Delist.ru

Космические лучи ультравысоких энергий как инструмент астрофизических исследований (31.01.2008)

Автор: Урысон Анна Владимировна

На излучение частиц и образование кластеров могут влиять следующие причины. Во-первых, как следует из работы (Pyatunina T.B. et al.) // astro-ph/0502173. 2005), космические лучи ускоряются в источнике квазипериодически с периодом (4 - ~25) лет со сравнительно короткой продолжительностью активного состояния. Во-вторых, на излучение частиц влияет меняющаяся, в пределах от ~0.01 до 0.1, доля протонов (ядер) в составе плазмы в джете или в области, где происходит ускорение частиц. (Такое изменение доли протонов по сравнению с составом плазмы, который рассматривается в литературе, не противоречит результатам (Железняков В.В., Корягин С.А. // Письма в Астрон Ж. 2002. Т.28. С. 809).

Переменная активность источников, так же как уменьшение и увеличение доли протонов в джете, выглядит как “выключение” и “включение” источника. Это может быть причиной того, что за 10 лет работы на установке AGASA были зарегистрированы только дублеты и один триплет и не были зарегистрированы кластеры с боль’шим числом частиц.

Оценки частоты регистрации частиц, на основе которых сделаны эти выводы, получены без учета реального времени, в течение которого установка регистрирует излучение от источников. Кроме того, не учитывался отбор ливней по полярному углу прихода. Вследствие этого, возможно, регистрируется не более половины интенсивности излучения источника. Поэтому для дальнейшего исследования кластеров необходимо учитывать реальное время регистрации космических лучей и эффективность отбора ливней.

Перечислим, в дополнение, полученные нами предсказания модели, в которой частицы излучаются лацертидами с максимальной энергией 1027 эВ (Kardashev N.S. // Monthly Notices Roy. Astron. Soc. 1995. V.276. P.515). Если частицы излучаются изотропно, то их ожидаемые потоки слишком низкие - установки с площадью S~100 и 1000 км2 зарегистрируют из области повышенной плотности источников не более 10-7 и 10-6 частиц/год, соответственно. Если они излучаются направленным пучком, то предсказываются слишком высокие потоки. Так, на установке с S~10 км2 будет зарегистрировано ~106 частиц/год от одного источника, что противоречит данным измерений. Как показано в четвертой главе, модель с такими параметрами не описывает и энергетические спектры космических лучей ультравысоких энергий.

Выводы пятой главы таковы. Модель, в которой источниками космических лучей ультравысоких энергий являются активные галактические ядра, объясняет существование кластеров частиц. Кроме того, данные о космических лучах ультравысокой энергии могут служить тестом для моделей активных ядер-источников частиц.

В шестой главе рассматривается еще одно следствие ГЗК-эффекта - электромагнитные каскады, которые космические лучи инициируют в межгалактическом пространстве (Hayakawa S. // Progr. Theor. Phys. 1966. V.37. P. 594; Прилуцкий О.Ф., Розенталь И.Л. // Изв. РАН. Сер. физ. 1969. Т. 33. С. 1776). Попытка обнаружения гамма-излучения, рожденного в таком каскаде, в области энергий E>350 ГэВ была предпринята в работе (Акеrlof C.W. et al.) // Astrophys. J. 2003. V.586. P.1232), но найдено оно не было.

В нашей работе получены оценки интенсивности гамма-излучения с энергией E(1014 эВ, образованного в межгалактических каскадах. Эта область энергий выбрана по следующей причине. Вселенная практически прозрачна для квантов с энергией E(1014 эВ, поскольку вероятность их взаимодействия с фоновыми излучениями минимальна (Gould R.J., Schreder G.P.) // Phys. Rev. 1967. V. 155. P.1408), и гамма-кванты не поглощаются в межгалактическом пространстве. Поэтому можно ожидать, что в этой области энергий интенсивность гамма-излучения максимальна, если источники частиц расположены достаточно далеко от нас (в этом случае каскады успевают развиться).

Гамма-излучение такой энергии может рождаться в других процессах. Во-первых, оно образуется в Галактике во взаимодействиях космических лучей энергий E<1015 эВ с межзвездным газом. Во-вторых, гамма-излучение этой энергии генерируется в пульсарах. В третьих, источниками гамма-излучения могут быть активные галактические ядра. Гамма-излучение, рожденное во взаимодействиях космических лучей с межзвездным газом, максимально в плоскости галактического диска. Если излучение испускают отдельные источники на небесной сфере, то в интенсивности ливней наблюдаются пики в направлении на эти источники. По таким признакам можно выделить излучение, генерированное в Галактике, и излучение от точечных источников. Вклад в гамма-излучение от неразрешенных источников оценивается теоретически.

Основные черты каскадного процесса описаны в книгах (Озерной Л.М., Прилуцкий О.Ф., Розенталь И.Л. // Астрофизика высоких энергий, М. Атомиздат. 1973; Березинский В.С. и др.; под ред. В.Л. Гинзбурга. // Астрофизика космических лучей. М. Наука, 1990).

Космические протоны ультравысоких энергий взаимодействуют с реликтовыми фотонами в реакциях

p+(rel(p+(0, p+(rel(n+(+. (7)

Рожденные пионы дают начало электронно-фотонной компоненте

(0(2(, (+((++(, (+(e++(+(, (8)

которая порождает каскад на фотонах фонового излучения (b в последовательном цикле реакций рождения пар

(+(b( e++e- (9)

и обратного комптоновского рассеяния

e+(b(e(+((. (10)

Вклад других процессов в развитие каскада в рассматриваемой области энергий незначителен.

Процесс рождения пар – пороговый, он возможен, если энергия фотона E(>Et, где пороговая энергия Et равна

Et =(mc2)2/(b (11)

(здесь mc2=0.5 МэВ - масса электрона, (b – энергия фонового фотона).

Сечение процесса (7) приведено в работах (Stecker F.W.) // Phys. Rev. Lett. 1968. V.21. P.1016; Particle Data Group // Phys. Rev. 2002. V. D69. P.269), процессов (9), (10) - в книге (В.Л. Гинзбург // Теоретическая физика и астрофизика, М. Наука, 1990).

Энергия вторичного электрона в (9) или рассеянного фотона (( в (10) почти равна энергии первичного электрона или фотона: Ee(E( , E(((Ee, а энергия второй частицы сравнительно мала: Ee(Ee((Et. (Поясним, что в процессе (9) Et – это пороговая энергия, с которой начинается рождение пар. В процессе (10) энергия Et – это граничная энергия, ниже нее сечение рассеяния постоянно и равно томсоновскому (T(6.65(10-24 см2, а выше нее уменьшается с энергией как ~1/(E(b).)

Развитие каскада могут нарушать межгалактические магнитные поля, так как в них электрон теряет энергию на синхротронное излучение. Мы оценили величину поля, в котором синхротронные потери несущественны. Для электронов с энергией E(1020 эВ развитие каскада не нарушается в магнитном поле B<5(10-10 Гс при рассеянии на радиофотонах, и в поле B<10-11 Гс при рассеянии на реликтовых фотонах. Для электронов с энергиями E(1014 – 1017 эВ развитие каскада не нарушается в магнитном поле B<2(10-8 Гс. Наконец, для электронов самых низких энергий E(1014 эВ, которые мы рассматривали, синхротронные потери несущественны в магнитном поле величиной B<5(10-6 Гс.

По литературным данным величина межгалактического магнитного поля составляет B<10-9 Гс (Blasi P. et al. // Astrophys. J. 1999. V. 514. P.L79), в некоторых областях межгалактического пространства B<10-11 Гс (Dolag K. et al. // Pis’ma v ZhETF. 2004. V.79. P.719). Таким образом, магнитное поле во внегалактическом пространстве не нарушает развития электромагнитного каскада.

Результаты измерений интенсивности внегалактического радиофона приведены в работе (Clark T.A. et al., // Nature. 1970. V.228. P.847). По данным этой работы энергия радиофотонов не менее (b(2(10-8 эВ, их плотность равна nb(0.1 см-3. По теоретическим оценкам (Protheroe R.J., Biermann P.L.) // Astropart. Phys. 1996. V.6. P.45; erratum, ibid. 1997. V.7. P.181), сделанным с учетом эволюции источников радиоизлучения, радиофон существует и при значительно более низких энергиях (b(4(10-10 эВ, плотность фотонов при этой энергии составляет nb(1 см-3.

Мы анализировали развитие каскада в двух случаях: (I), когда фоновое радиоизлучение определялось по данным измерениям, и (II), когда радиофон соответствовал теоретическим оценкам. Цель нашего расчета – определить долю ливней, инициированных гамма-квантами с энергией E((1014 эВ в принятых моделях источников и радиофона.

Считалось, что межгалактическое магнитное поле составляет B(10-11 Гс, и синхротронными потерями электронов можно пренебречь. Электроны, дошедшие до Галактики, не учитывались вследствие того, что они сравнительно быстро теряют энергию на синхротронное излучение в галактическом магнитном поле. Кроме того, реакции, в которых рождались заряженные пионы, не рассматривались, поскольку в результате этих реакций позитрон образуется в среднем со сравнительно небольшой энергией и порождаемый им электромагнитный каскад дает несущественный вклад в интенсивность гамма-излучения при E(1014 эВ. В расчете мы принимали, что реликтовые фотоны имеют среднюю энергию (r=6.7(10-4 эВ, их средняя плотность nr=400 см-3. У фотонов высокоэнергетического “хвоста” энергия (t=1(10-3 эВ, их средняя плотность nt=42 см-3. Энергия Et во взаимодействиях (9), (10) с реликтовым излучением равна Et(1014 эВ. В эпоху с красным смещением z плотность реликтовых фотонов была в (1+z)3 выше, а их энергия - в (1+z) раз выше, чем при z=0 (Березинский В.С. и др.; под ред. В.Л. Гинзбурга. // Астрофизика космических лучей. М. Наука, 1990).

Вычисления проводились следующим образом. Генерировались пробеги взаимодействия протонов, электронов и фотонов. Энергии рожденных в процессе (9) электронов были фиксированы - энергия одной частицы выбиралась равной пороговой энергии Et, а энергия второй составляла (E(-Et). В рассеянии (10) электрон с энергией EeEt передавал фотону энергию (Ee-Et). У электрона оставалась энергия (Ee-E(() и Et, соответственно. Судьба электрона прослеживалась до тех пор, пока его энергия не уменьшалась до 1014 эВ.

Оказалось, что диссипация энергии в каскаде в модели (I) существенно ниже, чем в модели (II). Это иллюстрирует рис.2, на котором представлена зависимость средних свободных пробегов квантов от энергии квантов E( в процессе рождения пар, а также рис.3, на котором показаны пробеги электронов разных энергий в процессе обратного комптоновского рассеяния.

Мы получили следующие оценки доли f ливней от каскадных гамма-квантов с энергией E((1014 эВ. В случае моноэнергетического спектра космических лучей в “дальних” источниках эта доля может отличаться в ~40 раз (f(8(10-7, 3(10-5), в зависимости от принятой модели внегалактического радиофона. Для статистики ливней с энергией 1014 эВ Nshower(108 (такова статистика Тянь-Шаньской установки), число ливней, инициированных квантами, равно в случае измеренного радиофона N(I)=80, в случае теоретического радиофона N(II)= 3(103.

В модели лацертид со степенным исходным спектром частиц доля таких ливней составляет f (1.3(10-13. В модели ближних сейфертовских ядер со степенным исходным спектром эти ливни отсутствуют. В этих случаях, при общей статистике ливней ~108, ливни, порожденные гамма-квантами, не будут зарегистрированы. Но и в этом случае исследование не безрезультатно: если N=0, то это означает, что частицы в источниках ускоряются со степенным спектром. Этот вывод представляет интерес для выяснения условий ускорения космических лучей ультравысоких энергий в источниках.

Эти результаты получены при следующих упрощающих предположениях. Мы проводили расчет усредненного электромагнитного каскада, без учета флуктуаций. Мы считали, что каскадные кванты с энергией E(<1015 эВ снижают свою энергию до значения E((1014 эВ, всегда попадают в “окно прозрачности” и не взаимодействуют с оптическими фотонами.

Кроме того, при расчете электромагнитных реакций не учитывалось увеличение плотности и энергии фоновых фотонов в эпоху с красным смещением z. В модели лацертид не учитывался вклад в каскады от источников, расположенных на расстояниях, меньших 500 Мпк. Учет этих факторов приведет к увеличению расчетного числа ливней, инициированных гамма-квантами.

Из результатов этой главы мы делаем вывод, что исследование ливней, порожденных гамма-квантами с энергией E((1014 эВ, дает дополнительную информацию об условиях ускорения космических лучей ультравысоких энергий в источниках. Возможно также, что такое исследование позволит уточнить спектр внегалактического фонового радиоизлучения.

Рис.2. Зависимость среднего пробега кванта в процессе рождения пар от энергии. Крестами обозначены результаты расчета по модели (I), квадратами - результаты вычислений по модели (II).

Рис.3. Зависимость среднего пробега электрона в обратном комптоновском рассеянии от энергии. Обозначения те же, что на рис.2.

В Заключении сформулированы и обсуждаются следующие основные результаты работы.

1. По направлениям приходов ливней отождествлены источники космических лучей ультравысоких энергий. Ими являются активные галактические ядра – сейфертовские с красными смещениями z(0.0092, т.е. расположенные в радиусе около 40 Мпк вокруг нас, и лацертиды. Этот результат получен в предположении, что межгалактические магнитные поля вне галактических кластеров сравнительно слабые - B<10-9 Гс, и поэтому космические лучи, распространяясь от источников, испытывают незначительные отклонения ((30-90). Лацертиды были отождествлены в качестве возможных источников космических лучей ультравысоких энергий также в работах (Тиняков П.Г., Ткачев И.И. // Письма в ЖЭТФ. 2001. Т.74. С.499; Gorbunov D.S. et al. // Astrophys. J. 2002. V. 577. P. L93). Энергетические требования к возможным источникам космических лучей ультравысоких энергий исследовались в работах (Hillas A.M. // Ann. Rev. Astron. Astrophys. 1984. V.22. P.425; Aharonian F. et al.) // Phys. Rev. 2002. V.D66. P.023005). Оказалось, что активные ядра галактик удовлетворяют этим условиям.

Из анализа кластеров частиц ультравысоких энергий получено, что источниками космических лучей являются активные ядра, которые, как показано в астрономических наблюдениях, возможно, обладают переменной активностью.

загрузка...