Файл: Иноземцев, Г. Г. Незатылованные шлицевые червячные фрезы-1.pdf

тическом пространстве концентрация пи газа не превышает по поряд­ ку величины Ю - 5 слГ3 , в то время как плотность фотонов реликтового излучения с температурой 2,68° К (§ 1.4) равна

Аналогичная ситуация возникает в окрестностях компактных ис­ точников электромагнитного излучения (квазаров, пульсаров и т. п.) и даже вблизи обычных звезд (в том числе и Солнца). В подобных случаях малость сечения электромагнитного взаимодействия компен­ сируется большой плотностью фотонов, и взаимодействие частиц высокой энергии с окружающей средой в основном определяется столкновениями с фотонами электромагнитного излучения.

Рассмотрим основные процессы взаимодействия нуклонов и ядер высоких энергий с фотонами малых энергий (радиоинфракрасными и световыми). Нас интересуют энергетические потери частицы массы AM с энергией Eh, распространяющейся в поле излучения с функ­ цией распределения фотонов по импульсам / (к). Перечислим основ­ ные процессы взаимодействия адронов с электромагнитным излуче­ нием:

а) обратный комптон-эффект

б) рождение электрон-позитронных пар

Прежде чем перейти к детальному рассмотрению этих процессов, сделаем несколько общих замечаний. В отличие от обратного ком- птон-эффекта, проявляющегося при любых энергиях адронов и про­ тонов, все остальные процессы — пороговые. В собственной системе отсчета (системе покоя адрона; здесь Ц-система) пороговые энергии

фотонов, соответственно равны:

Процессы (3.32) — (3.35) мы рассматриваем в системе отсчета, связанной с интересующими нас объектами (Метагалактикой, Галак­ тикой, квазарами и т. п.), которая здесь играет роль Л-системы (сис­ тема наблюдателя). Как правило, энергии подавляющей части кос-

122

мических излучений в Л-системе малы по сравнению с пороговыми энергиями. Из свойств преобразований Лоренца следует, что энер­ гия фотона в собственной системе отсчета может превысить по­ роговую энергию процесса Et только в том случае, если энергия адрона в системе наблюдателя достаточно велика:

Eh/AMc2^Et/(er}. (3.37)

Следовательно, взаимодействие тяжелых частиц с фотонами фоновых излучений посредством процессов (3.32) —(3.35) играет определяю­ щую роль при очень высоких энергиях.

Расчеты энергетических потерь частиц высоких энергий, взаимо­ действующих с полями излучения, базируются на дифференциаль­ ных сечениях процессов, заданных в собственной системе (Ц-систе- ма) и лоренцевских преобразованиях этих сечений к системе наблю­ дателя*. Для процесса (3.33) сечение в Ц-системе имеет точное тео­ ретическое выражение [24—26]. Для электромагнитно-ядерных процессов (3.34), (3.35) используются эмпирические или полуэмпи­ рические сечения.

Здесь < е г > — средняя энергия излучения, через которое проходят адроны. При столь больших энергиях определяющую роль играют другие процессы взаимодействия адронов с излучением. Энергети­ ческие потери на обратный комптон-эффект в классическом случае определяются выражением (см. § 2.2)

dx 3 т \ AM) \ АМс* )

(wr — плотность энергии излучения; Z' —заряд движущегося адрона). Следует отметить, что обратный комптон-эффект на адронах как механизм энергетических потерь весьма неэффективен (в отличие от обратного комптон-эффекта на электронах). Это обусловлено от­ носительно большой инерцией тяжелых частиц.

* Кинематика взаимодействия ультрарелятивистских частиц с излу­ чением рассматривалась в § 2.5.

123

цовском приближении и, следовательно, обычно хорошо выполняю­ щегося .

При выводе (3.41)* предполагалось, что в Ц-системе все фотоны ле­ тят в направлении, противоположном скорости частиц в Л-системе.

вычисленной в конечном виде в работе [27]. Аналитическое выра­ жение для функции слишком длинно для того, чтобы привести его здесь.

* Интегрируют по всему пространству импульсов к,

124

Энергетические потери можно выразить с помощью функциираспределения фотонов по импульсам в системе наблюдателя (Л-сис- теме) / (к):

вработе [27]. График функции приведен на рис. 30.

Вприложениях важную роль играет взаимодействие быстрых частиц с равновесным излучением. Спектр равновесного излучения с температурой Т имеет вид

же компактным источником, движутся почти в одном направлении. При этом

обходимо учитывать при анализе движения энергетических частиц в компакт­ ных источниках [52, 53].

125-

Выражение для энергетических потерь адрона при прохождении через равновесное излучение с температурой Т запишем в виде

dEh/dx

Зависимость пробега протона относительно рождения пар на релик­ товом излучении показана на рис. 32. Из рисунка видно, что пробег

относительно рождения пар сравнивается с фотометрическим радиу­ сом Метагалактики с/Н0 при энергии протона, равной 3 • 1018 эв.

На рисунке 31 приведена зависимость энергетических потерь адронов на обратный комптон-эффект:

126