Природа нетеплового диффузного излучения галактики и происхождение космических лучей тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ

-¡О О ¡Г

Алляге«» «Я*

ОГЯПМ ЛЯВ1НА Я огдена ОЯСГЯЭТЬСКОЙ революции

©НЗИЧЕСШШ ИНСТИТУТ*

ишаи па вгогага*

На праваг рукописи УДК .523.165 '

ДОГЕЯЬ Владогар Александрович ПРИРОДА НЕГЖШОЕОГО ДИФУЗНОГО ИЗЛУЧЕШ ШАШКИ И

ЯЮЙСХСВДИШ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ 01.04.02 - •гзорзютэская и матвиатичосная фгаика

Автореферат диссертация нз соискание ученой степет доктора физико-матеиаяизснк паук в форме научного доклада

Москва - 1932

Работа выполнена в. Физическом институте км П.Н.Лабэдес* Офщйзльше огшояенгк:

член-юрреспокдент РАН, доктор фнзико-математичесхшс наук

Р.д.СПНЯЕВ

доктор фазиао-ыахеыагачзских наук

А.М.ФРИДМАН

члан-корресподдент РАН, доглор ^шико^атвматических наук

r.B.ZFiiCKyjICSI

Ведущая организация:

Фязвко-хзлшчвсгша ннсдауг РАН ем. Л.Ф.Иоффе

Ззюта состоится *2S} ^ 19Э2 г. б

часов па заседании Специализированного Совэта Д OQ2.39,03 Физкчэского института пм.П.Н.Лебедева ГАИ со адресу: II7924 Москва, Лошшскей проспект. 53.

С диссертацией шига ознакомиться в Сибляотоке ФИДН Автореферат разослав J^Aaa ^1592 Г.

Учений секретарь Сшциализированного Совете доктор 0Ейзико-матем8т«песккх наук

Л.М.ГОРБУНОВ

< j стлавшие

i.-'ОбДая характеристика работа

ii. Введение

2.1. Тормозное излучение электронов

2.2. Распад !г0-шзансв.

г.З.Кошгошвское рассеянна релятивистских электронов. 2,4. Сшхротрониоз излучение, ni .Уравнение гореаоса космических лучей. iv. Параметра уравнения пэреноса.

4.1. Диффузионная модель.

4.2. Роль конвекции в парзкссэ космических лучей, v. Диффузное излучение Галактики.

5.1. Гакма-излучение галактического диска.

5.2. Еисокошротяое гамма-излучение.

vz. Модели локального ускорения частиц и неоднородности распределения ягаШэного излучения.

6.1. Ускорение частиц в протяженных удврннх волнах.

6.2. Ускорение электронов космических лучей п окрестности плотных облаков межзвездного rasa.

6.3. Ускорение космических лучей в облаках под воздействием турбулентности нейтрального газа.

6.4. Генерация вторичшга космических лучей н гамма-излучения в облаках.

/и. Приложение. Диамагнетизм турбулэнтной плазмы.

nxi. Заключение

:х. Список литературы.

I. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РЛСОШ

Актуальность теш. • Проблема происховдвкия хшлнвскзх жучей явлйэтся одасй кз глзышх в астрофюнсо. Озз кшяаат в оебя ряд' аспектов, тагах как: шханагш ускорения частиц до релятивистских энергий и псиск обхактов, в которых могут действовать тажз моханизда; процесса, опрсдзляадгш характер распространения вдсздлзсквх лучэа в шкгзвездаом пространства ¡формирование зозмичэского состааа космических лучей; условия "БИтекэЕия" юоскачак-авс лучей в межгалактическое пространство к т.д. Носиотря цз го, что исслэдозаккя ' цроблеш яроксхоздения космических лучей продолжайся вэ оязн десяток лох, тем па шнеа шогта из указанных шйэ'сэдросов остаются откраши. В 'частности, до сих пор нет едааого изоввя о геи, в рамках какой кодедя ' долган .осуществляться анализ пгблздатеяьвик дгггшх. Здесь одвдуег отметить, что ¡.пхогио характеристики космически лучей, гсоторцв считаются г.зблкдаемнш, ва семой долз явшкея рэгугьтатом сОрабогаи ■наблюдений в рзыквх вполне ощщелсвшх ьхдоаэа. В ксчзспй призера ужаваи время акзш косшчзских яучзй в Гаязкткке, тагзр вевдетва, проходимую ксашчесмвш лучами и т.д. Зачаступ обработка одних и тех г:о двпяах в реьжах различных кодэдей да&т рзэулягета, отдачазкгеся друг ох друга па порядил. Б связи со сказашзыа стгиолгтея ясны, что существует проблема выводе коррэктши уравнений, огосшзают распроегрзкзк^а косиичвскш: "учей в Галактике.

Указанная проблема те ею езяз&кг шиз с кнтерпротацгей спзктрзв дшййузпого излучения, паблвдавыогс в кашей и других галактиках, поскольку в широком интервала частот коток дгф&зного излучения генерируется с учаеггеи космических яучай.

Основной целью работу является развитие теории переноса осмических лучей , которая позволяет непротиворечиво ошсать не только пектрн и состав космических лучей у Земля, но и характеристики уфй/зного излучения генерируемого космическими лучами как в нашей так в других галактиках.

В диссертации рассматриваются три основнвных группа вопросов:

1. Развитие теории переноса космических лучзй на основа анализа нелинейных уравнений, ошсшзаюшс взаимодействие зарягенншс частиц п не однородно с те й магнитного, поля.

2. Опенка параметров переноса космических лучэй в Галактике из сопоставления результатов расчетов и наблюдений.

3. Уодеяя локального ускорзния частиц и анализ особенностей в спектрах космических лучей и дайузного излучения.

На заяиту износятся сдедуззщю основные шлонения и результата.

1. Вывод уравгешьй, ояпсивашот распространение заряпзшшх частиц в -ассенвавдей среде .Определение граница "убегания" космических лучей в эЕггалактнчзскоэ пространство.

2. Анализ систеш нелинейных уравнений, опкензахщих взаимодействие юешчееккк лучей а шжзвзздгах магнитных полей. Определение режимов яспротраиешш частиц в завискястя от пространстве шиз координат и шульса. частица.

3. Опредзленио параметров переноса космических лучзй из ©доставления аналитических я численных расчетов с данными наблюдений.

4. Оценка эффективности переноса космических лучей "галактическим ютром".

5. Интерпретация наблвдаеиого диффузного излучения Галактики на юнове развиваемой модели распространения космических лучай.

6. Ускорение частиц ударными волнам:, раснространящвшся в межзвездной среде и анализ наоднородностей рэдаофона Галактики.

7. Модели ускорения заряженных частиц в облаках нейтрального газа и природа неотоздествленшх гамма-нсточникоз.

8. Особенности генерации позитронов и антипротонов В Галактике.

Научная новизна

1. В диссертация впервые из анализа кинетических уравнений дано физическое определение гало космических лучей.

2. Получен ряд новых формул, которые з рамках самосогласованной модели описывают взаимодействие зарякэнши частиц и флуктуация магниик поля.

3. Сформулированы условия, при которых распространенна частиц в Галактике является бесстолкновителышм во веем пространстве, а также условия, при которых становится существенным перенос частиц галактически.! ветром.

4. Выдвинута и разработана методика сценка ^фиктивности переноса частиц галактическим ветром из анализа диффузного гамма-пзлучения.

5. На основа численных расчетов предсказано наличка у Галактики радио- и гаша-гало, что впоследствии било нодтвзрадено наблидзнияет.

6. Предло?д;на шдель ускорения электронов коскическкх лучей удзрвыьщ волнам! в ыэвзвездом пространства.

7. Предложен ноеый механизм ускорения частиц в сяабоиохшзовангол газе, на основе которого развита модель неотоидаствлезннх гамма-источников, обнаруженных на спутнике со£-в.

8. Показана новая еозмошость генграции антипротонов и позитронов б гигантгашг кояскулярных облаках, что в принципе объясняет особенности спектров этих частиц.

Научная и практическая ценность работы. В диссертации предлокена эдель, охватываиая широкий комплекс процессов, протекающих в алактаке, В рамках такой модели удается непротиворечиво описать не элько характеристики спектров космически лучей, но и спектров знернруемого иш диВДузного излучения в радао и гам/а-диапазонах. ^пользование всего комплекса наблюдений позволяет свести до минимума асло свободных параметров тлели, что особенно ваяно для интерпретации зблвдательных данных.

В рамках самосогласованной модели, в которой рассеивающие з однородно ста магнитного поля генерируются самими космическими лучами, эссмотрены режимы распространения частиц. Ваяно отметить что подобная иуация нонет возникать на только в галактиках, но и в других строфизических объектах. Исследование подобной модели позволяет 2юрмулировать условия реализации различных режямов распространения астрых заряженных частиц в астрофизических объектах.

На основе анализа численных расчетов а наблюдательных данных эказзно, что конвективная модель, часто используемая для интерпретация эблвдателышх: данных, видимо не применима для нашей Галактики. Скорее сего галактический ветер, если он и существует, переносит космические учи , начиная с высот порядка 10 кпк над галактической плоскостью.

Предложен принципиально ноеый механизм ускорения частиц в яабоионизоваяной турбулентной среде с маюттным полем. Подобный зханизм возможно реализуется в гигантских молекулярных облаках, эторые составляют значительную часть всей массы межзвездного газа. в гой связи указанный механизм может оказаться важным для формирования имсостава космических лучей.

Корректно рассмотрен вопрос о поведении крупномасштабного

магнитного поля в турбулентной проводящзй средэ. В отличие от предшествующих исследований показано, что эффективная величина Магниткой проницаемости не зависит ог того, является ли турбулентность двумерной или трехшрной.

Аппробацня раСоет. Основные результата диссертации докладывались на 8 Международник конференциях по космическим лучам (Мюнхен, 1975; Пловдив, 1977; Киото, 1979; Парна, 1981; Бангалор, 1383; Ла Хойя, 1985; Еосква, 1987; Аделаида,1990), на Объединенной мзкдународной школе "Плазменная астрофизика" (Сухуш, 193Б), на Меаднародиой школе го К0с;,цм8с1сим лучам (Эрлчо, Италия, 1590), на Стшозиуш НАС й 144 (Дойдон, Кдарландн, 1990), на 5 Всесоюзных конференциях по космическим лучам, а заказ на научных се,мшарах сиан, К8И, гаш, ЧШ. шЛЛ.ШЩе , в ушшврситетах Дарема, Кзкбридаа, Милана, Лейдена и б института Ыакса Планка (Гайдедьберг и Мюнхен, 4РГ)

Публикация работа. Основное содерзавда работы диссертации спуодшсовано в 32 научных статьях и двух изданиях уокографш "Астрофизика космических лучей", цитируемых в конце рефората (ссылки 3, 9, 10, П, 12 , 25, 28, 32, 34, 35 , 36, 37,. 48 , 49, 51, 62, 53, 57, 53, 64, 65, 66, 67, 70, 71, 72, 73, 74, 75, 76, 80, 82, 83 ).

ir. Введения..

Йроблема происхождения космических лучей является одной из наиболее важных в астрофизике. Она включает в себя несколько аспектов; природа источников космических лучей.и механизмы ускорения частиц в них до высоких энергий; процессы распространения космических -лучей в мз звездном пространства и формирование их химсостава; размеры области удержания космических лучей и условия выхода частиц в межгалактическое пространство, и т.д. (подробнее см. tu).

В значительной мэре информация, связанная с этой проблемой, черпается из исследований да№зного излучения в основном в радио- и гамма-даапазонвх. Дело в том, что в Галактике это излучение формируется при участии космических лучей, и интенсивность излучения определяется распределнием космических лучей вдоль луча зрения, что позволяет оценить их плотность в различных областях Галактики.

Таким образом, проблемы происхождения космических лучей и генерации диффузного излучения оказываются тесно связанными (см.[1-31).

По-видимому, анализ указанной проблемы начался еще в 50-х годах, когда была предположена, а затем и доказана связь меяду (в то время гипотетической) электронной компонентой космических лучей и радиоизлучением Галактики £21]. тем не менее, до сих пор существуют проблемы'в интерпретация диффузного радиоизлучения как в нашей, так и в других галактиках.

Что so касается гамма-диапазона, то одной из отличителыагх его особенностей является то, что практически вся. Галактика прозрачна для гамма-лучей. В этой связи гамма-астрономия позволяет исследовать различные объекты в Галактике, которые недоступны для наблюдений в других диапазонах длин волн.

Кроме того, что особенно йакко, значительная честь гамма-излучения Галактики связана с протоню-ядерной компонентой космических лучей. Отсюда ясно, что именно в гамма-диапазоне мы мотам получить информацию о распределении шотности протонов и ядер космических лучей в Галактике.

Для гамма-диапазона детальный анализ этой взаимосвязи только начинается, поскольку гаша-астроношя относительно молода. Кроме то: в отличие от радиоизлучения гамма-фотоны поглощаются атмосферой Земо и наблюдения в этом диапазоне можно проводить лишь на спутниках или баллонах. До сих пор достаточно детальные измерения в "классическом".гамма-диапазоне: от десятков МэВ до нескольких ГэВ (этс диапазон особенно интересен для анализа проблемы происхождения космических лучей) были осуществлены лишь на двух таких специализированных спутниках. Б 1972 году бил запущен американский спутник алз-2, просуществовавши примерно полгода, а в 1975 году на орбиту был выведен европейский спутник сов-в, оказавшийся очень удачшы и проработавший до 1982 года. С тех пор и вплоть до 1990 г. эксперименты в атом диапазоне гамма-и?лучения не проводились, Превдз всего это связано с трагической аварией "Челепжара", надолго задержавЕзго американскую космическую программу. .Лишь 5 апреля 1991 года Сила выведена на орбиту америкэлская-обсерзатория сна, предназначенная для исследований в гемма-диапазоне, Б целом, как молао надеяться, уенеиноа проведение этого эксперимента позволит решить ряд проблем астрономии, в том числе и проблемы происхождения космически лучай, а также генерируемого ими диффузного излучения. Таким образом, запуск его открывает новую эр в развитии не только гакыэ-астрономии, но и в целом всей остроноют. Б стой связи несомненный штерес представляют исследования

>регических 'моделей, . которые дают вполне определенные »дсказания, касающиеся интенсивности и спектральных характеристик учения различных космических объектов, что позволяет >ществить проверку тех юга иных моделей на основе щершентаяьЕых данных.

Возвращаясь к проблемам происхождения космических лучей и шктячесюто дгаМуэного фона, перечислим основные механизмы ¡зрацот излучения космическими лучами. Ваннейша из них ивы (см. t2) >:

2.1 Тормозное гамма-излучение электронов.". ...

Излучений фотона в этом случае происходит при рассеянии гятивистского эКвкхрсха на ядрах среда. Интенсивность аш-квантов, возникающих в результате тормозных потерь ктротв со спектром i(E, г), равна

- | dlj dE tl(r) I(E,r) (I.I)

i в данном случае и (г) - концентрация атомов среды'в точке г, :в, г) - интенсивность релятивистских электронов в этой кз ке. о- (ег, в) - сечение процесса испускания фотона с энергией при рассеянии электрона с энергией в, 1 - направление луча |НИЯ.

Тормозниа потери происходят большими порциями, т.е. надаекат к числу катастрофических. Энергия излучаемого ма-кванта порядка энергии электрона, еу - е.

В Гелактшсе основная касса газа сосредоточена в галактическом ixe (рис. I). Распределение нейтрального атомарного водорода

достаточно хорош изучено по наблюдениям в линии 21 см [4}.' Обад; масса атомарного водороде равна примерно 5 " Ю9 Мо (Ыо масс; Солнца, Ио « 2 * 1033 гр), причем лишь 2Ой этой масс! сосредоточена во внутренней части диска, т.е. в области ограниченной радиусом 8 клк (см. Рис. I). Кроме того, существую указания на наличие в центральных областях диска молекулярное водорода с общей массой ~ Ю9 Но, распределение которое определяется по линии СО [5].

Рис Л

Рг-чет иэлучательной способности тормозного излучею галактического даска в пересчете па один атом водорода (или на см3 среды) обычно выполняют, используя наблюдаемый сшш 'злактронов у Земли. Результаты вычисления (см (6] (показывают, чи процесс тормозных потерь электронов является основшм источников гамма-квантов в- диска в области энергий е < 100 "йВ.

2.2. Распад п° » вазонов.

Генерация г ежа-лучей в этом случаз происходит в результата столкновений протонов л ядер космически лучей с протонами и ядрами срада. Эти ядерные реакции сопровождаются рождением п°-ыззоноз. ПосладуэдиЯ яо распад п°-меэона в основном происходят по каналу п° « 2у. Вэроатность п кинетшса с-оотватствукетс пдершк рэагсцнй ^стзтотао zopoira извзстш, что позволяет зачислять спектр образующихся гамма-лучей шу формуле (I.I), где Ке.г) -спектр Еротошто-ядеркой компонент косккческих лучей , а о- свчеше- соответствуй;®: ядерных реакций. Результата расчетов для мзхзвзздоой среда галактического диско показшзают, что ядерные реакции $ормаруюг гамыз-излучеяяэ диска в области анергий > гоо-зоо нэв [6].

3.3. КсштоЕовское рассеяние на релятивистских электронах.

Коьлтояовсксе гаша-кзлучение югшкаес пра рассвяпст

релятивистских электронов с энергией е « ют2 ( где ис2 масса электрона) на кизкоогориданх goionax. В области обычно рзсскзтривае>.1гк скзрпй этот процесс являзгся классическим îï шлкоз сечение равно хомсоновсксму. Гакгга со'рэзоы б уравнении (I.I), для Енчясленял интенсивности гакма-мзлучвния, гэнегем'вксш этим процессом, необ2оий.:о взять вхачвстнэ н(г) плотность Фотонов в г.етзЕсздно;.* пространстве соствеаетаугата сачекия процессов. В Галактика процэсс образования гаи«а-кв2Етов идзт в оспошэ» за счет рассеяния нз опгочзскж (к - I эВ), ш$ракрас;шх (s ; п

PGJSDtTOBiix (s - IO~° зВ) фотонах ; Средгшя энергия фотона поело тес.согошя paras

П =5 i Г Î-S- V / Т 1 \

s з г ( rcij .

)!сщз шдао, что для образования г&донквапта с анэргией к = ХОО

г

МзВ энергия рассеянного электрона должна Сыть достаточно велика, Е - 10 - 100 ГЭВ.

Как гоказявают оценки £?з эффективность генерации гамыз-квактов этим процессом в условиях галактического диска относительно невелика. Однако, в отличие от других основных механизмов фонового излучения Галактики (распад л°-ыезонов, тормозное излучение), которые определяют гашз-фон галактического диска, "коштоновские" гамма-кванты образуются во всем объеме Галактики в силу того, что плотность фотонов, если и уменьшается с удалением от галактической плоскости, то не столь быстро, как плотность газа. Реликтовые же фотоны вообще равномерно распределены в пространство. Ясно, что для направлений, перпендикулярных диску, ■ этот механизм монет давать подавлявдая часть нзблвдаедаго потока. 2.4. Синхротронное излучение.

Сширотронное излучение генерируется релятивксткиш электронами при их движении в магнитны! полях. Для космических условий синхротронное гамма-излучение в известном смысле "не типично", однако галактическое радиоизлучение в основном обусловлено именно этим процессом. В самом деле характерная частота излучения равна v = 0.29 у,.

где v имеет ввд

„ = ÍL Le. )* (1.3)

• ПС I шс2'

здесь НА-кошонента магнитного поля, перпендикулярного лучу зрения. Из (1.3) видно, что синхротронное излучение релятивистских частиц с энергией е > I ГзВ в межзвездных магнитных полях (Н ~ IO""6 -

с о

Ю~°э) и даке в магнитных полях атмосфер звезд (Н - 10-10 > попадает в радио ¡ш в лучшем случае в рентгеновский диапазон. Лиаь в магнитосферах нейтронных звезд (Н - 101гэ) синхротроны®

механизм могет ©ордяроват^ излучение в гаммэ-даапазове. Однако, в этих условиях излучешв имеет ряд специфических особенностей и носит квапювяй' характер.

Сдактр кшхротрояного излучения отдельного электрона p(v) определяется выражением J2]

P(V> « их jj- f К5/3(гг) drj (1.4)

ПС е j

где K5/3U) - функция Макдональда. Отсюда интенсивность сшгкротронного излучения в направлении 1 имеет вид

1(1») - | йг | de ie{e) p(v,e,r) (1.5)

1 с

Как укз отмечалось выше, ваетоЯ особенностью диффузного фона в указанных диапазонах является то, что его интенсивность определяется распределением соответствующей коетопзнтц косетчэских лучей вдоль луча зрзнш. Это дзет уникальную возможность изучить распределение космических лучей как в Галактике в целом, так и в отдельных астрофизических объектах. Такая взаимосвязь позволяет с одой старо® по параметрам наблвдаешго излучения определить его природу, анализируя довольно ограниченное число вогмокшх вариантов генерации 8того излучения космпческсмк лучами. с другой сторош а с а;,« происхождение космических лучей южно

исследовать матодащ радао и гаша-естронодаи.

Б этом сшслв показательна дискуссия по одному из аспектов проблема цровсховдэння космических лучзй, а именно: где расположены источника тех часхвд, которые ш наОлвдаем у Земли как космические ' лучи [СМ. 1-3]. '. ' .

Согласно одной точке зрения - речь идет о метзгалгктичаских моделях происхождения % космических едчзй, основные источники космических лучей расположены все нашей Галактики. В этом случаэ масштабы измешния шшеости этих частиц существенно превышает размеры галактик и даже расстояния давду ближайшш из кзх.

В галактачзской ко модели источники космических лучей расположены в Галактике. Применительно к пашей Галактике таковыми могут быть сверхновые звезды, пульсары и т.д. Эта звезда •концантрирушся вблизи центральной части диска. Поэтому, следует ожидать, что в случае галактического происхождения космических лучей их .roiowecTb должна спадать на дарифар&а галактики.

Хотя ряд косвенных данных свидетельствовал в пользу галактической модели, однако наиболее прямое указанна было получено из анализа аабявдаемого диффузного излучения галактического даска. Результаты atoro анализа показали, что'Плотность космических лучей в нашей Галактике, действительно, спадает с удалением от галактического центра £8}.

Дальтзйиее излояешэ будет посвящено ряду аспектов проблемы происхождения космических лучей , диффузному излучения Галактика к их взаимосвязи. Болышястш результатов представлено в шногра^иа [2], а также в двух обзорах [9, 10].

III. Уравнение переноса космических лучей.

Для анализа проблемы происхождения космических лучей обходимо сформулировать уравнения, ониснващкэ распространение стиц в Галактике. Осшвшз положения этого процесса такова, рактер распространения заряженных частиц . в иэгэвездной среде родаляатся их взашодействизм с магштзяда шляш. Столкновения сгицн о неодародаосквд магагаюго поля П(г) происходят с стотоа

♦

к и "(к }

' IP-. 2л |uj -иа----К5- <2Л)

о

cll

есь иа- --- - лэрморовскэя частота час гну, с импульсом р, Но -пряжениость крупномасштабного • галактического магнитного поля десь H(r) < HQ), л-коскнус ппгч-угла частица, и(к) плотность аргин МГД-волн (неодшродносгей магнитного поля) с волновым слом к, а разонансноа волновое число кгеа определяется венствол

zeh

:аки 'Ч"- и отвечают столкновениям с неоднородностящ,. ияушишся в двух направлениях вдоль силовой линии магнитного ля.

В результате таких столкновений космические лучи, испущенные ездамя в галактическом диске, могут распространяться довольно шсннм образом. Возникает вопрос, как будут распре делены в 1лактшсо космические лучи, испущенные этими источники«*. Ответ на

этот вопрос зависят от того:

1) каков характер распространения космических лучей в Галактике ;

2) каковы размеры области "захвата" космических лучей;

3) каковы условия на границе области "захвата" (уходят ли частицы свободно в метагалактическое пространство, или отрезаются от этих границ).

Обычно воз эти факторы, опредслязшде распределение частиц, в различных моделях описнвавтся введением феноменологических параметров. В качестве примера m иокем указать ieaky-ъох model, дийузионную модель с гало или модель с галактическим ветром (см. монографии [X, 3]). Рассмотрим простую модель, в рамках которой ш попытаемся определить _ указанные факторы на основе анализа кинетических уравнений [II, 12, збз, что существенно отлкч дэвпув постановку задачи от указанных вше.

Рассмотри.) Функции распре деления релятивистских частиц f(г, р, ц), подчинявшуюся уравнению

££ + у ££ = i(f) + Q(r,p) (2.3)

at вг

Здесь i(f) - интеграл столкновений частиц с неоднородности поля, Q(r, р) распределение источников частиц, v и р - скорость п импульс частицы (в данном случае v = с). Ma полагаем, что при взаимодействии заряженной частицы с флуктуацмма магнитного поля в межзвездном пространстве импульс частицы меняется лааь по направлению, ко не по абсолютной величине. В этом случае интеграл столкновений'имеет вид 1.13]

кг) - *<«:,Р,(О (г

орД

р- - Р,Рк)2£

(2.4)

Как ш уке отмечали, источники космических лучей концентрируются в центральных областях галактического диска. Однако ка достаточном удалении от него ш можем пренебречь размерами этой области и считать источника точечными. Предполагая для простоты задачу сферически сишзтричной и стационарной, га инеем уравнение

ич || + V 1=Ц |£ . 2- [1,(г,р,Ю(1-('г) §§] + ч(р)3(г) (2.5)

Задача характеризуется безразмерным параметром 5

5 » к! (2.6.)

где 1 - характерный масштаб ' задачи, в данном случае масштаб пространственных варзациЯ функции распределения 1(1- Е/(<зс/аг).

Частота столкновений » , как мы у та отмечали, определяется спектром магнитшх флуктуащй и(к). В галактическом диско имеется множество потенциальных источников ИГД-турбулентности: свзрхшвыо звезда, звездаш ветры и т.д. Там сшктр ВД-волп монет рассматриваться как задашый (впзаший) параметр задачи' п = Последовательный вывод уравнений, -описываишх распространение часищ в таких условиях, сводится к известной процедуре (см. (3, 13}, в частности, взаимодействие частиц с ударными волнами, Еозникавдпш в результате взрывов сверхновых и т.д., рассмотрено в [14]).

В данной задаче пас интересует процесс распространения частиц □ областях Галактики, удаленных от галактического доска. Там указанные внешние источники отсутствуют и единственным источником

возбуждения фяухзуаций магнитного поля является сам поток космически лучей <си., например, [15-17]. В этом случао функция распределения £ в частота V зависят друг от друга и уровень МГД-волн не монет рассматриваться как задзшгй. В этих условиях кнкремант Еозбувдашя Ш'Д-волн определяется урашением [16]

Г (к,г)

в X 1

г <вй *

р'йр I v(l-нг)^Jí^ 3{р|ц):| - ~а> (|£ + -А р ||) (2.7

Декремент затухания йГД-волп в иоеизобзнеой плазш был ■ выведен в работе [18], однако в случае стеная®го спектра « к'и мовно пользоваться сладущшл приближенным вцразэшш (см. [3} )

у(к,г) « 4«У к® (2.8

0

где уа(г) аль^веновская скорость.. В результате сгационарноэ уравнение для МГД-волн клзет вед

V, я , ^ ли

(г у) - к «А 2В - <Г - у)« (2.9)

Г ВГ <5г № **

В дальнейшем мы будем предполагать, что альфпзновсквя скорость vJl а магнншоз поле Н0 сгешнши образец зависят от пространственная координат: УА(г) » ^{г/г0Г*? п0(г) - н°(г/го)'0 Спектр внеэкцнд ч(р) в уравнении (2.5) также полагается степенным, у (р) «= с постояннна показателем степени Величина г» обычно полагается равной четырем г» = 4, если космические лучи ускоряются на ударных фронтах удершн волн (см. нацргшер [3]). в задача используется норшровка

N(>p) - jp2dp f(p)

Таким образом данная безграничная задача описывается всего двумя внесшими параметрами: мощностью есточшжов комяггеских лучей q(p> и структурой крупномасштабного магнитного шля HQ(r) (геометрией задачи), которые, в принципе, могут быть определены из наблюдений.

Известно, что вблизи галактического диска эффективность рассеяния частиц магнитными неоднородности!® высока, т.е. в этой области параметр s » I, а функция f в соответствие с уравнением (2.5) квзэиЕЗСтрошхз. Роягезио уравнения (2.5) при- s » I может быть представлено в вида

f(r,p,«) « f0(r,p) + s'^tr,?,*!) + «-2£г(г,р,«)+... (2.10)

Для изотропной части Функции распределения, tQ, уравнение (2.5) сводится согласно известкой процедуре (см. (ГЗ]) к уравнению нространствзшой даф^узш

V(DVfo) - - Q(r,p) (2.II)

с коэф|!ИЩ1еПТОМ ДИ®йузш1 d

1

D(r,P) - ¿в!э f iöliiri'!i • (2.12)

16П azJ и(Jt )

' res '

-1

Если Функщш w(k) « к-0 степенная, то выратенко (2.12) расходится для достаточно крутого спектра: а > 2. Это означает,чю, рассеиваясь да углам, частица не пересекают область и-0. Устранение, втой расходаюста связано с беиодом за рамки квазилинейного приближения (см., например, Ц7)). В этом случае штегрровзнкс nö питч-углам ведется ке от ц-=0, а от некоторой воличшы и* < Г.

Не приводя здесь результата гро^зддо вычислений решения система уравнений (2.7M2.I2), изложим основной вывод,

который следует из этого анализа, а дазЕно: пространственная зависишсть параметра а имеет следующий вид (Щ® т0=4). .

«¡Г.р.Ц-1)

Сргк0(г)с

4asVÄ(r)

г < г(р)

г > Г(р)

<2.12)

а ?(У„-а-3) 4>ir0-a-1)

V(l-a) ' 2 p(l-a)(l-fC-aß)

1 ' *

и

гдэ параметр с определяется из решения уравнения. (2.9): w(r) « г'е; а зарактервый масштаб f(р) является функцией: р и его величина растет с ростом импульса частица р.

о

В рамках рассматриваемой геометрии (г* nQ(r) » const), как видно из выражения (2.13), параметр « растет вблизи области источников, т.е. рассеяние становится все более и более эффективным (причем скорость роста там больше, чем меньше ншульс частица, г Однако, по мере больиего удаления от области

источников характер пространственной зависимости а меняется. Его есличнно падает кгж г « -Va ■ ^ , независимо от значения импульса частица (см. Рис.2). Из уравнения (2.13) ввдно, что в рассматриваемой задаче юмшю области, где s » I, появляотся на

f> < h < h

Рис.2

15

перзймрин пространства еще область, где 6 « I. Теккм образом, в изначально безграничной еадэче ш гакем ваделять границу, с - I, окружаюшув источник, ка которой происходит изменение характера распространения частиц. Вакно отметить, чхо условна 6-1 роалазувтся ва одац и том яа расстоянии от области источников

г - г шзавискш от велячжш швата чаетшк. »

Виз столшоБятелыюй области (т.е. там, где в < I) функция распределения частиц с соохвзтсташ с режевкеы уравнения (2.5) является резко ашзотрошгай и там ъоЕшжает поток космячэсккх лучей, которая "убегает" с грзэицц а (зм = I. Ваяю .отмотать, что, как паказнззет анализ, поток убегаггах частиц не возбукдаэт ВД-турбулеяиюсгь на уровне, воторкй является суЕасгвзшш для рассояшш частиц, я функция г продолжает убывать с^ расстоянием в бесстошюаительвай области.

Из уравнения (2.13) ¡.а даем оценить масштаб столхювнтельной области г , который определяется яз условия

v (г. > -----Ч—г- (2.14)

А "

дяя оценки ш юзм взять Лп чк/ - 10, опроделив тзкда образом

т;2зкзр стошвомютльгоб области кол область,но грзпице которой

8

аздзошж&ая скорость даидавт ошчосш 10 см/с.

В результате а еаюче есгесхведаки образам возникает область •жаата* яотпюс&а дучес (шло кос;.кчзск5к луче!^ ,о;ср.таак:цая ксдаш-кя '.тамац, з которой Фуггкция рзеяреяапзпбя частиц *з«*.пэотюш», « характер рз еще страша;;:.! чзсагд является слогкастаге^лпз«. ¿"оаледнез обехояхельвтго прлюдит к су:.-:::птег-.^гю;..у УЕнличоютз г«зг.'. кдашческих ху'теЛ в таг» по срочязнис со

временем прямого пролета.

Интересно, что для частиц с достаточно большими моментами р > рь распространение является бесстолкновательшм во всем пространства, т.е. они "убегают" уже из области источников (см. рис.2). Величина рь определяется из условия

«сл'т.о vir') р я -----2- -4„Ь (2.15)

Полагая светимость Галактики в космических лучах. - I040 эрг/с, Н0 - 10~вэ и rh - IÖ^cm, а также учитывая условие (2.14), мы получаем величину энергии Eb = срь - 1015эВ.

Таким образом наряду с вариациями в спектре космических лучей, связанных с дрейфом космических лучей в крупномасштабных магнитных полях {20], возможны таюю эффекты обусловленные переходом от столкаовительного распространения частиц к бесстолкновительному.

В заклшение этого раздела рассмотрим роль конвентивного переноса космических лучей (галактического ветра) со сверхальфвеновской скоростью v(r) > vA.

Пусть скорость конвективного перекоса частиц имеет следугщий

Г

вид v(r) = vQ(—— ). Относительная роль конвенции и диффузии »

определяется безразмерным параметром

р „ YirlE (2 16)

D<r,p)

Ясно, что в областях, где р » I, преобладает конвективный перенос частиц. Из уравнений (2.1) и (2.12) следует, что приближенно коэффициент диффузии о моиет . быть записан следующим

образом d - ~ , и параметр р. представлен в вида

р-вЫ£> (2.17).

с

т.е. конвективный перенос возникает в областях, где . параметр j > c/v(r) » 1 т.е. там, где конвективная скорость

V(r) » f- (2.18)

Из рис.2 видно, что такая ситуация реализуется для частиц с достаточно малыми импульсами р < рс, гдо значение ,3'лиульса ре, определяемое из условия max[p(pc)]= I, кожат быть Еычисгано с юшщ уравнений (2.13) и (2.17).

В области конвективного переноса уравнения дня функции распределения частиц имеет вид

1- 2_

гг Вг

r2Vf + -- 8_

рг ар

âiS-Y p3f| „ 0 (2Л9)

с условием на границе мезду да®узиошой к конвективной областями

£ - Gp'7 ПРИ Г « Гс

Реяеше уравнения (2.19) описывается выражением

f - S'H-7 (2.20)

где с - некая постоянная, а п = |<к + 2) Подставляя полученную функции (2.го) в выражение (2.7) и решая уравнение (2.9), кожею показать, что на достаточно большее расстояниях частота рассеяния » залает следующую пространственную зависимоть в конвективной области

„•в-._1------ (2.21)

г" .Н0(Г) ;

т.е. при не очёнь сильных ограничениях на значения г > 4 и «с > О

параметр в убывает с расстоянием и конвективный перенос частиц

вновь смешатся на диффузионный (рис.2).

Итак, уравнение, ошсываицее распространение космических

лучей в диске я гало имеет вид

- те» - 2.(31 _ О(Г,Е) (2.22)

эв аь

( аЕ/йь - энергетические потери частиц).

с граничными условиями, соответствующими формированиями потока убагатеих частиц на поверхности гало. Как показывает приведенный анализ, в качестве таковых можно полонить

н - о при г - гЛ (2.23)

если область перехода от столкновятельного режима распространения к бвсстожговптельному происходит в достаточно узкой области Еростргпства. Для дальнейшего анализа ваяно, что частицы (независимо от нх энергии) ■"убегают* с одной я той нз поверхности, если показатель спектра инжэади г0 равен четыре«.

Перейдем теперь к определена параметров.уравнений (2.22) и (2.23).

IV., Параметра «одели распространения космических лучей. 4Л Диффузионная шдель

Но-видпиоыу, наиболее длительные дискуссии связаны с о"епкой масштаба столкновительной области - гало (см. например [21]). Гало Галактики можно представить как квазисферическув или уплощенную область, окружающую га лек отческий диск <см* РясЛ). Моано

говорить о различных типах галактического гало, а именно: звездное гало, газовое гало," гало космических лучей, гало магнитных полей, радио- и гамма-гало и даже гало-скрытой массы [22]. Бее эти гало могут быть абсолютно различны по своим параметрам и определяться различными ¡физическими процессами. С другой стороны, во многих случаях эти процессы не является независимыми и могут влиять друг на друга. Таким образом мы имеем сложную ситуация взаимодействия и взаимного влияния гало различных типов,

Историчёски первые указания на существование ,гало были получены аз радноданных. Измерения диффузного радиофона показали, что его распределение по небу анизотропно, но величина интенсивности для. направлений вдоль и перпендикулярно галактическому диску примерно одной величины. Первая из указанных характеристик свидетельствует о том, что значительная часть диффузного фона генерируется Галактикой, из второго свойства радиофона следует, что радиоязлучащая область, по-видимому, не ограничена диском, а генерируется более протяженной область». И.С.Шкловский в 1552 г. предположил, что это излучение генерируется квазисферическш гало, окрукаицим диск. Однако он связал это излучение с гипотетическими радиозвездами. Вскоре стало ясно, что скорее всего это радиоизлучение генерируется электронами космических лучей в.процессе их энергетических потерь в галактических магнитных полях (синхротройные потери) [23]. Тает образом, указанная связь галактического радиоизлучения с релятивистскими электронами приводила к выведу о наличии у Галактики гало космическззх лучей. Однако, впоследствие гипотеза галактического гало подвергалась сомнению. Этому было несколько причин. Дало в том, что относительно большой поток высокоширотного

радиоизлучения на является окончательным доказательством существования ■ гало. Подобное ш распределение интенсивности будет и в случае, если основная часть наблюдаемого излучения образуется в локальной области: в рукаве или в случае, когда солнечная система находится внутри радиоизлучащей оболочки сверхновой. Кроме того, попытки обяэруотть радиогало у других гзлзктшс дали негативный результат (см., яапржор [24}).

Рзеить указанную проблему ноето было бы путем анализа пгблодйомого радиоизлучения в тех направлениях, .где отсутствуют неоднородности распределения радиофэна, в отношении которых есть подозрения в их "локальном" происховдеши. С этой целью было необходимо реиить урзвнение (2.22) с грзжгшкмя условия;,га (2.23) 'для элзктрояной кошокенты. размер гало в атом случаа является сЕободнЕЧ параметром. Геометрия задачи изображена па рис.1. Источники электронов равномерно распределены в галактическом диске толщиной и радиусом н и пнЕзкпгрувт в пространство электрона со степенным спзктрем вида

й(г,Е,г) «. КЕ"?о 0(Ь-11 - |г| )0(К - р) (3.1)

где к и го - постоянные, а о(х) - тета^-фуикция. Область распространения электронов представлязт собой цилиндр того г-е радиуса к и толщиной 21^ с граничннш условиями на поверхности вида (2.33).

Отличительной особенностью распространения электронов в Галактике является то, что они эффективно теряют свою эпергиа за счет сшхротроншп и коштоеовских потерь

~~ - Ь(Ё) = - ЗЕ2

32лгс 9

'а! 2 Е— рь к!]

псг тсг * еп

(3.2)

нг

где « и - плотность энергии низкоэнергичннх фотонов и магнитного поля. Отсвда следует, что характерное время жизни электрона

г(Е) - (3.3)

. Ь(Е)

за которое он смещается на расстояние х(е), равное - -<Бт при дайфузиошом распространении и - ут при конвективном переносе частиц. Таким образом электроны могут эаполянять лишь часть столхновителькой области (гало), если х(е) <• и это

обстоятельство оказывается существенным при анализе радиоданннх.

Как видно из рис.2, в Галактике возможен случай часто диффузионного распространения частиц. Попытаемся определить параметры диффузионной модели исходя из наблюдательных дзнных.

Рекение уравнения (2.22) при у=0 имеет вид [25]

е1п£пЬ /Л (п*-1/2)} соеГягЖ (11+1/2) ]

Н(Е,р,г) ■= ---------) ---------------------------------

«& и (тв-1) ¿^ п + 1/а

V ЗЛУ ) 1 1 ° " * ЬвЕ

Л 1 А П

Здесь р иг- цилпндркческио координаты, з0 и ^ - функции Бессеж, (т » 1,г,з...) - нули функции Бесселя, ^¡(а.р.х) ~ конфлээнтная гнпергеоыагрическая функция. Используя это решеннэ, а также выражение для интенсивности - синхротропяого излучения (1.5), шгно ецзнить параметры задачи: о, ? и ьи путем сравнения расчетов и результатов измерения потоков электронов космических лучей у Ззмлц и гаюга дййузвого радиоизлучения. В результате Сило показано, что спектр шекцен электронов кнзет степенной шд с

показателем *0 2. , а параметры о и и ^ценнвзвтся значениями: о > 1023 смг/с; ь > 5 крс. для разумных значений галактических магнитных полей.

В принципе наблюдательным данным удовлетворяет множество моделей, у которых однако параметры й I связаны вполне определенным соотнопением о(ьй) (см. рис.3, кривая 2). Аналогичную зависимость можно рассчитать по относительному содержанию вторичных ядер в составе космических лучей (рис.3, кривая I [26]). Из рисунка видно, что обе кривые, ошсывавдиз химсостав космических лучой и диффузное радиоизлучение, пересекаются в одной точке с координатами нь - 10 крс и о ; 3 " 10 28см3/с. Таким образом,' 8ВВЛИЗ диффузного рздиофонэ указывает па ,наличие у Галактики протяженного гало космических лучей. В комбинации с дэндами по химсоставу космических лучей удается оценить размер

Согласно оценкам [25] примерно 90» рэдиоштока Галактики образуется в гало и лишь 10Щ приходится на долю галактического диска. 2тл оценки находятся в некой противоречии с результатами анализа радиофона [27] на основе, так .назкваешх, двухтешературных диаграмм. В этой работе было показано, что сгепаюскь гало в радиодиааазоне в тридцать раз ниже, чем светимость диска, что ставило под сомнение приведенный вше результат об интенсивном радиоизлучении галактического гало. С цель® выяснить причину указанного противоречия ,в работе (28] исследования даух-температурках диаграмм было проведано с учетом специфических особенностей распространения электронов в Галактике. В результате удалось показать, что основной причиной существенного расхоздения в оценках светимости гало явилось то, что в работе [27] на учитывалась неоднородность распределения электронов в гало, обусловленная энергетическими потерями. Это и явилось причиной того, что в [27) неверно были разделены потоки радиоизлучения, генерируемые в диске и гало.

Исследования других галактик, как уи> отмечалось, в течение долгого времени вообще не обнэрукшали родкогало. Лишь з 1977 году появились сообщения об обнаружении обшрного радкогало у галактик ибс 4631 [29] и тес 891 [зо]. Позднее радцогало были обнаружены я у доупп: галактик (си. обзор [31]. Тает.! образом, дискуссия о тс:.? возюшэ ли галактическое гало пли нет, длившаяся 25 лет. получила свое логическое завершение. Более того, как показал ана;газ радаокзлучения гало галактики ысс сэ1 [32, зз.1, распределение интенсивности излучения и спектрального индекса в ней достаточно хорошо описывается в рамках той кэ модзлл, что применялась выше ?ля анализа радиоизлучения Галактики.

Таблица I.

ШБЯВДЕВИЯ

указывают па гало?

размэр (кп

1.ДафЙ/зпое радиоизлучение Галактики

ДК

> &

г. ? - Т диаграммы

ДА

- 10

3.Галактики, набяюдаеквв о "ребра"

ДА (да некоторых

кз пях)

1-5

4.Химсостав коаячесхик лучой

З^йизотропяя косглических лучзИ сверхвысоких энергий

модально Н338Б2СЕМ (ДА - в комбинации с радгоданвшш ДА

(> Ю)

б.Градиепт космических лучей

а)дашше злз-2 ДА

б)даннкэ соз-в • ДА

- 3

-15

7.Высокоширотный "избыток" гамма-излучения:

а)источник - р-р столкновения ДА 0)источник - коштсковсете потери электронов ДА

> I

- 10

Здесь следует отметить, что радиоастрономия дает пржые и наиболее уОздагельныа свидетельства в пользу обширного гало космических лучей у Галактики. Однако анализ штока вторичных радиоактивных адор в состава косшчзсккх лучей, интенсивности косшгаескш: лучей.сверхвысоких -энергий, а также ряд других дыпш указывает ка то,"что область "удержания" космических лучей пе ограничена гмзктшеши диском (см. обзоры [31-37]). Б качества примера. а Тайжце I, взятой из работа [37], щюдставлаш оцеши размеров гало, полученные на основе различных донппх.

4.2. Роль конвенции в переносе космических лучай.

Перейдем к анализу второй ез указанных проблем: к оцзвкв относительней роля "галактического ветра" в перекосе космичасзоа: лучей.

. Существуют два осповшгх сценария, описывающих рзспросарсаеиЕв косиитагасих лучой в столкноЕителькой облаегг (гало):

I Модель, статистического голо, в которой ■ коемнчееккэ лучи, рассеиваясь' на" ншдагародеостях напштдого поля, как бц •"йрэскальзнвают" относительно них. Дошжзиео частиц с этом случае, сшенвавжея ужо обсуадаватойся вша деШаионпш урашшшл.

2. КОдаль дплемичзехого гало, в которой космические луча за счет зЗфзкташого рассеяния оказывается "аюройеналма" ь неоднородное®: мйгшгшого пои и дзжугея со скорсстьв посдаддах, ü ase г; ссучсе агренос часящ сшснв&зтся конвенцией. .

Конвективный перэаос возникает в случав направленного потока -ЬТа-волп в пространства. Эти воли дагу-r создаваться либо потоком esкос1шчопсих .лучай, либо какими то сторовагмп ксдашикаш, ТолзкхкчзсквС: Е-этер" ш»&х возшзезть также в той случае, когда адгехащпа из Галактики мзкзвоэдеий газ ютосит кюрозанвнэ в иго

магнитные поля.'В-свою очередь именно давление космических лучей может являться основной причиной, приводящей к вытеканию газа из Галактики [38]. Следует оплатить, что анализ данных но , химсоставу коскических лучей не исключает наличия вблизи галактического диска "галактического ветра'', скорость которого на превышает ХО^/з. в этом случае роль конвективного переноса космических лучей незначительна (см., например [3}, Гл.З). Однако с удалением от диска роль конвективного переноса модат возрастать и, в частности, в гало конвективный перенос монет быть преобладавши (см. рис.2). В этой связи следует оплатить попытки интерпретировать поток радиоизлучения гало некоторых галактик в рамках конвективной модели распространения космических лучей (39-41].

По-видимому, впервые .аналитическое решение уравнения, описывакщэе дпфйузиошо-конвектгоный перенос космических лучей было получено в работа [43], Скорость конвективного переноса полагалась постоянной и адиабатические потери не учитывались.

Позднее аналитические исследования этой модели проводились в работах [44-47], где в частности было показано, что скорость однородного постоянного коквактивпого потока вряд ли моет! ировшать величину 20*"/«. Большую скорость потока трудно согласовать с фактом распада большей части изотопа 10ва. Если еэ скорость'зависит от координат, то подученное ограничение относится к высотам до одного килопарсека.

Анализ электронной компонента космических . лучей и фошвого радиоизлучения был проведен в ряжах этой модели в работах [48 , 49),

где Сило показано, что шеоо космически лучей галактическим ветром с постоянной скорость» вряд ли вовмо&ш, поскольку в рамках этой модели труда удовлетворить данным го диффузному раднофжу Галактики. 1

Дальнейшее развита конвективной ыодолк связано с работала Лорча и Шликайзерз £50], которае ввели в модель скорость, лвдейно растущую с удалением от галактической плоскости (а более обпей постановке ати задачи бала рассмотрены в [51]). Существенные отличием данной модели от' обсувдавшЕся вша является то, что пространственная зависимость скорости кошоктиббого переноса привода? к адиабатическим потерям энергии частиц во Есоа пространства как для электронов, так и для протонов. Повадеш» последних в отсы случае становится подобным пашдеваа электронов в обсувдаваойся вике даййузиошой шдели, когда ш спектр, под воздействием синхротроиня и кс&штоыоьсыз потерь ыенялез от тотаи .к тот<г. . • .

' В работе [50] в госдедукадх работах • этой серзн огаочагось, -что анализ даШзваго радсшздучеЕиа тадаютж с дзетадашэй определенность» указывает ва конвективный характер переноса кссмичзшзс лучей,в галактиках.

На наш взх^хад такое утвзрздензз прадсхЕВдаотся сянзжш ■ енльшгл. Дело в том, что достаточно больаоз. количество своОодше парамзатх® кок в дийй/зионной, так и в конвективной кодзяп позволяат подогнать расчета в рзжзх обоих шдэлей к набаадаешлу распредолеша дайузпого радиоизлучения галактик. В зтоа сшсла одия только рздаоданяш не являются определяющая для роптания этой проблзаы.

В принципе, как и в обсуждйггзлся клзэ диффузионной шдаяг!,

рад параметров может бить определен из анализа химсостава космических лучей [52, 53]. С этой ' целью вашгаем даШзшЕНО-коавектавЕое уравнение дня прогоию-ядердай цамп<цли~> -космических лучей

-уй) ~ Ц sii.z EH eel

Ц div.v eel з

+ n (r)CTVir + -Я- » Q(r,E) (3.5) ' Г(В)

с грзнлчшои условная (2.23).

После дшга дав члена э правой часта описывают фрагментацию ядер в «эязвзздвей среде и распад радиоактивных ядер с характерным временем т (для стабильных ядер г » » ), Козффицкэнт диффузии о взят В впдэ: d = d0 е™, в ковшотвшзя спорость v(z) - 3v0z.

Резенкэ уравнения (3.5) представляется громоздким выраяиниеы в виде ряда со спэц®уекщш,!. Поэтому ш приведем лишь качественные выводи, которза слэдузот из анализа ревещзя.

В задаче появляется граница, разделявшая область дифХузионного и конвективного распространения космических лучей

z (В, - ylia-EZ- <3.6)

(З+а/2 >Ve

s

Такта образом, для наблюдателя, находящегося в галактическом

диске, граница (з.б) н является фактической границей гало,

поскольку частица из конвективной области распространения (z > гс )

№ могут возвратиться в диск из гало.

Как и следовало ожидать, конвективный пареное доминирует для

частиц относительно малых энергий. Частица достаточно больших

энергий переносятся в гало диффузионный образом. В качестве

примера на Рис. 4 представлено относительное распределение плотности космических лучэй с энергиями I ГаВ и 100 ГаВ. Для сравнения представлено текке распределение космических лучей, полученное в рамках чисто дай&зконяой модели (7-о.оо1 км секТ'кшС'). Видно, что копвенцая и адиабатические потери существенно изменяют распределение низко еваргачных косшчесют лучей в гало.

пегг.нан ме_100.*ю 5-ост-ч9 ¡зчопн

о

¡1

N &

N

чм/

10- 15

г (кре)

Рис.4

Одной из основных характеристик протонно-ядерной компоненты кос:,очески дучай является интенсивность вторичных ядер, образуются в галактическом диске в рэзультате фрагментации. Их штеношзпость определяется числом столкновений ядер первичных кссшчзсзсях луче Я с наязвездшм газом. Это число характеризуется толкай всцестап X (пробегом), проходимой космическими лучами в Галактике. Из наблюдений известно, что вэличина X в Галактике рззза: X = 5-7 гр/сн2, и она уменьшается с ростом энергаи космических лучей как х « к"0-5 [54]. Здесь необходимо отметить, что спрэдзленио веягпшы X получено в рожах неких модельных представлений (см. [3], Гл.Э), и в рамках конвективной модели . не всегда удается привести в соответствие полученные решения и ' стандартное спредзлеше X. Тем не менее в ряде случаев оказывается зовдащьш ввести взличзшу X и в ди^&'зеошю-конвзктивеой модели,

которая оказывается равной

г

Г(1/2)Г{(р+5.)У2)

х » л!*-*- ииЖШП... о.?)

здось 2 ль - тодшдпп галактического п плотность газа в нем, V -

9 9

скорость ядер космических лучей, Г(х) - гамма-функция, воличта р равн

у + 1/2 + а р -------------

3 + а/г

Другой важной характеристикой протошю-ядеряей компоненты ^космических лучей является интенсивность вторичных рздиоактшивяс ядер, которая характеризуется величиной ф, раиной

> - 8ХЕ) ' (3.8)

где п(т-®) - интенсивность стабильных второтш здэр.

V0

(km s-1 kpc-1)

rrmj

о о

I IUI

TO] rnpTOJ—ITIlH'.lj1—Г П lili!

id в

сл

o —

o

»

^ :

3

H- Ё 01 o

g J¿>\ o ^

—_ _ ib?" ■UJHUli—t I I Hint i i iff^f

что для Гплектляа, хоэйациепт да®узш в0 оцошзвэтся взлзчтой dq ; (1-3) 1С28 cîAt1, а градент скорости доягзя бять швьяв, чем v0 < Í5 ка с"1 шГ1'.'

Ps.ccl?qïp3î тзпбрь, какие вивода следуют из анализа наблидазиого дой&звого геша-гшгучбшга.

v. ДгЗфуспоа гаша-кэлучешгэ Галактики.

Как ш .у«а отазпзли, оспсшшв нсто'пшкл коиямесгах лучей сосрэдоточона в г&яйгяяэсксм деско й концентрируются Ббдвза ц-штра Гаязктдк. Нсжшзуя указанное распределение источников в Fjickâ V иоаеы с понэщ>я обсуздавшксп ыга дйШзеощсй и Л^СЭзаошо-копЕэвтпЕЕоа кодэлей р:)ссчятогь распрздалеппэ плотности шсйнчоски а галактике.

Е атоа свзза ш обсудт щггроду да£фузпого гагаа-излутаЕКя, которое кап отмечалось нгаэ, в остглоп генерируется коскзчесхжк луча:.а. Отдельно расскотрпы низко "шпротное излучзнго галактачоского диска и васокяарото излучвгоэ галактического г v.o.

5.1. Гоша-аэззчзшэ галактического даскэ.

Распределена» шкеаианостя дгфЗузгого' гамма-азязшшя баю в осеоепом опрзделано в коде зкаюршзнга cqg-o [56]. ' Эта даппне показшзавт, что преобладавшая часть пзблвдазмого потока здзт кз области галактического диска. В аапрозлеша даска шдолявт ряд ззкоз интенсивности га.\ма-пэдучешя. Некоторао из этыг гиков отожествлена с язгзегтага рада- п рэттошшскют исхотаяик-а ллз cKoxisiEsaa газа, другие прддетездап» собой: кеого^доспзлзззггэ асточшш!, природа которых пока па ясна (ряд «эдзлзй • зтех псточшдаа m обсудим шаге).

Вегпшд для дальпеЛззго яаляатся то, что изнзрзшм . спегстры

излучения из галактического диска для различных направлений • не отличается друг от друга. Это свидетельствует о том, что излучение галакгичаского диска определяется одам и тем ка (или одними и теми жз) механизмом во всем объеме диска.

Кроме того, как следует из -анализа наблюдательных данных, излучение диска в основном связано с процэссша взаимодействия космических лучей с газом. Это, в частности, следует из того, что имеется хоропая корреляция меаду интенсивностью гамма-излучэния и толщей газа в различных направлениях (см. [8]). Таким образом, согласно изложенному в разделе I, основными механизмами гамма-излучения диска следует считать тормозное излучение электронов (е < 100 КзВ) и распад п°-мезонов (е > 300 МэВ), что позволяет определить .распределение электронов и протонов космических лучей в галактическом диске по наблюдаемому распределению интенсивности raraa-кзлучения (см. ур. (Г)).

..Имеется несколько попыток оценить распределение космических • лучей в диске из гамма данных. .Результаты одного из последних анализов данных cos-в представлена на рис.6 [8ь Согласно этому енализу пространственный градиент космических лучей (уменьшение плотности частиц к периферии диска ) нал, во всяком случае он много меньше градиента плотности источников. Это обстоятельство налагает существенные ограничения на модели распространения космических лучей в Галактике. Результаты расчета распределения космических луча в диске представлены на рис.6. Размер гало в расчетах бил правят к свободный параметр. Кривая I на рис.6 соответствует распределению космических лучей в .модели Галактики с обширным гало, hh= 15 кшс, Если ка размер гало невелик (ь == 600 пк),то распределение концентрации космических лучей становится подобна« распределения их источников

(еда). Это связано с тем, что при малом гало космические лучи слабо перемешиваются . в Галактике, и их плотность. определяется локалышм характеристиками. Только при наличии большого гало результата расчетов не противоречат распределению космических лучаЛ, полученному из гашэ давзш. Этот вывод находится в полном соответствие с результатам анализа рздаодшги и деяшщ по хЕлсостаэу косчкчосггх щчей Еродсгавлзшпс на рас.З.

р1ск.г10м сзпн!? 5-сст-с9 13-.31--20

П (крс)

Ргс.Я

Переходя к сналгзу конвективной иодоли отштим, что для параметров, представленных на рис.5 , ш удается подучить распределение когашэских лучей, соотватсгвувдае гвкма-дашм (см-рис.б, е = I ГзВ ). Это связано с тем, что возникающий конвективный поток существенна ограничивает область распространения (гс< ьь) и там препятствует перемешиваний коошески лучей в Галактике. Отсвда следует вывод, что либо конвоктишй перенос, если и становятся существенным,' то лишь на достаточно большом удалении от галактической плоскости зо> 10 кпк, либо кеобходао таким образом изменить структуру галактического ветра, чтобы обзешчигь малый градиент космических лучей в диска.

5.2. Бысокоииротноэ гатз-кзлу ченко.

Вопрос о цроисхокяашш высокоширотного излучения представляется монее ясным, чей излучение нз низких шрот. Б качестве возможных источников высокоширотного излучения естественно предположить:

о) взаимодействие космических лучей с газом в локальной окрестности галактического диска (т.е. на расстояниях шивших нескольких сотен парсек от Земли);

б) взаимодействие космических лучей с фэтонами и" газон в

гало;

в) излучение Метагалактики.

В этом списка возможных источников высокоширотного излучения наибольший интерес вызывает роль гало, поскольку существование гамма-излучения диска и Метагалактики нз вызывает сомнений. Наличие ао заметного гам,) а-г ало не столь очевидно. В то ь-е время, как слздуст из приведенного бшэ анализа наличие обширной области - гало - заполненной космическими лучами, приводит к тощ, что там

образуется почти до ЭОй всего радиоштока Галактики. ' Могло ожидать, что в гало генерируется и значительный поток гемма-излучения.

Гакиа-гало преяде всего должно быть свяэапо с комптоновосгазга потерями релятивистских электроков, поскольку плотность газа в гало мала.

Гало Галактики заполнено ?отоазш различит ■ энергий. Зга презаде всего релттошэ фотоны (Гц» - 6.7 Ю~4 эВ), которые однородно эпполняит все пространство с плотиостьв »г* = 0,25 оу/с!,!3. Кроме того икэится инфракрасные ± 10'гэВ)и оптические

фотона, плотность которых штат достигать нескольких зВ/с:.'Я в центре Галактики. Одшгсо с удалением от центра она довольно бистро падает. В таблице 2 прлвэдена опертая электронов, рассзянио привода к генерации 100 МзВ'нх гамма-фотонов (см. ур. (1.2)).

?8бЛВДЗ 2

Вди фотона Энергия-электрона, ГзВ

Оптические (гук ^ I эВ) 4 •

ВДракрзсша (Ерь - Ю~2 эВ) 40

РОЛЯХТОВНЗ (Zph ~ С 7 10' -4 вВ) 150 1

-Результаты вычислений [10, 57, 58] интенсивности гамма-издучепая гало показали, что его доля ».хетт составлять десятки процентов от каблвдаеьюго высокоширотного потока. Отсюда был сделан важный гашод о том, что юано ождать наблюдаемая о^фектов, связанных с излучением гакка-гало. Более'того, поскольку спектр гомма-излучекил гало является сакам гзстккм среда всех

компонент высоко гвггперэтурного излучашм (см. рис.7>, то эффекты обусловлзкннз излучением гало наиболее «pico должны проявляться в области шсокш энергий гамма-излучения, е >10 ГзВ [10].

Рис.7

Наличие заметного потока гамма-излучения гзло означает, что в наблюдаемом потоке должна быть компонента излучения, не коррелирующая с толщей газа. В работе [59] при анализе данных соэ-в действительно бцла обнаружена такая компонента на достаточно высоких широтах, 5° < /ь/ , 30° .

Как. показали результаты расчетов обнаружений "избыток" гамма-излучения на средних широтах действительно моявт быть обусловлен кошиояовсклш потерями электронов в гало, если его размер составляет несколько килопарсек [10 ].

Таким образом, аналнз высокоширотного гамма-излучения также указывает на обширное галактическое гало.

VI. Модели локального ускорения частиц и неоднородности распределения диффузного излучения.

Представленная выше картина описывает средние по Галактик характеристика распределения космических лучей и диффузного излучения Однако, как уже отмечалось, эта картила в ряде случаев искзкзетс наличием неодЕородаостей ("петля" в распределения ди®Е>узног радиоизлучения, щютязепнпа и дискретные источники гамма-излучения тд.). Эта неоднородности когут Сыть обусловлены либо резлышм цсточшжакя косшческих лучей, либо областями, где первичный спек? космических лучей, испущенных источниками, искажается з силу те:; и шгах процессов. Таковыми иогут сеть либо старые оболочки сзерхсовкх либо скоялония газа (;.галзкулярлне облака) к тд. В дальнейшем м рассмотреть ¡гег.оторме модели трансформации спектра хосмичоспп лучей ¡гегавездной ерзде.

6.1 Ускоренна частиц протяженными ударными фронтами.

По-видимому, одним из наиболее эффективных механизмов ускорена частиц в космических условиях является аналог ускорения Ферми i ускорение частиц вблизи ударных фонтов [во]. Обычно предполагается что этот механизм эффективен в ыолодох оболочках сверхновых звезд, занимавших относительно небольшой объем пространства. Однако, н исключена возможность того, -что в галактиках, имеются протяженны ударные фронты, цростараадизся в гало. Их возникновение моаэх быть например, обусловлено взрывами галактического центра [61-.62]. В это случае ударная. волна , расдросзранявдаяся в пространстве, ускоря частицы, иыеадие разные исходные спектра, Например, в интересуще ■ нас случае Ееоднородаостей рздкофона,излучаемого релятивистскими электронами,спектр последних шкет быть существенно цсказсзи ВОЗДЗЙСТБИОМ СКНХРОтронных потерь.

Распределение и спектр электронов списывается уравнением вида

- 7(DW - U(*,t)N) - |е[(№2 + --g--E)N] - C(r,E) (5.1)

учитывающим как синхротронше, так и адиабатические потери электронов. Граничные условия

H(r,E,t) » 0 при г = Е =■ ю и начальным условием при t=o, которое соответствует стационарном решению урашания (5.1) при значении скорости и=о.

Е уравнении (5.1) пространственно-временное распределение скорост описывается выражением (одномерный случай) U(i:,t) » e(t)e(l-|xj/R(t) ) в R(t) X/K(t)

\/г

где о (к) - функция Ховксайда, a R(t) имеет вид: R(t) = о t , что но

сильно отличается от автомодельного решения для плоской ударной волн

[63].

Спектр частиц,ускоренных на ударном фронте, описывается выражение.

хила

1/2

н(х*сл , е) » с{1) е

спектр ускоренных частиц в этом случае соответствует ускоренному н■ ударном фронте [«оз, однако интервал ускоренных частиц обусловле "начальном" спектром и синхрогроннымн потерями '

41-Л2 2 а * 40

Е < Е~„<х> - Те ог" <5-2) .

а шедоягозд определяется из условия сохранения числа частиц в интервале анергий, соответствуием условию <5,2),

Дальнейшая эволюция спектра обусловлена-влиянием синхротронных адиабатических потерь, а такта конвективным перекосом частиц. Так, частности максимум в спектре ускоренных частиц эволвционирует как

4Г1

1/2

е (х^) =2 (50 . (-££- 1

те*% * влх ' ^ X ^

код воздеййствкбм адиабатических* потерь (где п-Ъш/12) и как

под воздействием синхротронных потерь.

Максимум в спектре определяется из соотношений между значениям в (х.ч:) и а пространственная зависимость плотности частиц имев вид

„„.«, . {Ffr

гд8 и « | * | (г0- 0.5)

; Найденные аналитические решения уравнения (5.1) соэйоляа вычислить спектры, радиоизлучения, генерируемого электройаш как оболочках сверхновых, так и в ударных волнах, распространяющихся в гал галактик [5i, 82j, и но 'особенностям спектра излучения обнарушть наш ускорительных процессов в гало. В атом случае шгересаы ваблюдеш галактик, для которых луч зрения гарааадкулярен галакгнчесю плоскости.

6.2. Ускорение электронов космических лучей в

окрестности плотных: облаков межзвездного газа.

Анализ дайфузного ггша-издучения в Галактака показал, что ш областей скопления межзвездного газа Вдет шачжгзяьша во то гамма-излучения, что не удивительно, учитывая представленные в Введении процессы генерации гвша-квантов. Более удивительно то, что ряде случаев плотность космических лучей в облаках, как следует и оценок, вше, чем в мегоблачнш пространстве.

На первый взгляд облака газа ад дао представить tcast обиsea ускорения космических лучей. Б "самой деле, для характерных rtapamrpo облаков (масса М I0S - 10*мо, разыар i * 100 ЕК, шюшость газа ■ пв Ю3 - io'cm"3, степень ионизации lo"s- i«"'*) скорее

следовало бы предположить, что там частицы скорее теряют, чем набирав энергию саз]. Однако, как мы увидш югае, наличие магнитных талей в о и в непосредственной' близости от них коренным образов иенаат ситуацию.

Они способствуют трансформации одаого вида анэргии в другой и, частности могут обеспечить ускорение частиц.

В этой связи необходимо исследовать систему уравнений, описывавши взаимодействие космических лучей газа и магнитных полей.

Превдо всего рассмотрю,! взашздэйсгвш потока протонов космически лучей с плотным газом облака. Процесс проникновения частиц обусловле в значительной мере ионнзэционнгаи потерями в облаке

^ - -7.62-10" гга 2Алес3 (11.8 + ш А--) Е к р

распространение частиц в облаке и его окрестностях описываете уравнением вида

где г (я) описывает процесс катастрофических потерь (ядерных реакций) плотном газе. Спектр космических лучей на достаточно большом удзлени от облаков предполагается заданным. Его вид соОтветсвует наблюдаемому Земли, а функция г(г) и распределение газа па(г) берутся в виде

г(г) - г /сЬа(г/п)

п (г) » п + п /сЬ1(г/В)

(5.3)

Решение уравнения (5.2) имеет бпд

С(Г,Р) - (Зр^г) Е («1+з)Р2^(и>(г/н)) ^(Р )

где р„(х) - аолтот Ле хандра, а функция ныеет вид

У,(РЭ) - Р'Хс2 ес/

У,(*0+2' Р)

Здесь С] = 20+1) (23+1)/(зр^)

0/3 ' 1 1-а з

где г(х,у) - неполная гамма-функция, р0 - момент, определяемый изломом в спектре космических лучей у Зешш, ар, - момент, характаризущий ионизационные потери в облаке.

Расчеты распределения плотности космических лучей в окрестности показывавют , что для достаточно малых импульсов (р <р,. где р, соответствует энергии 20 -. 30 ЫэВ) облако поглощает протоны космических лучей , т.е. в окрестности облака возникает сходящийся поток заряженных частиц. Этот таток ори определенных условиях моявт генерировать ЫГД-волны (см.(З)). Инкремент возбуждения волн равен

' а

Гп(К,Г)~ -(4яэ2аегУ1/(с21с>| 3{Н,/к)0(р - р*и/р> (НИ -2Чкр!)йр (5.4)

где vJí - альфвеновская скорость, к - волновое число, ь - направление вектора магнитного поля, ь = н/|н|, а импульс р шлеег вид

Здесь u - питч угол частицы.

Затухание ноля в такой среда обусловлено воашадойствиом зарягештой и нейтральной ш/понзит rasa

г = 1.12'ю"9п (т/1000 к)1/? сек"1

lu в

Распределение функций л издают гязошх облаков представлена г.э рис.8 [65, е,с). Из гасушсэ видао, что в ограниченном интервале длен воля я п ограниченном объем,'.а пространства (оттечет штриховкой) в окрестности юлехулярнах облаков возбувдаатся сходпяиГСся готов ВД-ваш, я здесь моано опц-ахь изнекгике характера двшотя чс с год.

N

щ

\ rLn.(V

- v ,

U J

■3 | ■

/

/ !

. : -j 7 / //- v \ j Я К'>

i \

г

\

3 -7 о

\

тлз.з

t,

ПС

нет волн ft

"Т7

ю*

er © е'

3 ff -ч 7\ — У/О

ü -— о G

4

^ Va <$

,0° ^О <é6

По,см3

ю

юг

/о3

ж

Рис. 9

45

Анализ ситуации для галактических тлекулярннх облаков 'был

проведен работе [67]. Результаты этого анализа показана на рис,9.

Из рисунка видно, что поток сходящихся мед-волн возбуадается в

окрестности всех известных облаков, если коэффициент диффузии там раве

средаегалактичэскоиу! о к Ю28 сг^/сек. Ять в случае, если коэффициент

дифЕузяи вблизи облаков по.каким-то причинам тлеет величину на два

порядка меньше указанной, то поток протонов космических лучей пе

возбувдает КГД-волш.

Уровень МГД-волн определяется из равенства .

г - г, =0 1»

Волны, Бозбуадаешю протонами, оказывйотся резонансЕша для электронов но (как следует из уравнения (5.4)) существенно больших энергий. Для таких электронов ионвзздиоеннз потери малосущественны. В результате эт электроны, попадающие впутрь облака, оказываются "запертыми" из-за ВЗаИМОЯЭЙСГВИЯ со сходящимися ПОТК8МИ МГД-волн. В таких условиях возмоето эффективное ускорение частиц [во] •

Уравнение, описывающее распределение электронов в облаке и его окрестностях шээт вид с «7]

1 И . 0{е,Л + 4. 2£ + !ЙХШ£1>рг) - Л. «о (5.б)

г <эг 'С аг I; Р вр чГ ЭР 3 ]

решение уравнекия (5.6) в одномерном случае имеет вид

f(X.pj- гэшв1— \ ---------* ---------1, p (th(x/R)>.

a rti+i/a ) r(2j-t-i> A a¡*x'9*

3-l/d - * P i

dp' f (p'HpVp) " ~Í" ~ <5.7)

где

• Aj - {(3+l/«ya + iJá^Aá^3 + 2(dx+l)j + <m,/2

d d к „

dx "= ; d - ; С »

а функция fn представляет спектр электронов при х = Знак '4 я в • уравнении (5,7) соответствует неравенству р > р', а знак "-" -неравенству р < р'.

Бри ойредоленшв: параметрах шзмошо ускорение олэкзрошв в окрестности облаков. Из расчетов спектра электронов для трехмерного случашзто надеть, что максимально досяшмая зяерги:

электронов в этой модели равна IOO - 200 ВэВ, что моает объяснить *

избыточное гамма-излучение облаков при относительно низких энергиях,

Отдатиа, что исследования данной подели позволили tskss оценить е®&ективность ускорения Ферми II Оифйузию в импульсном пространстве, которая формально была введена-в уравнение (6.6)). Для параметров молекулярного облака р-Змсевосца ускорение Ферми II ыозет бнть ефМективво в том случае, если dp>I0"lz сек"1, a ^<10" cmVcsk.

шеко ш рассмотрим условия, при которых шкет возникнуть такая ситуация внутри облаков.

6.3. Усторешга кошпесда лучей в сблвках под' воздойсгЕпзм турбулентности нейтрального газа.

Энергия для ускорения частиц в атой модели черпается из турбулентных дак*ений шйтрзльпого газа. Такого рода турбулентность наблюдается з галактических молекулярных облаках 1бэ). В ограниченном пнтерззлэ частот турбулентных дошгешй заряженная компонента газа увлекается нейтральным газом. В результате воэбуэдаотся мзлкомаситабцн. флуктуации эдсктромзиштяого ноля, что и щетодат к ускорению частиц. Процесс ускорения ошиявавтся системой нелинейши уравнений вида .

22---£ [и го«1] - и, (у-и) + -иду

р, «тр,

" го^та] + иди (5.8)

<зь

-2 » <пу(ру) ; <ич ii •» о

аъ

здесь V ц о скорости ионизованной и нейтральной компонент газа, р н р, - давление и плотность ионизованного таза, н пзпряяяшюсхь магнитного поля, чяч - кшюмззжеская и магнитная вязкости, 1» -

53 1п

чистота столкновешш мсэду ионэия и пейтралама.

Из уравнений (Б.8) следует, что наиболее'эффективно усиления магкшюго поля происходят в масштабах ьв1в, одрэделяэдах процесса'.® диссипации. Для процесса ускорзшм важно, чтобы энергия магнитного дал содержащаяся в крупномастабнои полз ( т.о. сравни,кх с рззиэрзмз облака), во всяком случае не щювнпалз анергии катанного пола в масштабах порядка ь (осиотаазш да этого, оссугдеися х- Прапошгаи).

<н

Я . -

При выполнении этого условия уравнение дшшения частиц в облаке сводится к [66,70,71]

- ?(D*f) + d -- - 2-(рге, . st , *вр v др

где пространственный коэффициент диффузии d^ определяется запутанностью силовых магнитного поля, вдоль которых распространяются • замагкичеинке частицд

d и ~ 1> > б ы»

а коэСйецизнт дайузии в пространстве импульсов d определяется

Р

спектром случайных ¡электромагнитных волн, возбуждаемых нойтралыгии газом

я1п

ПрЕменитоо';-ао к молекулярным облакам величины коэффициентов диффузии

22

'сказывается равными: d» ю а//сек; в« Ю"" сек"1, т.е. выполняется условия, необходимые для ускорения частиц. Максимальная энергия ускоренных частиц в этом случае оказывается равной 10 - 100 ГэВ. Частицы более высоких анергий оказываются Еезадгапшченшми и быстро покидает область ускорашя (молекулярное облако) [71, пгj.

6. < .Генерация вторичных космических лучей к гамма-излучения в облаках.

Молекулярный газ составляет заметную часть всей массы газа в Галактике. По згой причине гошо ожидать, что рассмотренные вайе процессы ускорения могу оказать существенное влияниз на формирование

F4tpj,(c/"3?cm )'f

спектров вторичны* космических лучей и гамыа-излучения, которые образуются в меавездной среде [73-76].

Цревде всего доя этих целей необходимо вычислить спектр первичных космических лучей, в облаках, сшивая уравнения распространения частиц внутри и вне облаков. Результата расчетов представлены на рис.10.

Как видео из рисунка, при определенных параметрах процесса . возмошн относительно небольшой избаток плотности первичных косипчаски лучей в облаках (маюЗлачпый спектр - кривая I). Это связано с там, чт источники первичных частиц расположат! вне облаков, и зар'яженнш частицы, щхвдкавдиэ внутрь облака нз-шз быстро достигают максимально внаргнн, становятся незгшгЕИчеЕншя и покидают область ускорения. Из соотношений иеаду временами пространствэнвой дайузки и ускорения ясно что непосредственно процесс ускорения шоет место лшь в тонкой Оболочке на поверхности облака.

Несколько иная ситуация для втерших космяческах лучей (ив каком-то оансле для гамма-квантов), когорте образуются при вэашюдейстаи первичных космических лучей с- межзвездным газом.

Рассматриваются процессы вида ' ■ + 1

р + р ♦ п" +.....

* *

1Г * д- +.....

♦ ч

|Г * о" +...

р + р •» р .+....

В этом случае процесс ускорения происходит во всем объеме облака, к здесь облака являются рзальныж источниками для вторичных частиц, Для того, чтобы определить спектр вторячшос космических лучей у Земли необходимо:

а)вычислить спектр рождения вторичных частиц ( зная спектр первичных, космических лучей внутри облака и используя

выражения дня сечения соответствующих процессов [б, 7?,78]) б Определить трансфзрмацшо спектра рождения под действием

ускорительпого механизма; в)проаналнзировать выход этих частиц из облаков и дальнейшую трансформация их спектра в мевоблачном пространстве. езультаты таких расчетов для позитронов (е*> и антипротонов (р) редставлеш на рис.II и 12.

Здесь следует отметить, что именно для антипротонов и позитронов стандартная теория" распространения космических лучей испытывает рудпости в интерпретации пабдвдгемнх спектров (см., например (з)). аблюдаеше потоки указанных частиц в несколько раз выше, чем ото редсказывзется теорией. Ситуация меняется, если в "стандартную юдель клвчить ускорение в облаках. Как видио из рис.11 и 12 в ранках такой одзлз удается нз только получить необходимую интенсивность'вгориччных зстиц, но и дать интерпретации их спектральным особенностям.

Зная спектры ускоренных частиц в облаках мозгно вычислить еязрпруеше там потоки радио- и гамма-излучения, что в призздше может ать использовано для проверен данной теории. Результата расчетов редставлеш на рис.13 и 14. Из этих расчетов видно, что:

а) в гамма-даапазоне молекулярше облака могут быть реальными сточнтсами гамма излучения в той ашело, что их удельная светимость ышз той, 'которая рассчитана по спектру космических лучей (рас. 14), аблюдаемому у Земли. Однако величина этого "избытка" невелика, и он еалиэуется в отвоенгеьно узком интервале анергий, что позволяет существить проварки модели на основе будущих наблюдений станции ежо, а данный момент указанная модель цокат объяснить природу некоторых аша-источпиков, обнаруженных спутником соб-в;

е+

е>е+

£(GeV

50

5 -

ц \ м-1 / \ 1 У • ж

10'1 / 10 Ю2 Е.

Рис. 14

б)радаопотоки от облаков (рис.13) имеют ряд специфических особенностей. Спектр нзлучешл плоский (подобен тепловому), и в нем имеется обрив прп частотах V » г - ю ГТц.

Таким образом комбинация наблюдательных данных в принципе способн решить вопрос о применимости данной модели для Галактики.

vii. Прилогепие

рассмотренная в разделе 5.3 модель ускорения частиц существенным образом зависит от соотношения между плотностями энергии магнитного поля в малых и больших масштабах. Как отмечалось, ускорение возможно лишь в том случае, если энергия, заключенная в масштабах, определяемых диссипацией, во всяком случае ш меньше, чем анергия крупномасштабного магнитного поля в облаке.

До настоящего времена задача о поведении магнитного поля в турбулентной среде полностью не решзяа. Однако в отношении крупномасштабного ноля можно указать на ряд специфических особенностей его взаимодействия с турбулентность плазш. Так, в работе [79] был сделан вывод о наличии диамагнитных сеойств у турбулентной плазмы в двумерной случав. Дальнейшие попытки обобщения указанного результата н трехмерный случай были выполнены не корректно (В1), ив каком-то сшсл вопрос ос лея открытым.

Для анализа этой проблема воздействие турбулентности на крупномасштабное поле будем описывать о помощью эффективной магнитной проницаемости турбулентной среда которая определяет связь между средним полем в среде и швишм полей: •

<bt(x,t)> - Jat'Jax' u'J'(t,t's,jE') HjftMt') (П.х)

Для того, чтобы последовательно вывести тензор магнитной проницаемое-и в работе [81] был проведен соотвествукдий анализ проблемы.

Усреднением уравнения индукции

(§£ - l)i)H -.rot [till] - Т)ДН0 (П>а;

по полз случайной скорости и получается уравнение для среднего поля B(x,t) [во]. Представляя B(x,t) в вида ряда по степеням скорости

получаем уравнение 81 1

где для однородной к изотропной турбулентности

< » х-х'; т - Ь-Ъ'

а функция'йг язляотся решением уравнения

- О+Вт)А)0т(г,С) - ¿(Г) г (С)

здесь ит- турбулентный коэффициент диффузии.

Из анализа уравнения (П.З) да пространственно однородного случая

следует, что магнитная проницаемость равна

»1 => (I + «А2* 2+----)

К

а

где к - волновое число, - магнитное число Рейнольдса, хс-коррелящошщй масштаб турбулентных движений.

Таким образом, в случае трехмерной турбулентности диамагнитные свойства среды остаются неизменными, и свойства даамагнтизм тем сильнее,' чом больае масштаб магнитного поля. Отсюда следует, что в облаках дзйствитедьно можно ожидать концентрация гнергии магнитного шля в малых масштабах.

Для пространственно неоднородного случая магнитная проницаемость вырагсэется оператором вида

ГГ1- |<Ъс{гоЬ[[1 + -I + -- Р(х')]1/2]}/471|х - х'|

Таким образом, в отличие от однородного случая, гдз ц является числом, в случае неоднородной среда становится оператором, конкретный вид которого зависит от геометрии задачи.

viii. Закличение

Основным результатом диссертации является формулировка модели распространения космических лучей. Показано, что

1. В рамках самосогласованной подели распространения космических лучей характер движения частиц является функцией координат и- момента частиц,- .

2. В модели возникает новый решил распространения частиц -реши убегания частиц на достаточно большом удалений от их источников. Граница области убегания определена как граница гало космических лучей Таким образом, впервые дзео физическое определение гало космических лучей, параметры которого фактически определяются единственным параметром - мощностью источников космических лучей в галактическом диске.

3. Использование данных наблюдений в радио и гамма-диапазонах, а также характеристик потока космических лучей у Земли опредзляет единственный набор параметров модели, и тем. самым существенно уиеньпаэ свободу в подгонке результатов расчетов к данкш наблюдений.

4. Поток излучения гало в радио к гамма-диапазонах составляет существенную часть всего излучения Галактики, и мокзт быть выделен в

- наблюдаемом потоке.

. 5. Распространение космических лучей в Галактике имеет преимущественно диффузионный характер, во всяком случае вблизи ' галактического диска. Характерный масптаб области диффузионного распространения составлет величину 10-20 кпк.

.6. Многие неоднородности в распределении диффузного излучения могут быть связаны с областями локального ускорения частиц в межзвездной среде. В частности, определены параметра спектра злекгроно

ускоряемых Еблиэи ударного фронта. Результаты расчетов применены для интерпретации радиопетли Loop in.

7. В связи с проблемой происховдекия неотовдествленкых гамма-источников анализ уравнений, описывающих поведение заряженных частиц в окрестности плотных облаков нейтрального газа показал, что там возможно усяораниа электронов на ИГД турбулентности, создаваемой протонами космических лучей.

8. Ускорение частиц возможно под действием турбулентности нейтрального газа. Фактически предложен новый механизм ускорения -в межзвездной среде.

9.Рассмотрены вопросы происхождения позитронов и антипротонов космических лучей в Галактика. Предяогэна модель генерации этих частиц в молекулярных облаках, которая достаточно успешно объясняет особенности их спектров.

10. В связи с цроблс.чоГ! ускорения частиц в облаках нейтрального газа рассмотрен вопрос о поведении крупномасштабного магнитного поля в среде с трехмерной турбулентностью. Корректное рассмотрите задачи позволило оценить диамагнитные свойства такой срсдн.

IX. СШСОК ЛМТЕРАТУТЫ

1. Гинзбург В.Л., Сыроватский С.И., Происхождение космических лучей.-

М.. Л.. Изд-во АН СССР, 1963.

2. Гинзбург В.Л., Теоретическая физика и астрофизика.-М., Наука, 1937.

3. Березинский B.C.,. Буланов С.В., Гинзбург В.Л., Догель В.А., Птускин

B.C.., Астрофизика космических лучей (под ред. В.Л.Гинзбурга) М..Наука, 1-е издание - 1984; 2-е издание (расширенное и дополненное) - 1990 ; см. также английский перевод Astrophysics

of Cosmic Bays, North Holland Co. 1991).

4. Burton W.B., Ann.Rev.Astron.Astrophys., 1976, v.14, p.275.

5. Burton W.B., Origin Cosmic Ray Syтр., Proc. IAU Symp.No 94,/,

Bologna, 1930./,

6.Stephens S.A., Badhvar G.D., Astrophye. Space Sei., 1981, v.76, p.213.

7. Bloemen 3.B.G.H., Astron.Astrophys., 1985, v.145, p.391.

8. Bloemen J.B.G.M., Ann.Rav.Astron.Astrophys., 1989, v.27, p.469.,

9. Гинзбург В.Л., Догель в.А., УФН, Некоторые проблемы гамма-астрономи

1989, т.158, с.3-58.

10. Doglel V. А., Ginzburg V.L.., Space Sei.Rev., Some Problems of

ватта-Astronomy, v.49, p.311-383.

11. Doglel V. A., Gurevlch A.V., Zybin K.P., Astron.Astrophys., Kinetic

Theory of Propagation and "Kun-A'ay" of Galactic Cosmic Rays. 199 submitaed.

12. Dogiel V.A., Gurevich A. v., Zybin K.P., Astron.Astrophys., Kineti

Theory of Propagation and "Яип-Луау" of Galactic Cosmic Rays. II.Self-Consistent Hödel. 1992, submitted.

13 Топтыгин U.K., Косипчесниэ лучи в ыэгшшвтшлс магшгашя по ляг, II., Наука, 1033.

14. Бкеов A.M., ТОПТКГПН И.Н., ЖЭТФ, 1990, Т.98, С.1255.

15. Kulsrua Р..И., Paarce W.F., Astrophys. J., 1969,-v.156, p.445.

16. Федоренко В.Н., Препрзпт К 765, ЛОТ, 1983.

17. Droitschvcrdt D., НсКэnzie J.P., VolJc II.J., Astron.Astrophye., 199

V.24S, p.79.

IS. \;entSGl D., ffln.Rev.Astron.,\str ophy a., 1974, v.l>,, p.71.

19. Цатович В.Н., Теория турбулентной плазма, И., Атомиздат, 1971.

30. Syrovatskii S.I., Comments Astrophya,Space №ys., 1971, v.3, p.155

21. Ginzburg V.L., ins The Early Yearn of Radioastronnay, (ed.

К.T.Sullivan), Casibridga Univ.Press, 1984.

22. Ginzturg V.t,., in: Essays on Particles and Fields, KGK Ifencn

Testchrift, 19S9, Iniian Academy of Cciencca, Bangalore, p.103.

23. Гинзбург В.JI., УФН, 1953. т.51, с.343.

24. floerd&n van (ed.),Proc.Ii\Y syap.Ho 31 "Radio Astronomy and the

Galactic System", Academic Ргезв, 1967.

is. Буланов C.3.. Догель В.А., СнроватскяП С Л!., Кошкч.ксслзд.,

Злзктропная когязонеятз космических лучай, 1975, т.хз, C.787-7SI.

36. Ginzburg v.L., Vtu.3ltiri V.S., Rev.Kod.Phys., 1976, v. 18. p.lfil. П. Webster 2WS., Н1ТОД.З, 1975, v.175., p.243.

:3. Bulanov 3.4., Syrovatskii S.I., Dogiel V.A., Aatrophya.Spaco Soi.,

Cosmic Tiny Electrons In the Galactic Radio Salo, 197S, v, 44, p.255-256.

!9. Eksrs R.D., Sancisi R, , Astron.Astrophyn., 1S77, V.R4, p.973. 10. TJlslebinski Г.., von Kap-iiarr A., Aatron.Astrophys. , 1977, v.59, p.L17.

S2

31. Beck P.., In:ТЛе Interstellar Dlsk-Ilalo Connection in Galaxies,

Proc. IAÜ Symp llo 144 (6d H.Bioemen), 1990, p.267.

32. Dogiel V.A., Proc 16 ICRC, To the Question of the Nature of

Relatiristic Electron Itotion in a Galactic Halo, 1979, v.2,'

I -

p.143-147.

33. C.B.Буданов, В .-Л .Догель, Изв АН СССР, сер.физич., 1э7э т.4з, с. 247

34. Догель В.А., Изв.ВУЗ'ов "Радиофизика", Космические лучи в

Галактике, 1887, т.зо, с. I87-IS8.

35. Догель В.А., Сб.статей, посвященный 70-летиз В.Л.Гинзбурга,

Галактическое гало, 1989, И..Наука, с.487-492»

36. Dagial V.A., In: The interstellar disli-halo connection in galaxies

Proc IAU Symp.Ho 144 (ed H.Bloeaan), The Cosmic Ray Halo: Insight from Gairjoa Rays and Cosmic Ray Observations, 1990, p. 175-186.

37. Dogiel V.A.„ Proc.21 ICEC, Cosmic Gamm Rays up to 300 GeV, 1990,

v,ll, p. 1-22.

38. Breit- -towerdt D., MoKanzio J.Г., Volk И.J., In: Intestellnr

Hagnetic Fields, (eds.R.Back and K.Grave) , 1SB7, ileidelbarg, p.13

39. SuXumar S., Velusamy Т., MHKAS, 1S85, v.212, p.367.

40. »lerner W., Astron.Astrophys. ,1988, v.201, p.l.

41. Huraaal E., Dettmar R.-J., Aotron.Astrophys., 13SC,v.236, p.33.

42. Ишшз1 E., Dahles M., van der Hülst J.H., Sukuaar S., - Astron,Astrophya., 1990, v. ,p.

43. Еуланор C.B., Догель В.А., Сыровагский с.И., Коаим.есслед., 1972, "Т.10, с.532.

44. Jones F.е., Astrophys.J., 1979, v.229, p.747.

45. Prishchep V.L., PtuskinV.S., Proc.16 ICRC, 1979, v.2, p.137.

46. Freedaan I., Giler M., Kearsey s., Osborne J.L., /Ü3tron.Aatrophyc.

1?C9, V.S2,- p.110. .

47. Kota j., ownna A.J., igsfbeaa^sbra^iiga., 1S80, v.237, p.314.

вз. Догшэ В.Л., Коваленко В.Е.. Шрнкеп В.Л., Письма п.AS, Электронная аетсовезиа космических яучс-й а дайЕузшЕЕр-коазсктавной модели, 1S33, т.е. с.633-099.

49.15iv;iel V. A., Kovalt-ti&o V.M. , Prlehchep V.L., Proc.17 ICRC,

Comrc-.ctiva Ouctlcv cf eocT>ic. етяуг from the Galaxy and Sackgrouncl 10™,I,?.-!, p..435-^3. 5-9, bcerci X., Sebllclcsisor R., ftatroa.AEtrophye., 1S32, v.10?, p. 143. 51. eo^i-el v.A., itoraicmkc» V.M., Proc. 13 1СГС, Statistics*

Jleculcratlen of Electrons in tbs Gnlactic Halo, 1903, v.2, p.310-

32. Бйумэя Дз.Б.Г.К., Догель З.Д., Дергая в.Л., Птусниа B.C., Изя.АН СССР, сер.Сззич., йоцвект1ЕНо-диФ5узюшая модель распространения протойго-ядедаой кошавенш космических лучей в Галактике, 1991, т.ез, с .2052-2055.

53. 31oc.aen J.B.G.K., Ci-.'-'lei ',\Л., Daraan V,b. Ptuskin 7.3.,

Aatrcn. Aetrophys., G.ilncCic Diffusion end l/inJ WociaJs of Cosnic-itoy Transport, I. Insight from Ctt Corpozitlon Studies ai.rf г Observations, 1992, submitted.

54. trofel J.p., int Cenesia cM Prcp*ffstlcn cf Cr.cslс Rays, (eds.

K.H.Shapiro an4 J.P.ITefOl) 1223, Rsi«£ol, Csrdrecht, p.l.

55. Sirpson J.Д., Garcia-Xunoz ti., Epsea Bol.Eev., ISOB, v.4,5, p.205.

56. llaysr~Rat3ccji-.K-.der '!., rcr.nctt K., Bignaal tt.F. ct al.,

f.strcn. Astrcphys., li>82, v.103, p.164.

37. Догель В.Л., Урнсон Л.В., Письма в АЯ, Прсгкгоздеишз позитронов кошнчэсках лучей я у-излупаняя Галгхетзо » ДЕФЭуозонаои модели, I5SG, т. 12, о.езмя,

53,Doglei V..\., Uryson X.V., Astron.Astrophys..Cosmic Ray Spectra and Galactic Diffuse CamaaRay Emission, 1988, v.197, p.335-344.

59. Blochen J.B.G.M., Reich Р., Reich W., Schliclcsizer R.,

Astron.Astrophy3., 1908, v.201, p.88.

60. Борежко Е.Г., Елпшн B.K., Крымский Г.©., Петухов С.И., Генерация

космических лучей ударныш волнами, Новосибирск, Наука, 1988.

61. Птускин B.C., ХазанЯ.М., Астрон.иурн., ¿931, t.gs, с.959.

62. Hirabayashi И., Publ.Astron.Soc.Japan, 1974, v.26, р.263.

оз. Седов Л.И., Методы подобия и размерности в механща, H..IS67. 64. Догель В.А., Шаров Г.С., Изв.АН СССР, сер.Сизич.,

1987, т.31, с.1602-1805. 65i Догель В.А., Шаров Г.С., Письма в AK, Возбувдение ЬГД-волн в

окрестности гигантских молекулярных олаков, 1985, т.н.с.816-824.

ее; Dogiei V.Д., Curevich A.V., Istoraln Ya.H., Sharov C.S., Zybln K.P. Proc.of tho Joint Varenna-Abastumani Intern.School and Workshop "Plasma Astrophysik", Problems of Cosmic Ray AccclcrstIon in Gla Holecular Ciouds, 1986, p.207-29S. 67. Догель В.А., Шаров Г.С., Препринт ФИАН й 35, Некоторые модели

ускорения частиц в гигантских молекулярных облаках, 1985, 30 стр. Б8. Morfill G.E., MNRAS, 1982, V.19S, р.583.

69. Barson R.B., MNRAS, 1931, V.194, р.В09.

70. Гурович A.B., Догель В.А., Знбин К.П., Истомин Я.II., Препринт ФИАН.

К 231,Гигантские молекулярные облака в Галактика, IS85, 72 стр.

71. Гуревич A.B., Догель В. А., Зыбин К .П., Истомин Я.Н., Письма в АК,

Турбулентность нейтрального газа гигантских молекулярных облаков как источник ускорения заряженных частиц, 1985, т.н. с.675-685.

72. Dogiel V.A., Curevich A.V., Istomin У a.'.I,, Zybtn K.P., KNRAS, On

Relativistic particle Acceleration In tfolecular Clouds,4387,v.22 p.843-868.

73. Догель В.Д., Шаров Г.С., Письма в АХ, Генерация антипротоЕОВВ

гигантски молекулярных облаках, 1583, т.и, с.417-424.

74. Догель В.Л., Шаров Р.С., 1!зв АН СССР, сер.фиэкч.,Генерация

вторичных частая в .'кшкуляршх облаках, 1988, т.52, с.2312-2316.

75. Dogiel V.A., Sharov C.S., Proc.21 ICRC, Specifitiea of CR

Generation and of Gamma Шу Emission inside Molecular clouds, 1990, v.4, p.l(>9~112.

76. Dogiel Y.A., Sfcarov G.S., Aetrcn.Astrcphys.,Hanifastations of

Cosmic Ray Acceleration in Glsr.t Holecular Clouds, 1990, v229,' p.253-271.

77. BacJhwar G.D., Stephens S.A., Golden R.L., rhys.Rav.D, v.IS, p.8

78. Stephens S.A., Astrophys.Space Sci., 1981, v.75, p.213.

79. Зельдович Я.В., ЮТ5, 1956, т.31, с.154..

зо. Авдеев В.И., Догель в.А., Долгов О.В., ЗКЭТФ, Диамагнетизм

турбулентной плазш, IS89, t.ss, C.8S5-89I. BI. Вайнзтейн С.И., ЗШГ, 1971, t.i, с.12.

82. Dogiol V.A., Hayer C.J., Osborne J.L., Proc. 18 ICRC, Tfte Energy

Sp-.ctrun of Cuzrnic nays In Rsdlo Loop III, v. 2, p. 165-163.

83. Cogl«I "s'.a. , Klraly P., Freodmn 1., Wolfendalc A.H., Froc IS ICRC

Can Cosmic Ray.3 Ba Accelerated in Collapsing Molecular Clouds? v.2, р.29я-295.