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

ВУЗ: Не указан

Категория: Не указан

Дисциплина: Не указана

Добавлен: 17.10.2024

Просмотров: 76

Скачиваний: 0

ВНИМАНИЕ! Если данный файл нарушает Ваши авторские права, то обязательно сообщите нам.

Оценки (см. гл. 5) показывают, что мощность испускания Галак­ тикой релятивистских частиц с энергией ~ 1 0 9 з в * равна UeK < 103 9 эрг/сек. Такой мощности недостаточно (без допущения об эволюции) для объяснения наблюдаемой интенсивности рентгенов­ ского излучения [см. соотношение (6.58)]. Таким образом, и в рамках диффузной схемы необходимо допущение об эволюции источников.

Непосредственная проверка диффузного варианта. Вид спектра рентгеновского излучения, образующегося при взаимодействии метагалактических электронов с реликтовым излучением, не может быть произвольным. Как было показано в работе [75] (см. также §4.1), на показатель спектра фонового рентгеновского излучения в диффуз­ ной модели накладывается ограничение: в любом энергетическом интервале численное значение уу = —д In Р (Еу)1дЕу не должно быть меньше 3/2.

Если это условие не выполняется, то фоновое рентгеновское из­ лучение не может быть обусловлено взаимодействием метагалактических электронов с реликтовым (или инфракрасным) излучением. В настоящее время (конец 1972 г.) результаты экспериментов по измерению спектральных характеристик фонового рентгеновского

излучения недостаточно

определенны для

того,

чтобы

сделать

окончательные выводы

о справедливости

диффузной

гипотезы

(см., например, табл. 23).

Однако если последующие,

более точные,

эксперименты по изучению спектра фонового рентгеновского излуче­ ния покажут, что условие yv ^ 3/2 не выполняется, то диффузную гипотезу происхождения рентгеновского фона можно будет от­ вергнуть.

Скопления галактик как возможный источник рентгеновского фона [56]. Выше отмечалось, что наиболее «естественные» гипотезы происхождения фона наталкиваются на трудности. Представляется целесообразным проанализировать возможную связь рентгеновско­ го фона с рентгеновским излучением скоплений галактик**. Сильное

рентгеновское излучение в диапазоне нескольких

килоэлектрон­

вольт наблюдалось от скопления Coma [76, 77] и от скопления

Virgo

[78, 79]. Оказалось, что интенсивность излучения скопления

Coma,

содержащего ~10 4 галактик,

равна

2,6-104 4 эрг/сек

(в диапазоне

1,8—10 кэв), а интенсивность

скопления Virgo

(2,5-103 галактик)

составляет 1,6-1043 эрг/сек (в диапазоне 0,7—4 кэв).

 

 

Принимая для простоты, что все галактики сосредоточены в скоп­

лениях и рентгеновское излучение

скоплений

пропорционально

числу галактик в нем, можно получить, опираясь на формулу (6.13),

что в интервале

1,8—10 кэв интенсивность фонового излучения со­

ставляет^ Ю - 8

эрг (см2-сек-стер),

что в 5—7 раз меньше наблю­

денного значения

(см. §6.1). Этому расхождению едва

ли следует

придавать сейчас

существенное

значение, поскольку

светимость

в расчете на одну галактику весьма неопределенна.

 

*Энергией, достаточной для образования рентгеновского излучения с энергией фотонов ~ 1 кэв.

**О такой возможности упоминалось в работе [76].

213


Рассмотрим теперь вопрос о форме спектра. Согласно работе [77], спектр излучения от скопления Coma можно представить экспонентой

/ = (0,69 ± 0 , 1 3 ) • Ю-1 "ехр

( — g - ^ g r r i )

эрг/(см2-сек-стер-кэв)

 

 

 

 

(6.66)

или

степенью

 

 

 

/ =

( 1 , 2 6 ± 0,24) ЛО - ^Еу 0 - 8 7

± 0 - 1 4 эрг/{см2-сек-стер-кэв).

(6.67)

Допущение, что нетепловой спектр можно объяснить комптоновским рассеянием реликтовых фотонов на релятивистских электронах, не­ удовлетворительно. Покажем, что при таком предположении будет большое отклонение от равнораспределения энергии между электро­ нами и магнитным полем и вокруг скопления должен быть сильный

ореол в рентгеновском

диапазоне.

 

 

Полагая

расстояние до скопления Coma равным 90 Мпс, а угло­

вой размер

источника

0 = 45', получаем, что

объем

источника

2 -107 3 см3, а мощность излучения в рентгеновском

диапазоне

/ v

= 2 • \0~21Еу

1 -8''фотон/'(см3 • стер - сек-кэв).

(6.68)

Используя выражение для удельной светимости релятивистских

электронов со степенным спектром (2.113),

получаем

 

 

 

 

 

 

 

we=

е

е м и н

,

 

 

 

(6.69)

где Ке

~ 35 е, кэв). В рамках комптоновского механизма

квантам

с энергией 1 кэв соответствуют

электроны

с Еемая

~

1 Гэв,

тогда

we

— 2 эв/см3.

 

 

 

Coma

 

 

 

 

(Lrad

~

~

Из

светимости

скопления

в

радиодиапазоне

1041

эрг/сек [80])

и

соотношения

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

wH~wreLrad/Lx

 

 

 

 

(6.70)

(wre

~

0,25 эв/см3 — плотность реликтового излучения в нашу эпо­

ху) получаем

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

дан~104а>е,

 

 

 

 

(6.70а)

что соответствует высокой степени нестационарности.

 

 

 

 

Другая трудность обусловлена тем, что если выполняется

усло­

вие (6.70а), то электроны должны двигаться практически

прямоли­

нейно. Тогда [см. (2.17)] электроны с энергией Ее ~

1 Гэв будут те­

рять на пути, равном

размерам

скопления Coma (~1

Мпс),

лишь

малую часть своей энергии. Расстояния, на которых электроны та­ ких энергий будут терять половину своей энергии, порядка 25 Мпс.

214


Следовательно, в рентгеновском диапазоне должна светиться область таких размеров. Это было бы обнаружено на опыте. По этим причи­ нам допущение, что рентгеновское излучение скопления Coma обу­ словлено обратным комптон-эффектом, необходимо отвергнуть.

Рассмотрим теперь допущение, что фоновое излучение обусловле­ но нагретым газом*. Ранее отмечалось, что спектр оптически тонкой плазмы с фиксированной температурой не соответствует наблюде­ ниям фонового рентгеновского излучения. Однако распределение температур внутри скопления или среди различных скоплений не обязано быть 6-функцией. Если взять распределение по темпера­ турам ф (Т) в форме (6.54), то можно удовлетворить наблюдаемой форме спектра.

 

Средняя

температура, соответствующая распределению (6.54),

kT

~

6 кэв,

что согласуется с наблюденной температурой в скоп­

лении

Coma (kT ~ 6,3 кэв [77]).

 

Если

полагать, что предложенная интерпретация верна вплоть

до

Еу

~

1

Мэв, то нужно допустить существование источников

с

высокими

температурами (kT ~ тс 2 ), что представляется про­

блематичным. Более правдоподобно, что фоновое рентгеновское излучение имеет «тепловое» происхождение при Еу < 100 кэв и «комптоновское» при Ev ^ 100 кэв.

Для выяснения природы основных источников фона большое значение имеет исследование его углового распределения, нача­ тое в работе [21]. Изучение флуктуации углового распределения позволяет в принципе подойти к оценке числа источников, внося­ щих основной вклад в фоновое излучение. Поясним идею этого под­ хода на основе предположения о сильной эволюции источников. Для простоты можно считать, что источники возникли при неко­ тором z — zt [см. формулу (6.23)]**. Это означает, что зарегистри­ рованный поток фонового излучения пропорционален углу Q, вы­ деленному прибором.

Пусть Nt — полное число источников рентгеновского фона; тогда число источников, обусловливающих поток излучения через прибор, равно Nt Q. Если флуктуации фона имеют статистичес­ кую природу, то характеризующее их среднеквадратическое от­

клонение порядка

(NtQ)42.

Поэтому относительные флуктуации

фона пропорциональны (Л^О)-'/2 . В наблюдениях [21] Q ~ 0,1, а

верхний предел флуктуации AI/I ~ 0,03. Следовательно, (•/V< Q)- I ^2 ~

~ 0,03 и Nt > 10*.

Подобная

оценка пока не может привести к оп­

ределенным выводам, поскольку оценочное число квазаров превы­ шает на 1—2, а число скоплений — на 2—3 порядка указанную величину. Однако дальнейшее увеличение точности измерения флуктуации может быть полезным для решения вопроса об источ­ никах фона.

*О возможном механизме нагрева см. работу [81].

**Такое допущение делает весь подход более прозрачным. Если вклад вносят значительные интервалы г, то нужно использовать точные соотноше­ ния фридмановской космологии.

215


В.О ФОНОВЫХ ИЗЛУЧЕНИЯХ В ДИАПАЗОНЕ 1—6 Мэв

Взаключение коснемся вопроса о возможном уплощении в

спектре

фоновых

излучений

при Еу > 1 Мэв.

Мы

уже

отмечали

(см. § 6.1),

что существование этого уплощения весьма сомнительно.

Если оно все же имеет место, не лишена интереса

(по крайней

мере

методического)

следующая

интерпретация. Предположим, что у-

 

 

 

 

 

 

 

 

кванты больших

энергий

воз­

 

 

 

 

 

 

 

 

никают при распаде я°-мезо-

 

 

 

 

 

 

 

 

нов:

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

N

+

N

 

N +

N

пл;

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

->• 2у.

 

 

(6.71)

 

 

 

 

 

 

 

 

Тогда,

как

 

уже

отмечалось

 

 

 

 

 

 

 

 

(§3.1),

при

любом

спектре

 

 

 

 

 

 

 

 

космических

лучей

в

спектре

 

 

 

 

 

 

 

 

у-квантов возникает харак­

 

 

 

 

 

 

 

 

терный

максимум

 

при Еу

=

 

 

 

 

 

 

 

 

= тяс2/2

=

70

Мэв.

Однако

 

 

 

 

 

 

 

 

если

излучение

возникает

в

 

 

 

 

 

 

 

 

Метагалактике,

этот

макси­

 

 

 

 

 

 

 

 

мум

приходится

на

энергии

 

 

 

2

 

4 .

 

тпс2

/(1

+

г э ф ф ) ,

где

г в ф ф

 

 

 

 

 

1дЕ?(кэб)

 

красное

смещение

г,

дающее

 

 

 

 

 

 

 

 

Рис. 50.

Спектры

фотонов

от

распада

основной вклад

 

в

поток

у-

Я°-мезонов,

образующихся

на

разных

квантов.

Возможность

 

су­

стадиях

расширения Вселенной.

ществования

подобного

мак­

 

 

 

 

 

 

 

 

симума

анализировалась

в

работах

[48,

821

до

появления

данных

о

фоновых

излуче­

ниях при Еу

~

1 Мэв.

Если аппроксимировать

спектр

вторичных

у-квантов в точке их образования

функцией (3.25), то в точке

на­

блюдения

спектр фотонов имеет следующую

форму:

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Py{Ey)^Eyy^>dzlUzx)

\

f,{z2)dz2

X

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

X ехр

 

0,2

 

 

 

 

 

 

 

(6.72)

 

 

 

 

 

0 , 0 1 + E „ ( l + z , )

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

где fu f2 — некоторые степенные функции от 1 -4- z.

Вынося предэкспоненциальный множитель при z = гг ФФ и дифференцируя, получаем, что спектр имеет максимум при"

Еуяс2/2(1+гафф).

(6.73)

На рис. 50 приведены спектры у-квантов, вычисленные при различ­ ных допущениях о г э ф ф и спектре космических лучей [82].

216


§ 6.5.

ФОНОВЫЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И МЕТАГАЛАКТИЧЕСКИЕ ЭЛЕКТРОНЫ

Анализ фоновых излучений позволяет подойти к вопросу о про­ исхождении космических электронов. Сразу же после открытия ре­ ликтового излучения в ряде работ [83—85] было отмечено, что на­ блюдаемые вблизи Земли электроны не могут иметь метагалактическое происхождение. В самом деле, эффективное взаимодействие ультрарелятивистских электронов с реликтовым излучением по­ средством обратного комптон-эффекта приводит к торможению электронов за время

где Ее

—- в Гэв. Если Ее ^

1 Гэв, то te < 1/#0.

Из

экспериментальных

данных об интенсивности фонового из­

лучения в рентгеновском диапазоне можно получить верхний пре­ дел интенсивности электронов в Метагалактике [85]. Верхний пре­ дел интенсивности электронов оценивается из допущения, что фо­ новое излучение в рентгеновской области обусловливается комп- тон-эффектом на реликтовом излучении. Первые оценки [85], пре­ небрегавшие расширением Метагалактики, привели к заключению, что плотность энергии космических релятивистских электронов в Метагалактике we <Z Ю - 5 эв/см3, что примерно на три порядка

меньше плотности электронов в

нашей

Галактике.

Сделаем оценку плотности

энергии

метагалактических элек­

тронов в фридмановской модели

Вселенной (см. также работу [86]).

Предположим, что мощность инжекции релятивистских электро­

нов

в

межгалактическое

пространство определяется

выражением

 

 

/ e = / e 0 ( l + z ) !

эвI (см,3-сек),

(6.75)

где

6е

— показатель эволюции источников электронов.

 

Вычисление отношения плотностей энергии метагалактических

электронов и рентгеновских фотонов

сильно упрощается

следующи­

ми

предположениями:

 

 

 

 

1) почти вся энергия

электронов

переходит к фотонам рентге­

новского фона за времена, много меньшие времени расширения Все­ ленной 1/Я0 ;

2) форма энергетического спектра фотонов фонового излучения в данном случае не зависит от параметра красного смещения z и определяется только видом спектра инжектируемых электронов [поскольку £у<<8,.;> = const (z)]. Поэтому выражение для плот­ ности энергии фотонов можно записать в виде (см. § 6.2):

(6.76)

о

8 Зак. 327

217