CC BY
36
2012 ВЕСТНИК САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКОГО УНИВЕРСИТЕТА Сер. 4. Вып. 2
КРАТКИЕ НАУЧНЫЕ СООБЩЕНИЯ
УДК 530.1
А. Г. Сыромятников
ВОЗМОЖНЫЙ МЕХАНИЗМ ГЕНЕРАЦИИ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
Космические лучи на 90 % состоят из электрически заряженных протонов и несут электрический ток. Генерация электрического тока в нейтральной межзвёздной среде здесь рассматривается по аналогии с известным эффектом генерации электрического тока в плазменном факеле [1] при фокусировке радиоволн на диэлектрической мишени. Генерируемые токи характеризуются резкой анизотропией. Прямая генерация электрического тока в галактической структуре возможна также в результате действия когерентного излучения мазеров, располагающихся по краям некоторых туманностей [2]. Дополнительное ускорение частиц производится по известным механизмам. Источниками могут быть и рентгеновские барстеры — вспыхивающие с интервалом повторения вспышек от нескольких минут до нескольких десятков часов [2]. Время развития вспышки 0,1-5 с, время затухания 3-100 с. Большинство барстеров расположено в пределах 30° от направления на галактический центр, что свидетельствует об их принадлежности к сферической подсистеме Галактики. Абсолютная рентгеновская светимость барстеров во время вспышки 1037-1038 эрг/с, полная энергия излучения за это время в рентгеновском диапазоне 1038-1039 эрг [2]. Между вспышками барстеры являются медленно меняющимися рентгеновскими источниками на два порядка меньшей светимости и энергией фотонов меньше 15 кэВ. Радиус излучающей области оценивается в 10 км. Для трёх барстеров наблюдались как рентгеновские, так и оптические всплески излучения (с запаздыванием 3 с). Принято [2], что барстеры представляют тесную двойную систему из красного карлика и нейтронной звезды. Рентгеновское излучение барстера в спокойной фазе обусловлено выделением гравитационной энергии вещества, аккрецируемого нейтронной звездой. По теории [2], в момент загорания водорода или гелия аккрецируемого слоя развивается тепловая (гелиевая) вспышка, приводящая к лавинообразному выходу энергии за короткое время в виде рентгеновского излучения. Кроме того, обнаружены несколько гамма-барстеров, источников кратковременного гамма-излучения в созвездии Орла и др. В применении к генерации галактического излучения необходимо отметить столь же резкую анизотропию долготного распределения галактического гамма-излучения [2] (энергии более 70 МэВ) в полосе широт ±10° (рис. 1).
Постановка задачи. Генерация токов происходит в диапазоне углов от 32 до 104° от оси анизотропии [1]. В [1] приведены также зависимости тока, проходящего через
© А. Г. Сыромятников, 2012
3
— М
Рис. 1. Долготное распределение галактического гамма-излучения [2] За (энергии более 70 МэВ) в полосе широт ±10° в сопоставлении с распределением галактических токов по фундаментальной модели спиновой «восьмёрки», построенной от линии среднего уровня гамма-излучения:
1 — Паруса-Х; 2 — ось анизотропии для «восьмёрки»; 3 — галактический центр; 4 — Лебедь-Х3
0
200-160-120 -80 -40 0 40 80 120 Галактическая долгота
кольцевые поверхности, расположенные вдоль оси исходного падающего потока излучения, образующей ось анизотропии. Теория [3, 4] позволяет определить распределение таких токов по углам, отсчитываемым от оси анизотропии. Обратные токи, распространяющиеся в направлении падающего излучения, ограничены предельным углом 104°. При наблюдении галактического излучения имеется возможность измерения его интенсивности только на единицу поверхности, а не через кольцевые поверхности. Поэтому прямое сопоставление теории с наблюдаемыми явлениями в настоящее время не представляется возможным. Тем не менее, исходя из симметричности распределения токов вдоль кольцевой поверхности, что имеет место в [1], можно считать это выполненным и для галактического излучения. Тогда сопоставление тока через кольцевую поверхность по теории в пересчёте по галактической долготе и интенсивности излучения на единицу этой поверхности становится более определённым. Ниже для уяснения задачи в такой постановке дополнительно обработан импульс дискретного источника излучения — рентгеновского барстера в зависимости от времени. За время импульса, согласно теоретической модели, вектор тока пробегает тот же диапазон углов во внутреннем конфигурационном пространстве, что и участок галактических долгот. Следует заметить, что имеется большая неопределённость при задании оси анизотропии, так как в общем случае положение источника падающего излучения заранее неизвестно. Ось анизотропии может быть определена только в конце по результатам сопоставления углового распределения наблюдаемой интенсивности излучения и теории.
Сводка результатов. Ось анизотропии при удовлетворительном согласии между распределениями гамма-излучения галактического центра и спиральных рукавов, с одной стороны, и токов — с другой, определена по галактической долготе 278° (—80°), что находится вблизи самого мощного внегалактического источника Паруса-Х (это туманность с пульсарами, образовавшаяся после взрыва сверхновой). По всей видимости, именно оттуда в нашу Галактику поступает исходное гамма-излучение, преобразующееся затем, согласно модели [3, 4, 8], в электрически заряженные космические лучи, которые и приводят к наблюдаемому диффузному галактическому гамма-излучению. В проекции галактической плоскости на плоскость эклиптики ось анизотропии имеет прямое склонение а = 262 + 265°.
Фундаментальная модель «восьмёрки» генерации электрических токов [1] следует из закона сохранения спина классического векторного поля как уравнения динамики для спиновых ударных волн [3], но имеет применение и к квантовым спин-флип процессам с переворотом спина [5]. «Восьмёрка» строится по авторскому методу.
Два пика «восьмёрки» в области 310° (—50°) и 335° (—25°) галактической долготы сильно ослаблены, по-видимому, из-за сильного поглощения в ветвях спиралей. Конечно, это может происходить и в силу исходного допущения из-за неоднородности плотности тока. В остальном можно констатировать хорошее согласие теории с наблюдаемым распределением гамма-излучения. Среднеквадратичное отклонение теории от наблюдаемого распределения гамма-излучения без учёта поглощения 5 %, а с учётом поглощения — 1,6 %. Чувствительность сцинцилляционного детектора [2] — 1 %. Угловое отклонение по восьми характерным точкам 0,3° ± 1,34° находится в пределах разброса по теории.
На рис. 2 построен импульс рентгеновского барстера МХВ 1730-335 обычного 1-го типа (запись вспышки осуществлена аппаратурой ИСЗ «Астрон» в 1983 г. [2]) в сопоставлении с импульсом тока фундаментальной модели «восьмёрки» спиновых ударных волн, отложенным от фона 28 отсчётов за 0,83 с. Барстер расположен далеко от галактической плоскости. Поэтому поглощением в структуре Галактики можно пренебречь. Как видно, согласие генерируемых токов (теория) с излучением в пределах ±1 % достаточно точное. Горизонтальная линия определяет средний уровень рентгеновского импульса. Закон сохранения спинового углового момента в рентгеновском диапазоне выполнен в реальном времени. Обнаружение спиновых ударных волн электромагнитной природы в полосе частот гамма-излучения можно рассматривать как открытие.
Обсуждение результатов. Несомненным достоинством подхода, предложенного в [3, 4, 8], служит экспериментальное подтверждение в диапазоне галактических долгот 278-20° справедливости закона сохранения спинового углового момента как части полного углового момента. Это обусловлено тем, что в рассматриваемых процессах с переворотом спина на фронте спиновой ударной волны интегральное сохранение спина выполнено за счёт расширения класса решений в обобщённых функциях скачков. При таком подходе преодолеваются известные трудности с резким пиком дифференциального сечения реакции рр и др. с переворотом спина при малом переданном импульсе. Сохранение спина в обычном подходе [6] без учёта спиновых ударных волн требует за-нуления сечения рассеяния вперёд. В процессах с двойным переворотом спина этого не требуется, но трудности остаются. Вместе с тем остается открытым вопрос выхода гамма-излучения в диапазоне долгот 20-40° на спаде потока фотонов. Интегральный поток рассеяния вперёд при низких энергиях от 100 МэВ определяется правилом сумм Дрелла—Хирна—Герасимова [6]
выражающим аномальный магнитный момент мишени (протона) кт через интеграл от сечений поглощения поляризованных фотонов со спином, соответственно параллельным ар и антипараллельным а а спину мишени. Правая часть формулы (*) равна 205 мкб [6]. Учёт высокоэнергетической области до 1 ГэВ даёт добавку к левой части формулы (*) порядка 70 мкб [6]. При обсуждении этого вопроса в галактических масштабах (см., например, [3]) может быть существенным влияние гравитационных эффектов структуры кручения пространства-времени. Дело в том, что по твёрдому убеждению автора, главный эффект кручения состоит во вкладе в аномальный магнитный момент. Для нейтральных бозонов Стандартной модели в рамках ККТТ (конформной калибровочной теории тяготения) [3, 8-11] это именно так, поскольку все перекрёстные кинетические члены действия, обусловливающие, как известно, аномальный маг-
оо
0
Рис. 2. Импульс рентгеновского барстера МХВ 1730-335 1-го типа в сопоставлении с импульсом тока фундаментальной модели «восьмёрки» спиновых ударных волн, построенным от фона 28 отсчётов за 0,83 с:
жирная линия — теория, тонкая — эксперимент
оо о"
я
о
3
я у
«
m <N
40-
0 -T, с
нитный момент нейтральных бозонов, ушли в добавки к гравитационному действию конформной калибровочной теории тяготения, квадратичные по следу кручения. Действие эффектов кручения по известным оценкам константы связи, а также в реакции рождения мюонных струй на тэватроне [7], выходящей за пределы применимости хро-модинамики [7], приводит к специфическому эффекту вмороженности псевдовектора кручения в спин, когда свободное действие мюонного торсиона (опосредованного псевдовектором кручения) сужено до 1 % массы, что обусловливает существенные ограничения для его самостоятельного перемещения. Тем не менее этого 1 % достаточно для динамики. Точное решение уравнений движения на удалении от фронта волны кручения с переворотом спина имеет вид монополя, движущегося со скоростью света, что позволяет рассматривать его в качестве обобщённой спиновой ударной волны. Во взаимодействии с электронами эти эффекты исчезающее малы. В применении к рассматриваемой задаче выход фотонов на участке галактических долгот 20-40° по виду правой части формулы (*) с аномальным магнитным моментом может быть обусловлен структурой кручения. С другой стороны, калибровочная теория динамического кручения приводит к сохранению тетрадного спина (сводящегося к спиновому моменту в пределе нулевого кручения). Это очень хорошо соответствует полученному результату и может рассматриваться как его обобщение, когда спин получает добавку за счёт псевдовектора кручения. Кроме того, рассмотрение элементарного акта рассеяния псевдовекторной частицы (мюонного торсиона) на фотоне в борновском приближении приводит к увеличению диапазона рассеяния на те самые 20° галактических долгот на спаде диффузного распределения галактического гамма-излучения.
Литература
1. Генерация нелинейных волн и квазистационарных токов в плазме. Труды ИОФАН. Т. 16. М.: Наука, 1988. 168 с.
2. Физическая энциклопедия / гл. ред. А.М.Прохоров. М.: Сов. Энциклопедия, 1988. Т 1. 704 с.
3. Сыромятников А. Г. Метод самосогласованного поля в задачах нелинейной динамики. СПб.: ВИКА, 1993. 79 с.
4. Syromyatnikov A. G. On spin shock-waves // Physical vacuum and a New interaction in nature: Int. workshops. Zvenigorod, 1994. P. 78.
5. ПрошинЮ. Н., Усейнов Н. Х. Магнитный пробой с переворотом спина // Усп. физ. наук. 1985. T. 165, № 1. C. 41-87.
6. Де Альфаро В., Фубини С., ФурланГ., Росетти К. Токи в физике адронов / пер. с англ.; под ред. Ю. В. Новожилова и Л. В. Прохорова. М.: Мир, 1976. 670 с.
7. Altonen A., Artikov A., Budagov J. et al. Mesuarement of correlated bb production in pp collisions at vs = I960 GeV // Phys. Rev. (D). 2008. Vol. 77. 072004.
8. Сыромятников А. Г. О происхождении тяжёлых лептонов // Физическая мысль России. 1997. № 1. С. 10-44.
9. Сыромятников А. Г. Проблема калибровочной инвариантности в теории поля с динамическим кручением // Теор. мат. физика. 1991. T. 87, № 1. C. 157-160.
10. Сатаров А. Г., Сыромятников А. Г. О некоторых особенностях двух подходов к аффин-но-метрической теории гравитации // Теор. мат. физика. 1992. T. 92, № 1. C. 150-153.
11. Сыромятников А. Г. Взаимодействие в квантовых гравитирующих системах // Вестн. С.-Петерб. ун-та. Сер. 4: Физика, химия. 2009. Вып. 4. С. 410-425.
Статья поступила в редакцию 29 октября 2011 г.
