Механизмы генерации рентгеновского и гамма-излучения в астрофизических объектах и межзвездной среде

2. Механизмы генерации рентгеновского и гамма-излучения в астрофизических объектах и межзвездной среде

Здесь e – заряд электрона, c – скорость света в вакууме, v – скорость заряженной частицы, m – ее масса, F – сила, действующая на частицу со стороны внешнего поля. Формула (1) справедлива во всем диапазоне электромагнитного спектра и соответственно может быть использована при описании механизмов излучения рентгеновских и гамма-квантов. Согласно (1) мощность электромагнитного излучения падает с увеличением массы излучающей заряженной частицы, поэтому электромагнитные радиационные процессы наиболее эффективны для электронов, которые, как известно, являются наиболее «легкими» среди стабильных микрочастиц.

Обычно электромагнитные радиационные механизмы образования рентгеновских и гамма-квантов разделяют в зависимости от типа поля, которое обусловливает силу, действующую на электрон:

• 
  Кулоновское поле – тормозное излучение;
  
• 
  магнитное поле – магнитотормозное излучение;
  
• 
  поле электромагнитной волны – обратное Томсоновское рассеяние.
  

При движении электрона по криволинейной траектории в магнитном поле возникает магнитотормозное излучение. Как известно, на заряженную частицу, движущуюся в магнитном поле, действует сила Лоренца. При этом возникает излучение, называемое циклотронным, если энергия электрона E_e  m_ec² и синхротронным, если E_e  m_ec². Можно показать, что в случае синхротронного излучения энергия возникающего фотона E_:

где H_ – компонент напряженности магнитного поля, перпендикулярный скорости электрона. Как следует из (3) необходимым условием образования фотона достаточно большой энергии является наличие либо магнитного поля высокой напряженности, либо высокоэнергичных электронов. В случае, если исходная скорость частицы направлена вдоль незамкнутой силовой линии магнитного поля, частица будет двигаться вдоль такой силовой линии. Возникающее при этом излучение называют “изгибным” или “излучением кривизны”. Спектр магнитотормозного излучения определяется спектром излучающих электронов. Если дифференциальный энергетический спектр электронов имеет степенной наклон с показателем , то дифференциальный энергетический спектр фотонов также будет степенным с показателем степени (-1)/2.

Высокоэнергичные фотоны могут возникать и при рассеянии электронов в поле электромагнитной волны (обратное Томсоновское рассеяние) или рассеянии электронов на фотонах (обратное Комптоновское рассеяние). Очевидно, что о последнем случае имеет смысл говорить, когда энергия фотона в системе покоя электрона m_ec². При этом требуется квантовое рассмотрение эффекта. Энергия фотона E_, возникающего при обратном Комптоновском рассеянии определяется энергиями электрона E_e и первичного фотона E_0:

E_  E_0E_e². (4)

Так, для образования квантов с энергиями в десятки – сотни кэВ при рассеянии на тепловых фотонах с энергиями эВ, энергия электронов должна составлять тысячи МэВ и более. Подобный механизм эффективен при большой интенсивности тепловых фотонов. Спектр гамма-квантов, образующихся в результате обратного Комптоновского рассеяния, определяется спектром электронов. При степенном представления показатели спектров гамма-квантов () и электронов () связаны так же, как и в случае синхротронного излучения:  = (-1)/2.

Так называемое «характеристическое» рентгеновское излучение может возникать при радиационных переходах в возбужденных атомах или при захвате ионом «свободного» электрона («связанно-связанные» и «свободно-связанные» переходы). Однако вероятность этих процессов при большой энергии взаимодействующих частиц невелика, поэтому их вклад в жестком рентгеновском и гамма-диапазонах несущественен.

Если в результате рассмотренных выше процессов излучения: тормозного, магнитотормозного и обратного «Комптоновского рассеяния» образуются гамма-кванты, характеризуемые в основном непрерывными спектрами, то в случае двухфотонной электрон-позитронной аннигиляции:

e^- + e⁺   + 

в спектре гамма-излучения должна наблюдаться линия при энергии E_=0.511 МэВ, соответствующей энергии покоя электрона. Наблюдение в спектре гамма-излучения линии 0.511 МэВ свидетельствует о наличии в источнике этого излучения позитронов. Следует отметить, что гамма-кванты могут возникать и при аннигиляции других частиц, например, протонов и антипротонов (через рождение нейтрального пиона).

Существенную роль в образование гамма-квантов высоких энергий играет распад ⁰-мезона или нейтрального пиона:

⁰   + .

Характерное «время жизни» нейтрального пиона 10¹⁶ с. Нейтральные пионы возникают, как правило, в результате множественного рождения частиц при столкновении энергичных нуклонов космических лучей с ядрами межзвездной среды. Другой возможный механизм образования ⁰-мезонов связан с упоминавшейся выше аннигиляцией протона и антипротона (или нуклона и антинуклона). Однако ввиду того, что потоки антинуклонов малы, вклад подобных процессов в образование галактического гамма-излучения невелик. Поскольку образующиеся в результате протон-нуклонных и нуклон-нуклонных столкновений нейтральные пионы обладают, как правило, достаточно высокой энергией и вследствие электрической нейтральности не тратят энергию на ионизацию, они испытывают распад «на лету». Кинематический анализ такого распада показывает, что дифференциальный спектр образующихся гамма-квантов имеет максимум при энергии равной половине энергии покоя ⁰-мезона: 1/2m_0c²=70 МэВ и симметричен относительно этой энергии в логарифмической шкале. Таким образом, в случае если нейтральные пионы дают вклад в образование галактического гамма-излучения, на спектральном континууме должна наблюдаться особенность в виде избытка гамма-квантов с энергиями около 70 МэВ. Так как нейтральные пионы являются продуктом исключительно нуклонных взаимодействий, интенсивность связанного с ними гамма-излучения, пропорциональна концентрации протонно-ядерного компонента космических лучей в Галактике.

При радиационных переходах в возбужденных ядрах высвечиваются гамма-кванты определенной энергии, при этом в спектре наблюдаются, так называемые линии гамма-излучения. Диапазон характерных энергий, при которых, как правило, наблюдаются линии гамма-излучения - 1–10 МэВ. Известно несколько механизмов возбуждения ядер. В астрофизике наиболее значимыми процессами являются: столкновения с энергичными нуклонами, радиоактивный распад и радиационный захват тепловых нейтронов. При столкновении энергичных нуклонов с ядрами вещества (например, межзвездной среды) последние могут переходить в возбужденное состояние. Если энергия нуклонов достаточно велика – десятки – сотни МэВ и более, они могут расщеплять ядра мишени. В этом случае в спектре гамма-излучения могут наблюдаться линии, соответствующие как ядрам мишени, так и осколкам расщепленных ядер. Возбужденные ядра могут также образовываться при радиоактивном распаде. В принципе короткоживущие радиоактивные ядра, обладающие высокой активностью, могут синтезироваться в недрах некоторых звезд. Однако, поскольку они быстро распадаются и не успевают выйти на поверхность звезды, образующиеся гамма-кванты поглощаются в ее недрах. Поэтому основными поставщиками радиоактивных ядер являются взрывные процессы на звездах, в первую очередь взрывы сверхновых, при которых в межзвездную среду выбрасывается огромное количество разнообразных изотопов (⁵⁶Ni, 0.812 МэВ; ⁵⁶Co, 0.847 МэВ и др.). Наконец, возбужденные ядра возникают при поглощении тепловых нейтронов. Для этого необходимо очевидно, чтобы имели место процессы, в которых образуются свободные нейтроны. В частности, нейтроны могут рождаться наряду с другими частицами (например, рассмотренными выше ⁰-мезонами) в результате нуклон-нуклонных и протон-нуклонных соударений при больших энергиях, а затем терять энергию в результате упругого рассеяния на ядрах межзвездной среды. В веществе с естественным химическим составом тепловые нейтроны, как правило, захватываются водородом, образуя дейтерий, при этом излучается гамма-квант с энергией, равной энергии связи ядра дейтерия 2.23 МэВ.