтягиваться» к энергии протонов и ядер. Но, с другой стороны, электроны претерпевают син-хротронные и комптоновские потери энергии, практически отсутствующие в случае тяжелых частиц. При статистическом (фермиевском) ускорении энергия электронов в т/М раз меньше энергии частиц с массой М. Наконец, при ускорении в электрическом поле электроны и протоны, вообще говоря, приобретают одинаковый импульс. Однако и в этом случае в результате дополнительных потерь в конечном итоге средняя энергия электронов, вообще говоря, меньше средней энергии тяжелых частиц. Таким образом, в космических условиях соблюдение неравенства
Xe > 1 (5.69)
представляется нормой, хотя это и не обязательно.
4*
99 При определенных предположениях о значениях xh и ke по наблюдаемому потоку радиоизлучения можно непосредственно определить как напряженность магнитного поля, так и полную энергию космических лучей и электронов в источнике, если известны спектр источника, его угловые размеры и расстояние до него. Как следует из (5.65), (5.67) и (5.68)
Wh V = ktlkeA (Y.V) -?, (5.70)
откуда
Я = [48хяхеЛ(у, V)-^]7', (5.71)
где А(у, v) определено выражениями (5.66), V=}/(,TiLi-объем, ф = LfR — угловой размер источника. Тогда полная энергия космических лучей в источнике равна
Wk л — XeWe — 7iHlWf1 = 0,\у.еА (у, v)d>vR*f<m% (5.72)
С помощью приведенных формул в предположении, что Кн — 1 и Ke — IO2, и получены оценки Wk. л, We и Wh в Галактике, галактических источниках нетеплового радиоизлучения (в первую - очередь в оболочках сверхновых звезд), в других нормальных галактиках, радиогалактиках и квазарах. Значение всех этих результатов трудно переоценить (см., в частности, [58, 68, 69] и ниже гл. 16—18). Вместе с тем для дальнейшего развития астрофизики космических лучей настоятельно необходимо найти способы независимого определения всех величин Wк. л, We и Wh или в некоторых случаях хотя бы одной из них без предположений о значениях другой (или, что почти одно и то же, без задания коэффициентов кн и ке). В принципе возможности для этого имеются. Так, энергию протонно-ядерной компоненты космических лучей в удаленных источниках можно определить гамма-астрономическим методом и конкретно по интенсивности гамма-лучей, образующихся при распаде л°-ме-зонов, которые в свою очередь генерируются в источнике в результате соударений космических лучей (протонов и ядер) с ядрами межзвездного газа. Можно надеяться на то, что такой метод в близком будущем даст свои плоды и, более того, некоторые результаты здесь уже получены (подробнее см. ниже гл. 18). Одновременное определение We и Wh (или Я) в принципе также возможно, например, путем комбинирования радио* и рентгеновских измерений. Точнее, речь идет о том случае (вполне возможном), когда радиоизлучение объекта (скажем, радиогалактики) носит синхротронный характер, а ее рентгеновское излучение обусловлено обратным комптоновским рассеянием релятивистских электронов на известном поле оптического, инфракрасного или радиоизлучения. Тогда, если за радио- и рентгеновское излучение ответственны одни и те же релятивистские электроны (другими словами, при соответствую-
100 щем выборе диапазонов частот), из значения потока рентгеновского излучения (при известных расстоянии до источника, его размерах и плотности энергии рассеивающего электроны излучения, скажем, инфракрасного излучения) определяются характеристики релятивистских электронов в источнике (см. ниже гл. 17). Далее из данных о потоке и спектре синхротронного излучения можно найти также поле H в источнике. Такой метод уже удалось применить [70] в случае ближайшей к нам (расстояние Rttb Мпк) радиогалактики Центавр A (Cen А). При этом оказалось, что среднее значение поля H a; 7-Ю-7 Э и если Wк. л -Wh (т. е. кн ~ 1), то не — 1. Нужно вместе с тем отметить, что эти данные относятся к радиоизлучающим облакам радиогалактики, где, вероятно, электроны и ускоряются [70]. Поэтому особого противоречия с данными для Галактики, где у Земли ке ~ IO2, здесь нет. Кроме того, оценка для коэффициента пе в Cen А изменится, если учитывать возможную сильную неоднородность магнитного поля в радиоизлу-чающей области. В общем проблема нуждается в дальнейшем анализе на основе более полных измерений. В целом, однако, указанный способ представляется многообещающим.
В заключение сделаем еще несколько замечаний о границах применимости изложенной теории синхротронного излучения, а также о синхро-комптоновском излучении.
