авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ  БИБЛИОТЕКА

АВТОРЕФЕРАТЫ КАНДИДАТСКИХ, ДОКТОРСКИХ ДИССЕРТАЦИЙ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ

Pages:     | 1 ||

«МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИИ федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования ...»

-- [ Страница 2 ] --

Радиогалактики - это галактики, с которыми связано интенсивное радиоизлучение, в тысячи и более раз превосходящее по мощности радиоизлучение нормальных галактик, таких, как наша. Радиоизлучение имеет синхротронную природу и связано с выбросом потоков 36    релятивистских электронов из ядра. Мощные радиогалактики встречаются почти исключительно среди эллиптических галактик. Форма радиоисточников различна: обычно это либо радиоизлучающая оболочка вокруг галактики, либо длинные «джеты» — выбросы из ядра в противоположных направлениях, хотя возможна их комбинация. В самом центре галактики выбросы релятивистских частиц часто наблюдаются как крошечные и неоднородные по яркости «парсековые» радиоджеты, направленные от ядра. Любопытно, что во многих случаях отдельные детали (участки повышенной яркости) этих джетов удаляются от ядра с кажущейся сверхсветовой скоростью.

Объяснение этого эффекта достаточно простое и сводится к геометрии: это результат того, что мы можем наблюдать перемещение только в проекции на плоскость, перпендикулярную лучу зрения. Если движение источника, удаляющегося от ядра, имеет околосветовую скорость в пространстве и направлено под небольшим углом к лучу зрения в сторону наблюдателя, его видимая скорость перемещения поперек луча зрения может превосходить скорость света. При движении в противоположную сторону такой эффект будет иметь противоположный знак, однако вероятность обнаружения удаляющегося источника меньше, поскольку доплеровское уменьшение частоты излучения, которое будет иметь место в этом случае, приводит также к уменьшению его интенсивности.

Квазары по наблюдаемым особенностям похожи на ядра сейфертовских галактик, но превосходят последние по мощности выделения энергии на несколько порядков. Хотя название «квазары» - это сокращение от «квазизвездные радиоисточники», оно отражает лишь исторический путь их открытия. Большая часть квазаров не отличается мощным радиоизлучением. В тех случаях, когда можно рассмотреть родительскую галактику, чаще всего оказывается, что квазары ассоциируются с эллиптическими галактиками, в которых бывают заметны следы тесного взаимодействия (искажение формы, присутствие газа), что, по-видимому, является результатом происходящего слияния галактик.

Лацертиды - выглядят как быстропеременные звезды с крайне слабыми спектральными линиями и частично поляризованным излучением. Они оказались редко встречающимся типом активных ядер гигантских эллиптических галактик, рассмотреть которые удалось только с помощью телескопа «Хаббл», поскольку свет галактик «тонет» в свете активного ядра.

Предполагается, что особенности, характерные для лацертид, возникают при направлении джета почти точно на наблюдателя.

Галактики с активными ядрами довольно широко распространены и составляют несколько процентов от всех галактик высокой светимости. Однако между активными и спокойными ядрами галактик нет резкой границы, и слабые признаки активности можно найти в большинстве наблюдаемых галактик высокой светимости. Ближайшая к нам галактика с активным ядром 37    радиогалактика Центавр А (NGC 5128), находящаяся на расстоянии около 5 Мпк, а самая близкая галактика Сейферта- NGC 1068 (около 14 Мпк).

Сложность интерпретации пространственной картины активного ядра связана с тем, что линейный размер активной области настолько мал, что не разрешается при телескопических наблюдениях. Все оценки размеров структурных деталей ядра - косвенные.

Различные спектральные линии образуются на различном расстоянии от центрального источника. Так, профили разрешенных спектральных линий, например, линий водорода (в отличие от более узких запрещенных линий) обычно можно представить состоящими из двух наложенных друг на друга компонент: узкой (до 1000 км/с) и широкой (тысячи километров в секунду). Очевидно, что широкая компонента линий связана с более быстрым движением газа, в непосредственной окрестности центрального источника, а более узкие линии (как разрешенные, так и запрещенные) рождаются в более разреженной среде, дальше от источника. При интерпретации спектральных особенностей рассчитывают модели ядер, добиваясь, чтобы они удовлетворительно описывали наблюдаемый спектр. Как всегда в подобных случаях, остается проблема однозначности выбора параметров модели. Однако чем точнее измерения и шире охватываемый спектральный диапазон, тем уже круг возможных вариантов.

Принято разделять три зоны ядра:

1. Источник континуума (предполагается, что он представляет собой аккреционный диск вокруг сверхмассивной черной дыры). Размер наиболее «яркой» части сопоставим с размером солнечной планетной системы (световые часы или дни). Коротковолновое оптическое и жесткое излучение связано с очень высокой температурой диска, доходящей во внутренних областях до 109 К12.

2. Область широких спектральных линий. Размер этой области - от нескольких световых дней до (в квазарах) нескольких световых месяцев. Излучение, тепловое по природе, рождается в потоках плотного газа, движущихся со скоростями в тысячи километров в секунду.

3. Область узких спектральных линий. Размер - световые месяцы. Газ по своим свойствам похож на газ, который наблюдается в областях НИ вокруг молодых звезд, но имеет дисперсию скоростей в сотни километров в секунду. Эта среда постепенно переходит в неоднородный по плотности околоядерный газовый диск, простирающийся на сотни световых лет [69, 74].

38    ГЛАВА 2 ФОРМУЛИРОВКА МОДЕЛИ И ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ ПОГЛОЩЕНИЯ КОСМИЧЕСКИХ ГАММА-КВАНТОВ СВЕРХВЫСОКОЙ ЭНЕРГИИ Несмотря на свой «солидный» возраст, физика космических лучей как часть более общего научного направления – астрофизики элементарных частиц – активно развивающееся направление исследований. Многое сделано, но на много вопросов еще нет ответов, многие экспериментальные и теоретические результаты, полученные к настоящему времени, нуждаются в детальной проверке. Одна за другой встают новые проблемы, относящиеся как к физике взаимодействий при сверхвысоких энергиях, так и к природе источников космических лучей [73].



В данной главе приведена формулировка проблемы исследуемой в диссертации и произведен вывод основных формул.

2.1 Космический микроволновой фон как среда поглощения гамма-квантов.

Постановка задачи Источниками излучения в нашей Галактике являются в основном пульсары. Фотоны, идущие от этих источников, достигают энергии 1014 1016 эВ [1, 2, 7, 8] и длина взаимодействия составляет порядка нескольких кпк. В частности, хорошо изучены излучения, идущие от пульсара, находящиеся в созвездии Лебедь Х-3. Однако в последние годы были обнаружены излучения с энергиями, достигающими величины 1019 1020 эВ [1, 2, 33]. Предполагается, что их источниками являются активные ядра галактик, находящихся от Земли на расстоянии порядка 20-75 Мпк [1, 7, 8, 49], т.е. процессы, рождающие фотоны столь высокой энергии, протекают вне нашей галактики.

В связи со сказанным возникают следующие вопросы: 1) Как меняется интенсивность гамма излучения, распространяющегося внутри и вне нашей Галактики? 2) Гамма-кванты сверхвысокой энергии каких источников способны достигнуть окрестности Земли?

Для ответа на эти вопросы необходимо провести всесторонний количественный анализ возможных механизмов поглощения гамма-излучения средой, в которой оно распространяется.

Как показывают исследования предшественников [1], доминирующим процессом поглощения гамма-квантов сверхвысокой энергии является процесс взаимодействия гамма-кванта ультравысокой энергии (о) с фотоном микроволнового фонового излучения (rel), с последующим образованием электрон-позитронной пары [1, 54, 75, 76], т.е. реакция (2.1) 39    2.2 Процесс образования электрон-позитронной пары при столкновении фотонов Реакция (2.1) в низшем порядке по параметру тонкой структуры описывается диаграммами Фейнмана, изображёнными на рис.12 [76].

    k   p1 p k     p1 – k p1 – k     -p   -p2 k k     Рис.12. Диаграммы Фейнмана для процесса образования электрон-позитронной пары при столкновении фотонов [76].

Здесь используются следующие обозначения: k1, k2 - 4-импульсы фотонов;

p1, p2 - 4-импульсы, соответственно, электрона и позитрона.

Используя правила Фейнмана, мы получаем следующие выражения для инвариантных амплитуд [77, 78], соответствующих диаграммам рис.1 а), б):

(2.2) (2.3) где u(p1) и v(p2) = u(–p2) – биспиноры Дирака, описывающие состояния электрона и позитрона;

1, 2 – векторы поляризации фотонов;

m - масса электрона. В формулах (2.2) и (2.3) используются стандартные обозначения Здесь и далее используются релятивистские единицы, в которых = 1, с = 1 и = е2 =1/137.

Эффективное дифференциальное сечение реакции (2.1) в системе центра масс (СЦМ) определяется формулой:

40   , (2.4) где d – элемент телесного угла;

s – постоянная Мандельстама 2.3 Вывод основных формул Рассмотрим в СЦМ столкновение фотонов и определим вклад t – канальных и u – канальных амплитуд в сечении реакции (1.1).

Из формулы (2.2) находим, что. (2.5) Мы рассматриваем столкновение неполяризованных фотонов. При выводе формулы (2.5) произведено усреднение по спинам фотонов и суммирование по спинам частиц в конечном состоянии с помощью стандартных соотношений:





Кроме того, при выводе (2.5) выполнена круговая перестановка матриц под знаком следа произведения матриц.

Формула (2.5) упрощается, если учесть следующие свойства - матриц Дирака:

Таким образом, 41    (2.6) Здесь t = (p1 - k1)2 - переменная Мандельстама.

Формула (2.6) определяет t – канальный вклад в сечение реакции (2.1).

Формула для u – канального вклада получается заменой в формуле (2.6) t u и k1 k2:

(2.7) где u = (p1 – k2)2.

Аналогичная процедура вычислений приводит к следующим результатам:

. (2.8) 2.4 Исследование процесса образования пар ультравысокой энергии Определим сечение реакции образования электрон-позитронных пар при столкновении фотонов ультравысокой энергии, т.е. при m. (Мы продолжаем решение задачи в СЦМ).

В этом случае формула (2.6) приобретает вид (2.9) При выводе этой формулы мы пренебрегли членами пропорциональными m2 и учли, что Аналогично находим, что. (2.10) Перейдем к вычислению.

(2.11) Поскольку мы рассматриваем ультрарелятивистские процессы, для переменных Мандельстама имеют место соотношения:

42    (2.12) где Принимая это во внимание, выразим соотношения (2.6), (2.10) и (2.11) через переменные Мандельстама:

(2.13) (2.14) (2.15) Из формул (2.12) – (2.15) ясно видно, что при сверхвысоких энергиях должны наблюдаться ярко выраженные пики для движения образовавших частиц вперед ( 0) и назад ( ).

Перейдем к вычислению полного эффективного сечения реакции (2.1) при столкновении фотонов сверхвысокой энергии. Согласно формуле (2.4) (2.16) т.к. при сверхвысоких энергиях Перейдем к вычислению интегралов, входящих в формулу (2.16).

Из соотношений (2.12) видно, что при s m2 доминируют вклады состояний 0. В этом случае Далее удобно перейти к интегрированию по переменной t.

(2.17) Аналогично находим, что В этом интеграле доминируют состояния с, поэтому t -s. Удобно перейти к интегрированию по du:

43    (2.18) Последний интеграл равен (2.19) Подставляя выражение (2.17) - (2.19) в формулу (2.16), получаем:

Итак, эффективное сечение реакции образования электрон-позитронных пар при столкновении фотонов ультравысокой энергии определяется формулой (2.20) где s – переменная Мандельстама, – постоянная тонкой структуры, m – масса электрона.

2.5 Образование пары близкой к порогу Исследуем другой предельный случай, когда образовавшиеся частицы движутся в СЦМ с нерелятивистскими скоростями, т.е. когда 1 и m.

Начнем с определения этого случая. После перемножения матриц формула (2.6) приобретает вид (2.21) Воспользуемся нерелятивистскими аппроксимациями и упростим формулу (2.21).

При выводе этого соотношения было учтено, что вблизи порога реакции (2.1) имеют место равенства и Аналогично находим, что и.

Используя эти аппроксимации, приходим к выводу, что в нерелятивистском пределе формула (2.21) приобретает простую форму:

(2.22) Аналогично находим, что (2.23) Формула (2.8) трансформируется к виду 44    (2.24) Из формул (2.22) – (2.24) следует, что в низкоэнергетическом пределе (2.25) Подстановка (2.25) в формулу (2.4) приводит к следующему результату:

Таким образом, (2.26) Эта формула определяет сечение реакции образования электрон-позитронных пар вблизи энергетического порога, т. е. при с.

45    ГЛАВА 3 ЧИСЛЕННЫЕ ОЦЕНКИ ОСНОВНЫХ ПАРАМЕТРОВ 3.1 Вычисление энергетического порога реакции поглощения Запишем закон сохранения 4-импульса для реакции (2.1):

. (3.1) В формуле (3.1) используются обозначения: - 4-импульс фотона, входящего в космическое излучение;

2- 4-импульс фотона реликтового фона;

p1 - 4-импульс электрона;

p2 - 4 импульс позитрона.

От уравнения (3.1) полезно перейти к релятивистско-инвариантным выражениям:

(3.2) Нас интересует пороговая энергия фотонов в лабораторной системе (Л.С.). Принимая это во внимание, вычислим левую часть уравнения (3.2) в Л.С.

(3.3) Здесь используются следующие обозначения: - угол столкновений фотонов Л.С.;

1 и энергия и импульс налетающего фотона;

2 и - энергия и импульс реликтового фотона. При выводе формулы учтено, что масса фотона равна нулю, а энергия и импульс фотона связаны соотношением. Используем систему единиц, в которой = 1 и с = 1.

Для определения порога реакции (2.1) правую часть уравнения (3.1) полезно вычислить в системе центра масс (СЦМ).

, (3.4) т.к. в СЦМ и, где энергии электрона и позитрона.

46    Теперь соотношения (3.3) и (3.4) подставим в уравнение (3.2) и учтём, что порогу реакции соответствует случай, когда фотоны летят навстречу друг к другу, т.е. =.

, (3.5) т.к. порогу реакции (2.1) соответствует E = mc2, из уравнения (3.5) находим, что. (3.6) Спектр микроволнового излучения описываются распределением Планка с температурой Т = 2,73 К [8].

Функция распределения имеет максимум при энергии фотонов [1, 8, 75], (3.7) Подставив это значение в формулу (3.6) и учитываем, что mc2 = 0,51 МэВ, находим. (3.8) Энергия, излучаемая источниками гамма-квантов, находящимися внутри нашей Галактики, достигает величины 1014 - 1016 эВ, т.е. превосходит пороговую энергию для реакции (2.1). Это означает, что гамма-кванты сверхвысокой энергии, поглощение которых имеет место в нашей Галактике, могут иметь как галактическое, так и внегалактическое происхождение.

Вычислим основные параметры процесса поглощения гамма-излучения от источников, принадлежащих нашей Галактике.

3.2 Исследование процесса поглощения. Оценка основных параметров Процесс рождения электрон-позитронной пары хорошо изучен в квантовой электродинамике [76,77,79]. Его эффективное поперечное сечение определяется формулой [77]:

. (3.9) В формуле (3.9) классический радиус электрона;

скорость разлетающихся частиц в СЦМ. Следовательно, величина связана с энергиями сталкивающихся фотонов в Л.С.

уравнением (3.5), из которого следует, что Отсюда следует следующие выражения для скорости в СЦМ:

47    (3.10) Если учесть, что среди реликтовых фотонов преобладают фотоны с энергией (3.7) и mc2= 0,51 МэВ, то из формулы (3.10) вытекает:

. (3.11) При прохождении излучения в какой-либо среде его интенсивность (число частиц, пересекающих в единицу времени единичную площадку в единичном телесном угле, причем в единичном интервале энергий) падает по экспоненциальному закону [27, 80]:

. (3.12) Здесь - пройденный излучением путь;

- длина взаимодействия, которая определяется формулой [27], (3.13) где - концентрация частиц поглощения в среде. В данной задаче – это кванты реликтового излучения. Согласно астрофизическим данным [8]. (3.14) Эти частицы, по-видимому, играют главную роль в процессе поглощения гамма-излучения сверхвысокой энергии, т.к. их концентрация достаточно большая.

Рассмотрим два предельных случая, которые представляют интерес.

В низкоэнергетическом пределе, когда движение образовавшихся частиц в СЦМ нерелятивистское, полное эффективное сечение реакции определяется формулой (3.15) где - классический радиус электрона:

Максимальное значение эффективного сечения достигает при энергии эВ.

Ему соответствует минимальное значение длины взаимодействия. (3.16) В другом предельном случае при энергии электрона и позитрона в СЦМ E m эффективное сечение падает по закону (3.17) 48    Как видно из формул (3.13) и (3.17), с ростом энергии фотонов космического излучения эффективное сечение их взаимодействия с фоном падает, а следовательно длина взаимодействия растет. Вычисления с помощью этих формул приводят к следующим результатам для фона реликтового излучения.

1 = 1019 эВ = 12 Мпк при 1 = 1020 эВ = 100 Мпк при (3.18) Эти значения для длины взаимодействия одного порядка с данными о расстояниях до возможных источников гамма-излучений сверхвысокой энергии.

В таблице 2 приведены результаты вычислений интенсивности гамма-излучений сверхвысоких энергий, идущих от галактических источников [1]. Значения получены вблизи порога образования электрон-позитронной пары.

Таблица Галактические источники гамма-излучений сверхвысокой энергии Источник Расстояние, Относительная интенсивность кпк излучения в окрестности Земли Лебедь Х-3 13 0, Геркулес Х-1 5 0, Вела Х-1 1,9 0, Лебедь Х-1 2,5 0, Результаты, приведенные в таблице 2, свидетельствуют о том, что гамма-излучения, идущие от источников в нашей галактике, способны достигнуть Земли.

Однако, гамма-кванты с энергиями Е 1017 эВ, как полагают [1, 7, 8], рождаются за пределами нашей галактики. Их источниками являются активные ядра галактик. Расстояния до этих объектов достигают 100 Мпк и более. Из формулы (3.12) видно, что фотоны с энергией близкой к пороговой Е0 не достигнут нашей галактики, т.к. в этом случае 0. Но этот вывод касается фотонов с энергией вблизи порога, т.е. при Е 21014 эВ.

49    График зависимости длины взаимодействия от энергии фотонов, распространяющихся во Вселенной, изображён на рис.13.

Результаты работы показывают, что при Е = 1020 эВ длина взаимодействия = 110 Мпк. Эта величина соизмерима с расстоянием до активных ядер скопления галактик в созвездии Змееносца. А это означает, что не только нейтрино, но и фотоны ультравысокой энергии, распространяющиеся от этих источников, могут достичь окрестности Земли. Этот результат находится в согласии с недавними экспериментальными исследованиями на астрофизической станции в Якутске, на которой были обнаружены фотоны ультравысокой энергии, идущие из космоса [26, 33].

Рис.13.График энергетической зависимости длины взаимодействия космических фотонов с квантами реликтового излучения:

- энергия космического фотона, - длина взаимодействия.  50    Лебедь Х3  Геркулес Х1  Вела Х1  Лебедь Х1  Рис 14. График энергетической зависимости интенсивности гамма-излучений сверхвысокой энергии, идущих от галактических источников.

  51    Волосы Вероники  Дева  Большой пёс  Эридан  Рис 15. График энергетической зависимости интенсивности гамма-излучений ультравысокой энергии, образующихся в активных ядрах скоплений галактик.

  3.3 Радиофон как среда поглощения гамма-квантов Яркость неба или фоновое излучение в рассматриваемых диапазонах длин волн определяется суммарным излучением всех небесных тел, заполняющих пространство с радиусом, равным радиусу видимой Вселенной. В каждом из этих диапазонов фоновое излучение дает разную информацию о Вселенной и ее истории.

Радиоизлучение Галактики достаточно хорошо изучено, и его природа нашла свое теоретическое объяснение. Оказывается, за радиоизлучение нашей Галактики в основном ответственны релятивистские электроны, входящие в состав галактических космических лучей.

Двигаясь в магнитном поле Галактики, эти электроны излучают синхротронное радиоизлучение.

Анализ энергетического спектра релятивистских электронов позволяет теоретически рассчитать 52    спектр синхротронного радиоизлучения Галактики, сравнить его с наблюдаемым и тем самым выделить фоновую внегалактическую компоненту радиоизлучения.

Есть основания предполагать, что функцию поглощения гамма-квантов с энергиями большими 1019 эВ может выполнять низкочастотный радиофон. Однако экспериментальные данные о распределении радиофона недостаточно определены. Согласно данным наблюдений этих излучений они доминируют в интервале длин волн от = 3 см до = 30 м, а их интенсивность меняется по закону (3.19) при = 0,62 [1].

Эта формула определяет распределение плотности радиофона по частотам и позволяет вычислить дифференциальный коэффициент поглощения, (3.20) а затем интегральный:

(3.21) С помощью этой формулы находим, что при энергии космического фотона 1 = 1020 эВ его длина взаимодействия в среде радиофона равна (3.22) Этот результат свидетельствует о том, что радиофон играет не малую роль в подавлении гамма-излучений ультравысокой энергии, но не исключает возможность их прохождения до окрестности Земли, поскольку найденное значение длины взаимодействия по порядку величины не отличается от расстояний до галактик с активными ядрами.

3.4 Реакция поглощения мюонной пары Рассмотрим процесс взаимодействия гамма-кванта ультравысокой энергии (о) с фотоном микроволнового фонового излучения (rel), с последующим образованием мюонной пары, т.е.

реакцию (3.23) Найдем энергетический порог этой реакции.

Для вычисления энергетического порога реакции поглощения, воспользуемся формулой (3.6). Учитывая, что в данном случае mc2 = 106 МэВ, находим 53   . (3.24) Как видно, полученное значение энергетического порога для реакции (3.23) на несколько порядков больше чем для реакции (2.1).

Сравнение эффективных сечений для реакций (2.1) и (3.23), с помощью формулы (3.15) приводит следующему соотношению (3.25) Из отношения видно, что эффективное сечение для процесса образования мюонной пары будет меньше и соответственно поглощение будет слабым.

Из полученного результата можно сделать вывод, что реакция рождения мюонной пары при столкновении фотона ультравысокой энергии с фотоном, входящем в состав реликтового излучения, является несущественной.

54    Заключение • В работе исследован основной механизм распространения гамма-квантов сверхвысокой энергии, распространяющихся в галактической и межгалактической средах. Показано, что процесс образования электрон-позитронной пары на квантах реликтового излучения является основным механизмом поглощения.

• Найден энергетический порог этой реакции. Из расчетов видно, что вблизи энергетического порога (т.е. при энергиях порядка 1014 - 1015 эВ) длина взаимодействия фотонов с квантами реликтового излучения соизмерима с расстоянием до галактических источников, поэтому фотоны, идущие от этих объектов способны достигнуть окрестности Земли. Однако внегалактические фотоны с энергиями, близкими к пороговой энергии, не способны дойти до нашей галактики, т.к. расстояние до активных ядер скопления галактик достигнет величины порядка 100 Мпк. Результат вычислений сопоставлен с данными астрофизических наблюдений.

• Вычислены основные параметры процесса поглощения и падения интенсивности излучений, идущих от галактических источников.

• С использованием результатов квантовой электродинамики найдена зависимость длины взаимодействия от энергии налетающего фотона.

Выполненный численный анализ результатов показывает, что длина взаимодействия быстро растет с увеличением энергии фотонов, что позволяет фотонам сверхвысокой энергии проходить большие расстояния в межгалактической среде. Этот теоретический вывод находится в согласии с недавними экспериментальными исследованиями ШАЛов на астрофизической станции в Якутске, где были обнаружены космические гамма-кванты с энергией, достигающей величины порядка 1020эВ [33].

• Показано, что эффективные поглощения фотонов космического излучения сверхвысокой энергии возможны не только на фоне реликтового излучения, но и на радиофоне. Эта область космического излучения недостаточно полно изучена, поэтому возможны коррективы. Тем не менее, полученные результаты не исключают того факта, что гамма кванты, образующиеся в активных ядрах галактик, являются переносчиками сверхвысокой энергии во Вселенной.

• Показано, что гамма-кванты способны быть переносчиками ультравысоких энергий во Вселенной.

55    Список литературы 1. Астрофизика космических лучей / под ред. В.Л. Гинзбурга. М.: Наука, 1990. –528 с.

2. Гинзбург В.Л. Астрофизика космических лучей (история и общий обзор) // УФН. 1996. Т.

66. №2. С. 169-183.

3. Гинзбург В.Л. Какие проблемы физики и астрофизики представляются сейчас особенно важными и интересными // УФН. 1999. Т. 169. № 4. С. 419-441.

4. Григоров Н.Л., Толстая Е.Д. Спектр космических лучей и проблема их происхождения // Письма в ЖЭТФ. 2004. 125(4). С. 734 -743.

5. Деденко Л.Г., Зацепин Г.Т. Космические лучи ультравысоких энергий // Ядерная физика.

2005. 68(3). С. 449-467.

6. Иванов А.А. Поиск внегалактических источников космических лучей сверхвысокой энергии // Письма в ЖЭТФ. 2008. Т. 87. №4. С. 215-219.

7. Птускин А.С. О происхождении галактических космических лучей // УФН. 2007. Т. 177.

№5. С. 558-565.

8. Рябов В.А. Нейтрино сверхвысокой энергий от астрофизических источников и распадов сверхмассивных частиц // УФН. 2006. Т. 176. №9. С. 931-963.

9. Letessier-Selvon A., Stanev T. Ultrahigh energy cosmic rays  // Rev. Mod. Phys. 83.

907-942. (2011).

10. Olinto A.V. Cosmic rays at the highest energies  // Journal of Physics: Conference Series 375.

052001 (2012).

11. Михайлов А.А. Космические лучи предельно высоких энергий и пульсары // Письма в ЖЭТФ. 2003. Т. 77. №4. С. 181-183.

12. Alvarez-Muniz J., Berlin A., Bogdan M. et. al. Search for microwave emission from ultrahigh energy cosmic rays // Phys. Rev. D 86. 051104 (2012).

13. Fang K., Kotera K., Olinto A.V. Newly born pulsars as sources of ultrahigh energy cosmic rays // The Astrophysical Journal. 750. 118. (2012).

14. Murase K, Beacom J.F. Very-high-energy gamma-ray signal from nuclear photodisintegration as a probe of extragalactic sources of ultrahigh-energy nuclei  // Physical Review D. 82. 043008.

(2010).

15. Dermer C.D., Razzaque S. Acceleration of ultra-high-energy cosmic rays in the colliding shells of blazars and gamma-ray bursts: constraints from thefermi gamma-ray space telescope  // The Astrophysical Journal 724. 1366 (2010).

56    16. Filonenko A D. Determining the axis orientation of an ultrahigh-energy cosmic cascade shower // Tech. Phys. Lett. 28. 110-112. (2002).

17. Filonenko A D, Filonenko V A. Radio astronomy method for determining the energy and composition of a nucleus of ultrahigh-energy cosmic particle // Tech. Phys. Lett. 37. 182-184.

(2011).

18. Fan Y., Zhang B., Chang J. Electron/positron excesses in the cosmic ray spectrum and possible interpretations // Int. J. Mod. Phys. D. 19. 2011-2058. (2010).

19. Урысон А.В. Космические лучи сверхвысоких энергий: возможное происхождение и спектр // ЖЭТФ. 1998. Т. 113. №1. С. 12-20.

20. Филоненко А.Д. Детектирование космических лучей по электронной радиоэмиссии ливня и возможности этого метода в диапазоне сверхвысоких энергий // УФН. 2002. Т. 172. №4. С 439-471.

21. Кочаров Г.Е. Космические лучи ультравысокой энергии и реликтовое излучение во Вселенной // Соросовский образовательный журнал. 2001. Т. 7. №7. С. 83-87.

Глушков А.В. Космические лучи с энергиями Е0 1019эВ и крупномасштабная структура 22.

Вселенной // Письма в ЖЭТФ. 2001. Т. 73. №7. С. 355-358.

23. Иванов А.А. Поиск внегалактических источников космических лучей сверхвысоких энергий // Письма в ЖЭТФ. 2008. Т. 87. №4. С. 215–219.

24. Деришев Е.В., Кочаровский В.В. Космические ускорители для частиц сверхвысоких энергий // УФН. 2007. Т. 177. №3. С. 323–330.

25. Дорман Л.И. Вариации космических лучей и космическая погода. 180 519–527 (2010).

26. Филоненко А.Д. Радиоастрономический метод измерения потоков космических частиц сверхвысокой энергии // УФН. 2012. Т. 182. №8. С.793-827.

27. Мурзин В.С. Введение в физику космических лучей. М.: Изд-во МГУ, 1988. –316 с.

28. Лонгейр М. Астрофизика высоких энергий. М.: Мир, 1983. – 400 с.

29. Михайлов А.А. Космические лучи предельно высоких энергий и пульсары // Письма в ЖЭТФ. 2003. Т. 77. №4. С. 181–183.

30. Франк И.М. «Черенкова–Вавилова излучение» // Физическая энциклопедия. Гл. ред.

Прохоров А.М. – М.: «Большая Российская энциклопедия», 1998.– Т.5. – С. 448450. – с.

31. Догель В.А. Быстрый пульсар в Лебеде Х-3 // Природа. 1986. №6. С. 107.

32. Гальпер А.М., Лучков Б.И. Необычный астрономический объект Лебедь Х-3. М.: Знание, 1988. – 64 с.

57    33. Glushkov A. V. et. al. Constraints on the flux of primary cosmic-ray photons at energies E 1018eV from Yakutsk muon data // Phys. Rev. D 82. 041101(R) (2010).

34. Abraham J. et al.Upper limit on the cosmic-ray photon fraction at EeV energies from the Pierre Auger Observatory // Astropart. Phys. 31. 399-406 (2009).

Abraham J. et al. Upper limit on the cosmic-ray photon flux above 1019 eV using the surface 35.

detector of the Pierre Auger Observatory // Astropart. Phys. 29. 243-256 (2008).

36. Glushkov A. V. et al. Constraining the fraction of primary gamma rays at ultra-high energies from the muon data of the Yakutsk extensive-air-shower array // JETP Lett. 85. 131 (2007).

37. Risse M. et al. Upper limit on the photon fraction in highest-energy cosmic rays from AGASA data // Phys. Rev. Lett. 95. 171102 (2005).

38. Rubtsov G. I. et al. Upper limit on the ultra-high-energy photon flux from AGASA and Yakutsk data // Phys. Rev. D 73. 063009 (2006).

Shinozaki K. et al. Upper limit on gamma-ray flux above 1019 eV estimated by the Akeno giant air 39.

shower array experiment // Astrophys. J. 571. L 117 (2002).

40. Ave M. et al. New constraints from Haverah Park data on the photon and iron fluxes of ultrahigh energy cosmic rays // Phys. Rev. Lett. 85, 2244 (2000).

Bordes J. et al. Possible test for the suggestion that air showers with E 1020eV are due to 41.

strongly interacting neutrinos // Astroparticle Phys. 1998. Vol. 8. P. 135-140.

42. Greisen K. End to the cosmic-ray spectrum? Phys. Rev. Lett. 16. 748 (1966).

43. Зацепин Г.Т., Кузьмин В.А. О верхней границе спектра космических лучей // Письма ЖЭТФ. 1966. Т. 4. №3. С. 114-117.

44. Деденко Л.Г., Зацепин Г.Т., Роганова Т.М., Федорова Г.Ф. Космические лучи с энергией выше 3·1020 эВ // Письма в ЖЭТФ. 1995. Т. 61. №4. С. 233-235.

45. Elbert J., Somers P. In search of a Source for the 320 EeV Fly's Eye Cosmic Ray. arXiv: astro-ph /9410069 v1 Oct.1994.

46. Coleman S.R., Glashow S.L. High-energy tests of Lorentz invariance // Phys. Rev. 1999.D 59.

116008.

47. Рябов В.А., Царев В.А., Цховребов А.М. Поиски частиц темной материи // УФН. 2008. Т.

178. №11. С. 1129-1164.

48. Рябов В.А. Регистрация астрофизических нейтрино сверхвысоких энергий // Физика элементарных частиц и атомного ядра. 2009. Т. 40. №1. С. 4-62.

58    49. Ряжская О.Г. Нейтрино от гравитационных коллапсов звезд: современный статус эксперимента // УФН. 2006. Т. 176. №10. С. 1039-1050.

50. Буянова Е.А., Молчатский Л.С. Гамма-кванты сверхвысокой энергии от астрофизических источников и механизм поглощения // Вестник ФМФИ ПГСГА. 2011. №6. С. 148-150.

51. Буянова Е.А., Молчатский Л.С. Гамма-кванты от астрофизических источников как переносчики сверхвысокой энергии в космическом пространстве // «Математическая физика и ее приложения» Третья международная конференция. Материалы конференции.

2012. С. 80.

52. Манакова Е.А. Количественный анализ механизма поглощения гамма-квантов сверхвысокой энергии космическим микроволновым фоновым излучением // Вестник молодых ученых и специалистов Самарского государственного университета. 2013. № 2. С.

100-105.

53. Птускин А.С. Происхождение космических лучей // УФН. 2010. Т. 180. №9. С. 1000-1004.

54. Рамакришнан А. Элементарные частицы и космические лучи. М.: Мир, 1965. – 607 с.

55. Бисноватый-Коган Г.С. Релятивистская астрофизика и физическая космология. М.:

КРАСАНД, 2011. – 376 с.

56. Гинзбург В.Л. Астрофизические аспекты исследования космических лучей (Первые 75 лет и перспективы на будущее) // УФН. 1988. Т. 155. №2. С. 185–218.

57. Elster J, Geitel H. Phys. Zs. 2.116. 560. (1900).

58. Wilson CTR Proc. Camb. Phys. Soc. 11. 32. (1900).

59. Wilson CTR Proc. Roy. Soc. A 68. 151. (1901).

60. Дорман И.В. Космические лучи. М.: Наука, 1981. – 190 с.

61. Hess V. Phys. Zs. 13. 1084-1091. (1912).

62. Гинзбург В.Л., Сыроватский С.И. Происхождение космических лучей. М.: Изд-во АН СССР, 1963.

63. В.Л. Гинзбург, В.С. Птускин «О происхождении космических лучей (Некоторые вопросы астрофизики высоких энергий)» // УФН. 1975. Т. 117. №12. С 585–636.

64. Физический энциклопедический словарь. М.: Сов. энциклопедия, 1983.

65. Славатинский С.А. Космические лучи и их роль в развитии физики высоких энергий и астрофизики // Соросовский образовательный журнал. 1999. №10. С. 68–74.

66. Гинзбург В.Л. Космические лучи у Земли и во Вселенной. М.: Наука, 1967. 95 с.

67. Гинзбург В.Л. О физике и астрофизике. М.: Бюро Квантума, 1995. 512 с.

Космические частицы с энергиями выше 1019 эВ: краткий обзор результатов // УФН. 2013.

68.

Т. 183. №3. С.323-330.

69. Засов А. В., Постнов К. А. Общая астрофизика. - Фрязино, 2006. 496 с.

59    70. Барышев Ю.В. Современное состояние наблюдательной космологии // Итоги науки и техники. Сер. Классическая теория поля и теория гравитации. Т.4. – М., ВИНИТИ, 1991. – С. 89-135.

71. Бронников К.А., Рубин С.Г. Лекции по гравитации и космологии. Учебное пособие. М.:

МИФИ, 2008. 460 с.

72. Физика космоса: Маленькая энциклопедия / Редкол.: Р.А. Сюняев (Гл.ред) и др.- 2-е изд., перераб. и доп. -М.: Сов. энциклопедия, 1986. 783 с.

73. Гальпер А.М. Космические лучи.- 2-е изд., исп. и доп. М.: МИФИ, 2002. 172 с.

74. Клапдор-Клайнгротхаус Г.В., Цюбёр К. Астрофизика элементарных частиц: Пер. с нем./ Под ред. В. А. Беднякова. - М.: Редакция журнала "Успехи физических наук", 2000. 496 с.

75. Савельев И.В. Курс общей физики. Том 3. М.: Наука, 1987. –320 с.

76. Ициксон К., Зюбер Ж.-Б. Квантовая теория поля. Т.2.: Пер. с англ.-М.: Мир, 1984. 400 с.

77. Берестецкий В.Б., Лифшиц Е.М., Питаевский Л.П. Квантовая электродинамика. -М.:Наука, 2002. 720 с.

78. Ахиезер А.И., Берестецкий В.Б. Квантовая электродинамика.-М.: Наука, 1981. 428 с.

79. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Курс теоретической физики: Учеб.пособ.: Для вузов. В 10 т. Т 3.

Квантовая механика (нерелятивистская теория). 6-е изд., испр. – М.: ФИЗМАТЛИТ, 2004.

800 с.

80. Гинзбург В.Л. Теоретическая физика и астрофизика (дополнительные главы). М.: Наука.

1980. 505 с.

60    Приложение Зависимость эффективного сечения реакции и длины взаимодействия от энергии.

№ Энергия фотона 1, Длина взаимодействия L, Эффективное сечение, п/п Мпс см эВ 2,21014 1,210-25 6,510- 11015 1,410-25 7,710- 11016 2,210-26 3510- 11017 3,410-27 23010- 11018 4,710- 5 1, 11019 5,910- 6 11020 7,110- 7 11021 8,310- 8 61    Приложение Подавление интенсивности гамма-излучений сверхвысокой энергии, идущего от галактических источников.

№ Энергия фотона 1, Относительная интенсивность излучения в окрестности п/п Земли, I / I эВ Лебедь Х-3, Геркулес Х-1, Вела Х-1, Лебедь Х-1, х = 13 кпк х = 5 кпк х = 1,9 кпк х = 2,5 кпк 2, 1 0.2 0.6 0.7 0. 2 0.1 0.5 0.8 0. 3 0.6 0.8 0.9 0. 4 0.9 0.9 0.9 0. 5 0.9 0.9 0.9 0. 6 0.9 0.9 0.9 0. 7 0.9 0.9 0.9 0. 8 0.9 0.9 0.9 0.               62              Приложение Подавление интенсивности гамма-излучений ультравысоких энергий, образующихся в активных ядрах скоплений галактик.

№ Энергия Относительная интенсивность излучения в окрестности Земли, п/п фотона 1, I / I эВ Волосы Вероники, Дева, Большой пёс, Эридан, х = 17 Мпк х = 20 Мпк х = 24 Мпк х = 18 Мпк 1 0,2 0,2 0,2 0, 2 0,8 0,8 0,7 0,                 63   

Pages:     | 1 ||
 

Похожие работы:





 
2013 www.netess.ru - «Бесплатная библиотека авторефератов кандидатских и докторских диссертаций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.