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

33.Stecker F. W. Phys. Rev., 1969, 180, p. 1264.

34.Мухин К. Н. Введение в ядерную физику. Изд. 2. М., Атомиздат, 1965.

35.Левинджер Дж. Фотоядерные реакции. Пер. с англ. М., Изд-во иностр. лит., 1962.

36.Kinsley В. В. Handbuch der Phys. Bd. X L , s. 202. Springer Verlag, Berlin, 1957.

37.Migdal A. B. J. Phys. (USSR), 1944, 8, p. 331.

38.Goldhaber M . , Teller E. Phys. Rev., 1949, 74, p. 1046.

39.Jones, Terwilliger. Phys. Rev., 1953, 91, p. 699.

40.Ginzburg V. L . , Ozernoy L . M . Astrophys. Space Sci., 1970, 9, p. 116.

41. Greisen K- Phys. Rev. Lett., 1966, 16, p. 748.

42.Зацепин Г. Т., Кузьмин В. А. «Письма ЖЭТФ», 1966, 4, с. 114.

43.Andrews D., Edge D.M. е. a. Proc. X I I Int. Conf. Cos. Rays. V. 3, Hobart, 1971, p. 995.

44. Suga K-, Sakayama H. Preprint Institute for Nucl. Study. Tokyo, 1971.

45.Camb. Bubble Chamb. Group Phys. Rev., 1966, 146, p. 994.

46.Camb. Bubble Chamb. Group Phys. Rev., 1967, 155, p. 1477.

47.Camb. Bubble Chamb. Group Phys. Rev., 1967, 163, p. 1510.

48.Frettwell L. J., Millins J. H. Phys. Rev., 1967, 155, p. 1497.

49.BuchhornG., Hude P. e. a. Phys. Rev. Lett., 1968, 20, p. 230.

50.Chasan В. M . , Cocconi G. e. a. Phys. Rev., 1960, 119, p. 811.

51. Stecker F. W. Phys. Rev. Lett., 1968, 21, p. 1016.

52.Woltjer L. Astrophys. J., 1966, 146, p. 597.

53.Pollack J. В., Shen B. S. P. Phys. Rev. Lett., 1969, 23, p. 1358.

54.Бор H. Прохождение атомных частиц через вещество. Пер. с англ. М., Изд-во иностр. лит., 1950.

55. Бете Г., Ашкин Дж. В сб.: Экспериментальная ядерная физика. Под ред.

Э.Сегре. Т. 1. Пер. с англ. М., Изд-во иностр. лит., 1955.

56.Штернхеймер Р. В сб.: Принципы и методы регистрации элементарных частиц. Пер. с англ. М., Изд-во иностр. лит., 1963.

57.Снтенко А. Г. Электромагнитные флуктуации в плазме. Харьков, Изд. Харьковск. ун-та, 1965.

62.Пикельнер С. Б. «Астрон. ж.»., 1967, 44, с. 943.

63.Spitzer L . , Tomasko М. Astrophys. J., 1968, 152, p. 917.

64.Гинзбург В. Л., Озерной Л. М. «Астрон. ж.», 1965, 42, с. 943.

65.Hayakawa S., Matsuoka М. Prog. Theor. Phys., 1964, 30, p. 206. -

66.Розенталь И. Л. «Космические исследования», 1966, 4, с. 404.

67.Allison S. К-, Warshaw S. D. Rev. Mod. Phys., 1953, 25, p. 779.

68.Bates D. R., Dalgarno A. Proc. Phys. Soc, 1953, A66, p. 972.

69.Hiskes A. Phys. Rev., 1965, A137, p. 361.

70.Silk J., SteigmanG. Phys. Rev. Lett., 1969, 23, p. 597.

71. Розенталь И. Л . В сб.: Элементарные частицы и космические лучи. Под ред. В. А. Безуса и И. Л . Розенталя. М., Атомиздат, 1967, с. 3.

72. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Теория поля. Изд. 5, М., «Наука», 1967,

с. 237.

73.Wallarta М. S. Hand, der Phys. Bd X L V I / I Springer Verlag, Berlin, 1963.

74.Дорман Л . И. Вариации космических лучей и исследование космоса. М., Изд-во АН СССР, 1963.

149

Глава 4

КИНЕТИКА РАСПРОСТРАНЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ

§ 4.1

ЛИНЕЙНАЯ ТЕОРИЯ РАСПРОСТРАНЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ В МАГНИТНЫХ ПОЛЯХ И ПОЛЯХ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Распространение электронов в пространстве, заполненном маг­ нитным полем и полем излучения, сопровождается изменением энергии частиц. Эти изменения приводят к деформации спектра электронов, что, в свою очередь, проявляется в спектре электро­ магнитного излучения. Извлечение информации из непрерывного спектра излучений, отражающего распространение электронов, су­ щественно отличается от извлечения информации из линейчатых спектров. По структуре линейчатых спектров можно непосредствен­ но судить о составе космических объектов, температуре, а иногда и о расстоянии до них. Непрерывные нетепловые спектры этих све­ дений не дают; на первый взгляд может показаться, что информатив­ ность непрерывных нетепловых спектров очень мала.

В действительности существенная информация заключается е форме спектра. Особенностью непрерывных спектров излучений (а также спектров первичных космических электронов в области их возникновения) является их степенная зависимость в широком ин­ тервале частот (или энергий). Энергетический спектр космических адронов также имеет квазистепенную форму (см. § 7.1).

Существуют и серьезные теоретические основания, связанные с представлениями о равновесии между космическими лучами и маг­ нитным полем, которые приводят к выводу, что стационарные спект­ ры космических частиц в неограниченном пространстве имеют сте­ пенную форму [1].

Спектр излучений, обусловленный такими электронами, должен иметь также степенной характер (см. § 2.1 и 2.2). Как будет показано далее в этом разделе, при распространении электронов в бесконеч­ ном пространстве, заполненном стационарно действующими источ­ никами, степенной характер спектра излучений, как правило, сохра­ няется. Однако этот вывод теряет силу, если область распростране­ ния конечна или источники нестационарны. В этом случае спектры излучений претерпевают изломы, по характеру которых можно

151

в принципе судить о локализации источников электронов, области их распространения и временной зависимости мощности их излуче­ ния.

Для интерпретации наблюдаемых спектров электромагнитного излучения различных космических объектов необходимо развить теорию кинетики распространения электронов в электромагнитных полях.

В соответствии с общей линией книги мы ограничимся при рас^ смотрении кинетики распространения электронов элементарными процессами взаимодействия электронов с магнитным полем и полем электромагнитного излучения, т. е. синхротронным излучением и его реабсорбцией, а также обратным комптон-эффектом. Это не означает, что иные процессы (связанные в основном с излучением и поглоще­ нием плазменных волн в плазме, заполняющей область генерации и распространения электронов) не оказывают влияния на кинетику распространения электронов. В ряде работ [2—4] показано, что процессы взаимодействия релятивистских электронов с плазменны­ ми волнами могут ускорять электроны и даже приводить к эффек­ тивной генерации поперечных электромагнитных волн. Но в настоя­ щее время сведения об условиях в источниках космического нетеп­ лового излучения и параметрах плазмы в этих источниках еще слиш­ ком скудны для того, чтобы сделать вполне определенные выводы о роли плазменных процессов в кинетике распространения реля­ тивистских электронов.

Рассмотрим линейную теорию кинетики распространения реля­ тивистских электронов. Это означает, что мы ограничимся изуче­ нием влияния энергетических потерь электронов в заданных магнит­ ных полях и полях электромагнитного излучения на форму спектра электронов. В линейном приближении мы пренебрегаем обратным; влиянием излучения, генерируемого релятивистскими электрона­ ми, на форму их спектра. При учете обратного влияния собствен­ ного излучения уравнения кинетики становятся нелинейными. Тем не менее влияние собственного излучения на распространение элект­ ронов может сказываться в компактных источниках с большой плот­ ностью электронов, сильными магнитными полями и мощным элект­ ромагнитным излучением. Нелинейная кинетика электронов и фо­ тонов рассматривается в § 4.3.

Рассмотрим сначала простейшую модель распространения элек­ тронов в областях, заполненных магнитными полями и полем элект­ ромагнитного излучения. Пусть пространство заполнено изотроп­ ным электромагнитным излучением с плотностью энергии wv и маг­ нитным полем Н с хаотически распределенными направлениями век­ тора напряженности с плотностью энергии WH- Источники электро­ нов равномерно распределены по всему пространству. Подобная модель приближенно отражает ситуацию, когда длина пробега электрона значительно меньше размеров области распространения.

Мощность источников в единице объема и в интервале энергий

152

Изменение энергии электронов в результате потерь на синхротронное излучение и обратный комптон-эффект описывается сле­

153

наибольший возраст электрона с энергией Ее. Подставив выраже­ ния для конкретной зависимости мощности источников электронов от времени (4.2)—(4.4), получим

(4.10)

(непрерывная генерация);

(взрывная генерация);

(начало действия источников в момент t =0). Рассмотрим физичес­ кий смысл полученных результатов.

В случае непрерывной генерации (4.2) спектр электронов в про­ странстве становится более крутым по сравнению со спектром ин­ жектируемых электронов (показатель спектра увеличивается на еди­ ницу). Это обусловлено тем, что электроны более высоких энергий имеют сравнительно короткое время жизни по отношению к синхротронным и комптоновским потерям. Этим же вызвано и обрезание спектра электронов на высоких энергиях при взрывной генерации (4.3).

При инжекции электронов, начавшейся в момент t ~ 0 (4.4), эволюцию спектра электронов можно разделить на две стадии. На

На второй стадии (t > хт) спектр электронов определяется уже энер­ гетическими потерями и выражается той же формулой (4.10), что и в случае непрерывной генерации. Поскольку момент перехода от первой стадии ко второй зависит от энергии электрона, в спектре электронов должен наблюдаться излом:

154