Россия
Обсуждается возможность синтеза дейтерия при аккреции на пульсары с его последующим испарением из аккреционного диска в дисковом ветре. Также рассмотрен механизм генерации γ-всплесков за счет выброса нейтронов через разлом во внешней коре нейтронной звезды при звездотрясении, вызванном мощной нестационарной аккрецией. Показано, что в подъем, наблюдаемый в спектрах γ-всплесков в области 400 кэВ, может вносить вклад комптоновское рассеяние γ-квантов в линии дейтерия 2,2 МэВ. Спектр рентгеновского фонового космического излучения в области 400 кэВ содержит перепад плотности энергии ~10-5 эВ/см3, что ограничивает обилие дейтерия D/H < 4∙10-5, образуемое γ-всплесками в эпоху разогрева газа в гало галактик z < 1.
дейтерий, пульсары, нейтронные звезды, γ-всплески
Введение
Исследования выявили повышенное обилие дейтерия в квазарах [1], а также значительную долю барионов в межгалактической среде, что ставит под вопрос космологическое происхождение дейтерия и актуализирует поиск его альтернативных источников [2].
Обилие дейтерия в галактике, если он синтезирован в горячей Вселенной, ограничивает долю барионов Ωb ~ 0,03 [3, с. 479]. Исходя из обилия дейтерия в удаленных (z = 2,5) квазарах Ωb ~ 0,02 [1]. Между тем, доля барионов в звездах и горячем межгалактическом газе Ωb ≤ 0,15 [4, с. 81]; по уточненным данным Ωb = 0,18 ± 0,04 [5]; [6], что примерно на порядок выше. Более того, теория гравитационных неустойчивостей применительно к формированию крупномасштабной структуры Вселенной свидетельствует в пользу доли барионов в первичном газе Ωb ~ 1 [3, с. 479].
Кроме того, дейтерий выгорает в горячих звездах [7], которыми являлись первые звезды – сверхгиганты [8], на что, в частности, указывает низкая металличность старых звезд (второго поколения) [9], т.е. дейтерий может иметь не космологический, а более поздний генезис.
Так, модель Ахороньяна – Сюняева (1983) допускает возможность синтеза дейтерия при аккреции на релятивистские объекты (пульсары) с его последующим испарением из аккреционного диска [7]. Во внешней области аккреционного диска пульсаров наблюдается дисковый ветер [10], что может способствовать выносу дейтерия в межзвездное пространство.
Дейтерий также может образовываться при аккреции на нейтронные звезды (НЗ) за счет выброса из поверхностного слоя свободных нейтронов с их последующим захватом протонами аккрецирующего вещества [11]. Шкловский (1977) показал, что выброс нейтронов при звездотрясениях на пульсаре PSR 0531+21 в Крабовидной туманности может объяснять ее свечение и корреляцию между скачками периода и увеличением яркости волокна туманности. Так, поток заряженных частиц в области полюсов пульсара на 2 порядка меньше, чем требуется для свечения туманности [11]. Свечение туманности имеет постоянную и импульсную компоненту, что допускает комбинацию разных механизмов генерации дейтерия.
Дейтерий может формироваться при γ-всплесках. Их энерговыделение 1039 – 1040 эрг, в том числе, связывается с мощной нестационарной аккрецией и выбросом вещества из внутренних слоев НЗ [12, с. 407]. Так, наблюдаются γ-барстеры – тесные двойные системы, включающие НЗ и красный карлик (КК) [12, с. 182].
Длительные γ-всплески ≤100 с объяснимы в рамках стандартной модели аккреции вещества на НЗ критической светимости ~2∙1038 эрг/с. Их может вызывать пролет НЗ вблизи КК, а также сквозь протуберанец, выброшенный при вспышке на КК. На это указывает сопоставимость длительности протяженных γ-всплесков с временем пролета НЗ вблизи поверхности КК и сквозь его протуберанец [13].
Оценки показывают, что короткие γ-всплески длительностью 10 – 100 мс может вызвать падение на НЗ крупных комет с радиусом ядра 10 –
1. Образование дейтерия при аккреции на пульсары
Дейтерий образуется в неравновесных процессах в ходе термоядерных реакций, протекавших как в горячей Вселенной [4, с. 364], так и в современный период [7]. Так, дейтерий синтезирует термоядерное горение водорода р + р → D + е+ + ν [14, с. 104]. Дейтерий также образуется при радиационном захвате свободного нейтрона протоном р + n → D + γ с излучением γ-кванта [4, с. 364].
Дейтерий выгорает в реакциях типа D + р → Не3 + γ. Скорость его горения пропорциональна плотности вещества, а скорость синтеза в реакции р + n → D + γ экспоненциально уменьшается вследствие распада нейтронов [7], т.е. доля образуемого дейтерия чувствительна к плотности среды.
Альтернативой космологическому происхождению дейтерия является его синтез в процессе аккреции на релятивистские объекты (пульсары). Рассматривается возможность образования дейтерия как вблизи поверхности НЗ, так и в аккреционном диске [7]; [11].
Теория аккреционных дисков построена в работах Шакуры и Сюняева (1973, 1976). Пульсары обладают сильным магнитным полем ~1012 Гс [15, с. 181], так что плазма в магнитосфере вморожена в его силовые линии. Во внешней области магнитосферы пульсара давление его магнитного поля сравнивается с давлением аккрецирующего потока вещества [15, с. 359], и газ растекается по магнитосфере. Плазма движется вдоль силовых линий поля, и потоки вещества сталкиваются в плоскости симметрии, высвечивая их [12, с. 33]. При термоядерной вспышке вблизи поверхности НЗ наблюдается слой растекания, как это и предсказывает модель Иногамова – Сюняева [16].
В модели Ахороньяна – Сюняева (1983) в горячем двухтемпературном аккреционном диске, образующемся при аккреции вещества на релятивистский объект (нейтронную звезду, черную дыру) в двойной системе возможно протекание термоядерных реакций с генерацией свободных нейтронов. Нейтроны могут захватываться протонами непосредственно в самом диске и образовывать ядра дейтерия с относительной концентрацией d ~ 10-3. При тепловой скорости частиц ~5 МэВ часть нейтронов может испариться с поверхности диска и будет захвачена протонами в плотных облаках, окружающих диск, либо в атмосфере нормальной звезды-компаньона. В последнем случае звездный ветер может вынести образовавшийся дейтерий в межзвездную среду [7].
Свободные нейтроны образуются в горячей плазме в основном в ходе ядерных реакций с участием гелия 4Не(р, рn)3Не и 4Не(р, 2рn)2D. Сечение радиационного захвата быстрых нейтронов мало. Однако нейтроны может тормозить сильное гравитационное поле НЗ, а также столкновения с ядрами частиц до температуры среды (что повышает сечение захвата). Затем нейтрон может захватить протон с образованием дейтерия 2D и γ-кванта с энергией 2,2 МэВ [15, с. 597]. Время жизни свободных нейтронов ок. 15 мин [4, с. 267], так что их захват может происходить в достаточно плотной среде ≥1016 см-3, как это происходит в атмосфере (фотосфере) Солнца [15, с. 597].
Оценим энергию частиц, необходимую для преодоления гравитации НЗ в аккреционном диске вблизи магнитосферы. Первой космической скорости протонов, вращающихся в диске, соответствует энергия:
ЕI = GМnmр/2r, (1)
где G – гравитационная постоянная; mр – масса протона; Мn – масса пульсара; r – радиус аккреционного диска.
Энергию вылета с круговой орбиты определяет соотношение первой и второй космической скорости VII/VI = √2 при VI = (GМn/r)1/2 [3, с. 474] и соотношении энергий ЕII = 2ЕI. Для вылета требуется энергия Е ≥ ЕII - ЕI = ЕI. Для ядер дейтерия 2D массой 2mр минимальная энергия вылета:
Ео ≥ GМnmр/r. (2)
Диаметр излучающей области пульсаров ≤3000 км [15, с. 181] сравним с диаметром излучающей области при γ-всплесках ~3000 км [12, с. 406], связываемых с НЗ [12, с. 407], соответствует радиусу области r ≤
При различном движении частиц по отношению к направлению вращения (в том числе в противоположную сторону) вылет частиц возможен при энергии Е ≥ Ео + ЕII = 3Ео ≈ 4 МэВ, что сравнимо с оценкой Ео ~ 5 МэВ в модели двухтемпературного аккреционного диска Ахороньяна – Сюняева.
Альтернативой рассмотренному механизму является вынос дейтерия из диска дисковым ветром. Астрофизические объекты, имеющие аккреционный диск, формируют мощные дисковые ветры. У рентгеновских пульсаров поток дискового ветра наблюдается во внешней области диска [10].
Общепринятым механизмом ускорения частиц в излучающей области рентгеновских пульсаров является комптоновское рассеяние фотонов, ускоряющее электроны, которые увлекают протоны плазмы [15, с. 360]. В дисковый ветер может вносить вклад давление света в спектральных линиях тяжелых элементов. Так, звездный ветер горячих звезд ускоряет давление света в резонансных линиях тяжелых элементов [3, с. 67], присутствующих в нем в виде многозарядных ионов [15, с. 587]. В солнечном ветре наблюдается избыток ряда тяжелых элементов, включая пик железа [15, с. 586]. В спектре пульсаров наблюдается рентгеновская линия железа (6,4 кэВ), которая смещается в область 6,5 – 7 кэВ [15, с. 359], чему может соответствовать гравитационное смещение в аккреционном диске η = 0,015 – 0,09.
Дейтерий, образованный в магнитосфере пульсара, может дрейфовать вдоль силовых линий магнитного поля к его полюсам. Давление излучения аккреционной колонки выбрасывает поток вещества на полюсах пульсара [15, с. 360], который может выносить дейтерий в межзвездную среду. Для сравнения, быстрые потоки солнечного ветра исходят из областей солнечной короны, где структура магнитного поля близка к радиальной [15, с. 586], что соответствует структуре линий магнитного поля на полюсах Солнца.
2. Образование дейтерия при γ-всплесках
В γ-всплесках, связываемых с НЗ [12, с. 407], реализуются неравновесные процессы, которые могут сопровождаться синтезом дейтерия (§ 1). В качестве механизма генерации дейтерия, в том числе рассматривается захват свободных нейтронов, выброшенных из поверхностного слоя НЗ, протонами аккрецирующего вещества [11].
Прямым доказательством генерации дейтерия в γ-всплесках явилось бы обнаружение линии дейтерия 2,2 МэВ [7]. Например, при вспышках на Солнце наблюдается задержанная линия 2,2 МэВ, связываемая с образованием дейтерия [15, с. 597]. Вместе с тем, излучаемые при генерации дейтерия γ-кванты могут рассеваться на свободных электронах, что сглаживает их спектр. Так, в магнитосфере пульсаров (излучающей области при γ-всплесках) эффективно комптоновское рассеяние фотонов на свободных электронах [15, с. 359].
Линия дейтерия, образуемого при радиационном захвате нейтрона, может наблюдаться в газе плотностью ≥1016 см-3 при выполнении критерия:
θ = σn/ασт >> 1, (3)
где σn – сечение радиационного захвата нейтрона; σт – томсоновское сечение электрона; α – степень ионизации газа.
Параметр θ = f(Т) зависит от температуры и критерий θ >> 1 может выполняться для слабоионизованного газа с температурой <105 К. Так, степень ионизации газа зависит от температуры α = f1(Т) и резко повышается при Т ≥ 105 К согласно формуле Саха [15, с. 421].
Сечение радиационного захвата нейтронов σn = f2(Т) также зависит от их температуры. Сечение рассеяния нейтронов на ядрах частиц на 2 порядка выше сечения поглощения [17, с. 1103]. За счет рассеяния на ядрах частиц нейтроны замедляются до тепловой энергии частиц среды [17, с. 1137], т.е. образуемые в ходе ядерных реакций быстрые нейтроны сначала замедляются до тепловой скорости частиц газа, а затем захватываются ими.
Сечение радиационного захвата тепловых нейтронов с ростом энергии снижается σn ~ 1/√Е; сечение захвата медленных нейтронов описывает формула Брейта – Вигнера [15, с. 207]. Наименьшее сечение захвата у быстрых нейтронов, падающее с ростом энергии за счет снижения длины волны де Бройля λ ~ 1/√Е. Так, у быстрых МэВ нейтронов, образуемых в ходе ядерных реакций сечение захвата σn = 3·10-5 барн (рекомендация РОСФОНД).
Наибольшее сечение поглощения ядрами водорода у тепловых (Е = 0,025 эВ) нейтронов σn = 0,33 барн (1 барн = 10-24 см-3) [17, с. 1103]. При σт = 0,67 барн отношение σn/σт ≤ 0,5, что в сильно ионизованном газе (α ~ 1) соответствует параметру θ < 1. Тем самым, в горячей плазме магнитосферы и аккреционного диска пульсара γ-линия дейтерия может сглаживаться и смещаться за счет комптоновского рассеяния.
При вспышках на Солнце дейтерий образуется в газе плотностью ≥1016 см-3 [15, с. 597], сравнимой с плотностью фотосферы ~1017 см-3 [15, с. 590], где газ с температурой Т ~ 6000 К слабо ионизован (α ~ 10-4 – 10-3) [15, с. 592]. При зависимости σn ~ 1/√Е для тепловых нейтронов [15, с. 207] сечение радиационного захвата нейтронов в фотосфере Солнца σn ~ 0,07 барн соответствует медленным резонансным нейтронам с энергией ≥0,5 эВ, вызывающим ядерные реакции [4, с. 278] при параметре θ ~ 102 – 103, что удовлетворяет критерию θ >> 1 (3), т.е. линия дейтерия наблюдается.
Формула (3) имеет смысл для достаточно плотного газа. Время жизни свободного нейтрона ограничено периодом β-распада τ ~ 900 с [4, с. 267], т.е. захват нейтронов возможен в среде плотностью n = 1/σnυτ, где υ = (3kТ/mр)1/2. Плотность газа также ограничивает оптическая толщина по томсоновскому рассеянию на свободных электронах (ТРСЭ):
lт ≈ 1/nеσт, (4)
где nе – концентрация электронов.
Плотность газа, при которой реализуемо комптоновское рассеяние:
n ≥ 1/σтαRν, (5)
где Rν – радиус излучающей области.
Радиус излучающей области при γ-всплесках Rν ~
В излучающей области (магнитосфере) пульсара плотность газа при γ-всплесках может достигать 1018 – 1019 см-3 (§ 3), что сравнимо с плотностью плазмы вблизи поверхности пульсаров ≤1019 см-3 [15, с. 181]. Оптическая толщина плазмы по ТРСЭ lт ≥ 2 –
В плотной излучающей области при γ-всплесках может происходить захват быстрых нейтронов. Так, длина пробега свободных нейтронов при радиационном захвате протонами в сильно ионизованном газе:
ln ≈ 1/nσn. (6)
Быстрые МэВ нейтроны, образующиеся в ходе ядерных реакций в аккреционном диске, могут охлаждаться, преодолевая гравитацию НЗ, а также за счет столкновений с частицами аккрецирующей среды до их температуры, что повышает сечение радиационного захвата.
Температура газа в аккреционном диске на границе излучающей области НЗ соответствует энергии излучения. Профили рентгеновского и γ-излучения пульсаров содержат постоянную компоненту в диапазоне 1 – 10 кэВ [15, сс. 180, 358], что может указывать на излучение аккреционного диска. Это соответствует диапазону энергии медленных резонансных нейтронов 0,5 эВ – 10 КэВ [4, с. 278], в котором сечение взаимодействия достаточно постоянно [17, с. 1115], в том числе сечение захвата σn ~ 10-2 барн.
При плотности газа в излучающей области при γ-всплесках n ~ 1018 – 1019 см-3 (§ 3) длина пробега свободных нейтронов до захвата протонами ln ≥ 100 –
В пользу синтеза дейтерия при γ-всплесках свидетельствуют особенности их энергетических спектров. Напомним, что при комптоновском рассеянии энергия фотона меняется значительно, если она превышает энергию покоя электрона Еγ >≥ Ео [3, с. 431]. Энергия рассеянных фотонов:
Еγ' = Еγ/[1 + (Еγ/Ео)(1 – cos θ)], (7)
где Еγ – энергия фотона; Ео – энергия покоя электрона; θ – угол рассеяния.
Энергия покоя электрона Ео = mес2 = 0,51 МэВ. При угле рассеяния 0° ≤ θ ≤ 180° диапазон -1 ≤ cos θ ≤ 1; параметр 0 ≤ (1 – cos θ) ≤ 2.
На спектр рассеянных фотонов влияет гравитационное красное смещение НЗ η ≥ 0,15 [4, с. 281]; η ~ 0,2 [12, с. 34] η ~ 0,15 [15, с. 359] или аккреционного диска η ~ 0,015 – 0,09 (§ 1), сдвигающее спектр фотонов.
Индикатриса комптоновского рассеяния такова, что рассеянные фотоны образуют непрерывный спектр. В комптоновском рассеянии фотонов наблюдается угловая асимметрия: больше фотонов рассеивается по направлению вперед и назад [15, с. 279] (рис. 1).
Рис. 1. Индикатрисы дипольного рассеяния падающего слева неполяризованного (а) и линейно поляризованного (б) света
Если при γ-всплесках образуется дейтерий с излучением γ-квантов, то анализ зависимости (7) показывает, что при комптоновском рассеянии в энергетическом спектре γ-всплесков должен наблюдаться ряд особенностей.
1. Если кванты в линии Еγ = 2,2 МэВ излучаются вдоль луча зрения наблюдателя, т.е. перпендикулярно поверхности излучающей области (магнитосферы или аккреционного диска), рассеянные фотоны сформируют непрерывный энергетический спектр в области ≤2,2 МэВ.
2. Если γ-кванты излучаются вдоль поверхности магнитосферы (диска), энергия фотонов, рассеянных под углом 90° к ней составит 410 кэВ.
3. Гравитационное смещение НЗ η ~ 0,15 или диска η ≥ 0,015 сдвинет спектр рассеянных фотонов 410 кэВ в область 350 кэВ ≤ Еγ' ≤ 400 кэВ.
4. Если магнитосферу (диск) покидают фотоны, испытав многократное рассеяние, их спектр может содержать излом в области ≤100 кэВ.
Тем самым, рассеянная γ-линия дейтерия 2,2 МэВ образует непрерывный спектр в области ≤2 МэВ, в котором присутствуют подъемы в области 350 – 400 кэВ и ≤100 кэВ.
В спектрах γ-всплесков ≤2 МэВ наблюдается подъем в области 400 кэВ (рис. 2, в) с разбросом до ≥350 кэВ (что может соответствовать 0,015 ≤ η ≤ 0,15), а также излом (поглощение) в области 30 – 100 кэВ (рис. 2, б) [12, с. 407], что подтверждает возможность генерации дейтерия при γ-всплесках.
Рис. 2. Энергетические спектры γ-всплесков
Дейтерий выгорает в реакции D + р → Не3 + γ с выделением энергии 5,5 МэВ [14, с. 104], что соответствует верхней границе диапазона спектра γ-всплесков 2 кэВ – 5 МэВ с максимумом в области 150 кэВ [11]. При комптоновском рассеянии γ-квантов с энергией 5,5 МэВ в энергетическом спектре γ-всплесков должен наблюдаться ряд особенностей.
1. Если γ-кванты с энергией 5,5 МэВ излучаются перпендикулярно поверхности излучающей области, то рассеянные фотоны сформируют непрерывный энергетический спектр в области ≤5,5 МэВ.
2. Если γ-кванты 5,5 МэВ излучаются вдоль излучающей поверхности, энергия фотонов, рассеянных под углом 90° к ней, составит 460 кэВ.
3. Гравитационное смещение НЗ (η ~ 0,15) или диска (η ≥ 0,015) сдвинет энергетический спектр рассеянных фотонов с энергией 460 кэВ в область 390 кэВ ≤ Еγ' ≤ 450 кэВ.
В спектрах ряда γ-всплесков наблюдается подъем в области 400 кэВ с разбросом ≤450 кэВ [12, с. 407], что может указывать на выгорание дейтерия.
Рассмотрим комптоновское рассеяние γ-квантов в линии дейтерия, излучаемых во внешней области магнитосферы (диска) более детально.
Если γ-кванты в линии Еγ = 2,2 МэВ излучаются вдоль поверхности магнитосферы (диска), согласно формуле (7) энергия фотонов, рассеянных под углом 90° к поверхности магнитосферы (вдоль луча зрения стороннего наблюдателя) составит Еγ' ≈ 410 кэВ.
При рассеянии назад (180°) энергия γ-квантов Еγ' ≈ 220 кэВ. При их повторном рассеянии под углом 90° к поверхности магнитосферы Еγ'' ≈ 150 кэВ; при повторном рассеянии назад Еγ'' ≈ 120 кэВ.
Анализ зависимости Еγ' = f(Еγ) (7) показывает, что при комптоновском рассеянии фотона ≤100 кэВ его энергия меняется незначительно. Например, при рассеянии квантов с энергией Еγ'' = 120 кэВ по направлению назад Еγ''' ≈ 80 кэВ. В следующей итерации Еγ'''' ≈ 60 кэВ и т.д. При многократном рассеянии энергия фотонов падает до нескольких десятков кэВ.
Подъем в энергетических спектрах части γ-всплесков в области 0,4 МэВ обычно интерпретируется как широкая эмиссионная линия аннигиляции электрон-позитронных пар 0,51 МэВ, испытывающая красное смещение в гравитационном поле источника (НЗ) с потенциалом ~0,3 с2 [12, с. 407]. Вместе с тем, линия 0,51 МэВ узка, а подъем в области 0,4 МэВ широк (рис. 2, в). Если рассеяние на электронах не эффективно, как при солнечных вспышках, то наряду с линией аннигиляции электрон-позитронных пар 0,51 МэВ наблюдается линия дейтерия 2,2 МэВ [15, с. 597].
Кроме того, если линия 0,51 МэВ образуется вблизи поверхности НЗ и испытывает гравитационное смещение, она также должна испытывать комптоновское рассеяние. Оптическая толщина плазмы по ТРСЭ вблизи поверхности пульсара lт ≥
Рассеяние γ-квантов с энергией 0,51 МэВ сформирует непрерывный энергетический спектр в области ≤0,51 МэВ. Рассеяние квантов под углом 90° к поверхности излучающей области (магнитосферы или диска) согласно формуле (7) снизит их энергию до 250 кэВ. При этом может сформироваться непрерывный спектр в диапазоне 250 – 510 кэВ. Гравитационное смещение НЗ или аккреционного диска сдвинет энергетический спектр рассеянных фотонов с энергией 0,51 МэВ в область 200 кэВ ≤ Еγ' ≤ 500 кэВ при вероятном подъеме в области 250 кэВ. Однако в данной области спектра γ-всплесков особенностей не наблюдается (рис. 2). С данных позиций рассеяние квантов в линии аннигиляции электрон-позитронных пар 0,51 МэВ не вносит существенный вклад в спектр γ-всплесков.
Особенности энергетического спектра части γ-всплесков в области 30 – 100 кэВ (рис. 2, б) интерпретируются как широкие линии поглощения, связываемые с электронной циклотронной частотой в магнитном поле (3 – 10)∙1012 Гс [12, с. 407]. Как альтернатива, в данную область спектра может вносить вклад многократное комптоновское рассеяние γ-квантов.
3. Механизмы генерации γ-всплесков
Обычно γ-всплески объясняют мощной нестационарной аккрецией, термоядерным взрывом вещества на поверхности НЗ, выбросом вещества из внутренних слоев НЗ, звездотрясением, падением астероидов на НЗ [12, с. 407]. Для сравнения, в барстерах – тесных двойных звездах, включающих НЗ и КК, наблюдаются вспышки рентгеновского излучения, которые связывают с термоядерным взрывом аккрецирующего на НЗ вещества [12, с. 182].
Вспышки может вызывать падение вещества на поверхность НЗ, или на аккреционный диск пульсара. Так, НЗ в двойных системах, поглощая материю соседней звезды, могут ее накапливать, а затем выбрасывать из диска во время рентгеновской вспышки в окружающее пространство [10]. Наряду с рентгеновскими барстерами обнаружены γ-барстеры, однако общепринятая теоретическая модель γ-барстеров не разработана [12, с. 182].
Длительные γ-всплески t ≤ 100 с мощностью Lct = 1039 – 1040 эрг [12, с. 407] в диапазоне 10 – 103 кэВ (рис. 2) объяснимы в модели импульсной аккреции вещества на пульсар критической светимости (Lc ~ 2∙1038 эрг/с [3, с. 522] для НЗ) [13]. Большой период между γ-всплесками от одного объекта ≥10 – 100 лет [12, с. 407] объясним падением сгустка вещества на НЗ в тесной двойной системе с КК с большим эксцентриситетом орбиты в афелии, сопровождающемся выбросом КК сгустка вещества (протуберанца). На это указывает близость периода γ-всплесков с временем пролета НЗ сквозь протуберанец КК, движущегося в противоположном направлении [13].
Так, КК – самые многочисленные звезды в галактиках [3, с. 489] и их гало [12, с. 387]. У наиболее активных вспыхивающих КК спектрального класса К массой М ~ 0,6 М○ [12, с. 407] максимальная мощность вспышек на 4 порядка выше, чем на Солнце [12, с. 349-350], как и масса протуберанца. При сближении звезд в тесных двойных системах на минимальное расстояние ~R○ [14, с. 108] в Мn/М ≈ 2,5 раза более массивная НЗ (Мn ~ 1,5 М○) притянет своей гравитацией часть вещества КК, в том числе его протуберанец.
Время пролета НЗ сквозь выброс вещества (протуберанец) КК, движущегося в афелии со скоростью, сравнимой со второй космической скоростью для центра масс системы НЗ – КК на удалении ~R○:
t ≈ (l/2)∙[R○/2G(Mn + m)]1/2, (8)
где R○ – радиус Солнца; Мn – масса нейтронной звезды; m – масса красного карлика; l – размер его протуберанца.
Типичный размер протуберанца на Солнце l ~ 2∙107 м [17, с. 1199]. У более массивного (на 4 порядка) выброса сгустка газа вспыхивающего КК массой М ~ 0,6 М○ радиус ~0,7 R○ (~5∙108 м); размер выброса газа l ~ 2∙108 м.
При Мn ~ 1,5 М○ [3, с. 69]; l ~ 2∙107 – 2∙108 м время пролета НЗ сквозь выброс газа (протуберанец) t ≈ 10 – 100 с, что сравнимо с длительностью γ-всплесков, достигающих сотен секунд [12, с. 406].
Масса протуберанца:
m ≈ dhlρ, (9)
где ρ – плотность протуберанца; l – его длина; d – ширина; h – высота.
Концентрация газа в протуберанцах на Солнце n ≤ 1012 см-3 [15, с. 598]; по другим оценкам n ≤ 1013 см-3 [15, с. 167]. Максимальная плотность протуберанцев ρ = nmр ≤ 10-12 – 10-11 г/см3 сравнима с плотностью солнечной хромосферы ρ ~ 3∙10-12 г/см3 [15, с. 590].
У ленточных протуберанцев на Солнце длина l ~ 2∙107 м; высота h ~ 3∙107 м; ширина d ~ 6∙106 м [17, с. 1199]. При ρ ≤ 3∙10-12 г/см3 масса протуберанцев m ≤
При аккреции на НЗ у ее поверхности выделяется около половины гравитационной энергии [12, с. 33]. При этом для генерации энергии γ-всплеска требуется масса вещества:
m = W/ηс2, (10)
где η – гравитационное красное смещение пульсара.
На поверхности НЗ η ~ 0,15 [15, с. 359]. При W = 1039 – 1040 эрг [12, с. 407] масса падающего на НЗ сгустка вещества m ≈ 1019 –
Для сравнения, для генерации γ-всплеска с энергией 1039 эрг при ядерном взрыве необходима масса 3∙1021 г [11], что на 2 порядка больше, чем требуется для γ-всплеска равной мощности согласно оценке (10).
Плотность плазмы в излучающей области (магнитосфере) пульсара:
n ≈ 3m/4πr3mр. (11)
Радиус излучающей области при γ-всплесках rм ~
Короткие γ-всплески длительностью 10 – 100 мс [12, с. 406] могут быть вызваны звездотрясениями и скачками периода НЗ [11]. Согласно принятой модели постепенный рост периода пульсаров сопровождается изменением центробежной силы и накоплениям напряжений в твердой коре НЗ, что провоцирует растрескивание коры, разломы и звездотрясения [4, с. 282]. При этом мощная нестационарная аккреция на НЗ может провоцировать разломы и звездотрясения, выбрасывающие нейтроны в область магнитосферы, где они могут захватываться протонами аккрецирующего вещества.
Оценим энергию, высвобождаемую при скачках периода НЗ. Энергия вращения НЗ:
Wв = 2JМn(πrn/Т)2, (12)
где rn – радиус пульсара; Т – период; J – безразмерный момент инерции шара.
Момент инерции шара J = 0,4; масса НЗ Мn ~ 1,5 М○ [3, с. 69]; радиус НЗ rn ~
Момент инерции коры δо ~ 0,1 – 0,01 полного момента инерции НЗ [4, с. 282]. Изменение энергии вращения НЗ при скачке периода с учетом зависимости (12) составит δоΔWв ~ [1/Т2 - 1/(Т + ΔТ)2] ≈ 2ΔТ/Т3.
У пульсара в Парусах каждые два года происходят скачки периода ΔТ/Т ~ 2∙10-6; у пульсара в Крабе скачки в несколько раз чаще при ΔТ/Т′ ~ 3∙10-9 [15, с. 180].
Скачки периода высвобождают энергию ΔWв′ = 2δоWвΔТ/Т ≈ (0,6 – 6)∙1040 эрг и ΔWв ≈ (1 – 10)∙1041 эрг соответственно, что может на 1 – 2 порядка превышать энергию γ-всплесков 1039 – 1040 эрг [12, с. 407].
Между тем γ-вспышки в данных пульсарах не наблюдаются. Пульсары в Крабе и Парусах изолированы, и аккреции на них нет. Выброшенные при звездотрясении нейтроны (магнитное поле пульсара на них не действует) не могут быть захвачены протонами. За счет β-распада быстрые свободные нейтроны через τ ~ 900 с распадутся n → p + e- + νе [4, с. 267] на расстоянии 0,4 сτ ~
Период старых рентгеновских пульсаров достигает сотен секунд. Так, у А0535+26 период Т ~ 104 с (Wв ≈ 2∙1042 эрг) при скачке периода ΔТ/Т ~ 4∙10-3 [15, с. 360]; ΔWв ≈ 1040 эрг, что сравнимо с энергией γ-всплесков. Тем самым, со скачками периода пульсара могут быть сопряжены короткие γ-всплески.
Периоды пульсаров со временем возрастают из-за снижения энергии вращения. Однако пульсары могут ускорять вращение при интенсивной дисковой аккреции, так как вмороженная в силовые линии магнитного поля пульсара плазма передает НЗ свой момент количества движения [15, с. 361]. Например, у пульсара в Крабе скачки периода имеют как положительную, так и отрицательную величину [15, с. 180].
Кроме того, ускорение или замедление вращения НЗ может вызывать падение астероидов, в зависимости от направления движения относительно оси вращения звезд. У пульсара в Крабе наблюдалось относительное ускорение периода ΔТ/Т′ = 2,5∙10-9 [11] при изменении энергии вращения ~1040 эрг. Подобные скачки согласно формуле (10) может вызвать падение астероидов массой ~1020 г и радиусом ~20 км согласно формуле (13) при их плотности ρ ~ 2,5 г/см3 [12, с. 128].
Молодые пульсары окружены остатками вспышек сверхновых II типа, которые могут содержать фрагменты вещества, выброшенного взрывом с поверхности ядер звезд, быстро вращающихся при коллапсе. Вещество астероидов прошло через интенсивную ударную переработку, нагрев и детонацию уже в ходе образования [4, с. 624]. Впоследствии части таких тел, сталкивающихся между собой, могут падать на поверхность НЗ.
4. Генерация коротких γ-всплесков при падении на пульсар комет
В качестве одного из механизмов γ-всплесков рассматривают падение на НЗ астероидов [12, с. 407]. Действительно, γ-всплески может вызвать падение на поверхность НЗ вещества массой 1019 –
Метеориты (обломки астероидов) разделяют на каменные, железные и железо-каменные; они содержат кремний и железо с вкраплениями никеля и других тяжелых элементов [4, с. 123-124]. Железо и никель являются основными конечными продуктами термоядерного синтеза в ядрах звезд [4, с. 364]. При падении на НЗ астероидов дейтерий не образуется.
Дейтерий может образовываться при падении на НЗ сгустка вещества звезд (содержащих в основном водород), а также комет. Ядра комет состоят изо льда (Н2О) [3, с. 427]. При нагреве вода разлагается на водород и кислород Н2О → 2Н + О, т.е. образуются протоны, необходимые для синтеза дейтерия.
Оценим радиус ядра комет, способных вызвать γ-всплеск:
r ~ (3m/4πρ)1/3. (13)
Плотность льда ρ ~ 0,92 г/см3 [12, с. 295]. При m ~ 1019 –
Падение комет, у которых радиус ядра сравним с радиусом НЗ ~10 км, может вызвать короткие γ-всплески. Оценим первую космическую скорость НЗ на орбите, чей радиус сравним с диаметром кометы:
VI = [GMn/2(rn + 2r)]1/2. (14)
При Мn ~ 1,5 М○ [3, с. 69]; rn ~
При лобовом столкновении с кометой время падения вещества на НЗ вдоль оси по центру ядра t ~ 2r/VI ≈ 0,4 – 0,8 мс. Время облета НЗ областями на периферии ядра кометы, разломившейся на орбите радиусом rn + 2r, до их столкновения между собой t ~ π(rn + 2r)/VI ≈ 2 мс, что не превышает минимальной длительности γ-всплесков ≥10 мс [12, с. 406], которую в том числе может ограничивать время протекания ядерных реакций [11].
Ускорение пульсара при мощной дисковой аккреции может привести к разлому коры на экваторе, что при колебаниях коры позволит вытеснять затекшие в разлом нейтроны вверх. Нейтроны в ядре, а также внутренней коре НЗ обладают сверхтекучестью [4, с. 282], и могут выбрасываться через разлом во внешней коре под давлением массы коры и энергии ее колебаний. При звездотрясениях половинки (части) твердой коры могут периодически сталкиваться между собой, выталкивая из разлома в фазу его сжатия нейтроны, накопленные в фазу расширения (§ 5).
При мощной нестационарной аккреции за время короткого γ-всплеска t ~ 10 мс – 100 с на поверхность НЗ может выпасть вещество массой mn = 1019 –
Для сравнения, максимальную светимость пульсаров ≤1039 эрг/с [15, с. 356] обеспечит поток падающего вещества 10-7 М○/год [15, с. 359], т.е. 3∙10-15 М○/с, что сравнимо с оценкой mn/t для длительных γ-всплесков t ~ 1 – 10 с.
Пульсар отталкивает вещество, если его светимость выше критической, а его толщина не превышает оптическую толщину плазмы по ТРСЭ. При мощной нестационарной аккреции, вызывающей короткие γ-всплески длительностью менее <1 с, вещество может падать на НЗ, в том числе в области экватора, а не на полюсах согласно стандартной модели пульсара.
Так, в плотном аккреционном диске из-за конечной проводимости условие вмороженности плазмы не выполняется, и вещество просачивается к звезде, достигая ее поверхности [12, с. 33]. На расстоянии Rм ~ 100 –
В данных условиях, с одной стороны, мощная импульсная аккреция, вызванная падением кометы, может резко изменить вращение пульсара и привести к разлому и колебаниям его коры (§ 5). С другой стороны, высокая плотность протонов падающего на НЗ вещества будет способствовать захвату нейтронов, вылетающих из разлома (§ 6).
5. Внешняя кора нейтронной звезды как резонатор колебаний
Расколотая внешняя кристаллическая кора НЗ может являться резонатором затухающих акустических колебаний, вызванных импульсной аккрецией. В силу аморфности внутренней коры генерация колебаний в ней невозможна. Звездотрясения (колебания коры) может провоцировать падение на поверхность НЗ сгустка вещества массой 1019 –
Часть кинетической энергии выпавшего на НЗ сгустка вещества может преобразоваться в энергию колебаний. При этом масса выброшенных нейтронов может быть сравнима с массой падающих на поверхность НЗ протонов, а скорость вылета нейтронов через разлом в коре – со скоростью падения вещества на поверхность НЗ, которая достигает v ~ 0,4 с [15, с. 359].
Тонкая временная структура γ-всплесков может быть обусловлена последовательными выбросами нейтронов из поверхностного слоя НЗ [11].
Оценим период колебаний поверхностного слоя (коры) НЗ:
Т ≈ (π/Gρ)1/2, (15)
где ρ – плотность поверхностного слоя вещества [7].
Плотность вещества на поверхности НЗ ρ ~ 1010 г/см3 [11]. Плотность вещества быстро увеличивается вглубь НЗ и в основании кристаллической внешней коры НЗ на глубине несколько сотен метров достигает ρ ~ 4∙1011 г/см3 [4, с. 281]. Период колебаний внешней коры Т ≈ 10 – 70 мс, что соответствует временной структуре γ-всплесков 10 – 100 мс [12, с. 406].
Оценим амплитуду колебаний коры НЗ, при которой возможен выброс нейтронов, генерирующих γ-всплеск. Ширина разлома на экваторе НЗ:
d = m/2πrnhρ, (16)
где h – толщина коры нейтронной звезды.
Твердая кора НЗ шириной ~2 км включает внешнюю кору, состоящую из атомных ядер, образующих кристаллическую решетку (преимущественно железа) шириной несколько сотен метров (положим h ~
Радиус НЗ rn ~
Оценим период, за который сверхтекучие нейтроны из ядра или внутренней коры перетекут в пустой разлом в фазу его расширения. Скорость нейтронов, влетающих в разлом под давлением массы коры:
υ = (Р/ρ)1/2, (17)
где Р – давление на вещество.
Плотность вещества в основании внешней коры ρ ~ 4∙1011 г/см3 [4, с. 281] давление Р ~ 1029 Па [4, с. 271]. Скорость нейтронов в разломе υ ~ 2∙107 м/с соответствует энергии частиц Е = mрυ2/2 ≈ 2 МэВ. Нейтроны заполнят разлом во внешней коре шириной h =
Нейтроны также могут стекать в разлом с поверхности НЗ. Так, при образовании НЗ на ее поверхности может формироваться слой нейтронов массой 2∙1029 г [11]. Данный слой может пополнять нейтронизация протонов, падающих на поверхность НЗ при аккреции. Нейтронизация протонов р + е- → n + ν происходит при плотности 1,2∙107 г/см3 [4, с. 271], что существенно ниже плотности поверхностного слоя НЗ ~1010 г/см3 [11].
Из-за сильной гравитации на поверхности НЗ не могут существовать холмы вещества, в том числе накопленного при аккреции. За счет центробежных сил высота поверхностного слоя нейтронов на экваторе может быть выше, чем на полюсах. Данный фактор актуален в случае ускорения вращения НЗ за счет мощной импульсной аккреции, которая может вызвать вспучивание коры на экваторе, приводящее к ее разлому и звездотрясению. При этом в трещину могут стекать сверхтекучие нейтроны с поверхности НЗ.
Время падения нейтронов с поверхности НЗ в разлом в ее коре:
t = (2h/а)1/2, (18)
где а – ускорение свободного падения.
Ускорение свободного падения на поверхности НЗ:
а = GМn/r2. (19)
При Мn ~ 1,5 М○; r ~
Согласно формуле (18) время падения нейтронов в разлом во внешней коре t ≈ 20 мкс, что сравнимо с оценкой времени их подъема ~30 мкс.
В сверхтекучей нейтронной компоненте НЗ могут возникать квантовые вихри, взаимодействующие с кристаллической решеткой внешней коры [4, с. 282], что может замедлять скорость движения нейтронов в разломе. С учетом данного фактора приведенные выше оценки времени заполнения разлома нейтронами представляются минимально возможными.
6. Динамика нейтронов при выбросе с поверхности пульсара
При звездотрясениях на НЗ через разлом в коре может выбрасываться узкий поток (веер) нейтронов (§ 5). Оказавшись в условиях невесомости, поток нейтронов ядерной плотности может начать расширяться за счет ядерных сил отталкивания (обусловленных ω и р бозонами [14, с. 670]). Плотность энергии ядерных сил ε уравновесит внешнее давление на частицы Р, из чего можно оценить энергию Е = ε/n, приходящуюся на один нейтрон:
Е = Рmр/ρ. (20)
Вещество под внешней корой плотностью ρ ~ 4∙1011 г/см3 [4, с. 281] (при концентрации нейтронов n = ρ/mр ≈ 3∙1035 см-3) испытывает давление Р ~ 1029 Па [4, с. 271]. Энергия сил отталкивания в расчете на нейтрон Е ≈ 2 МэВ, что достаточно для ускорения частиц до скорости υ = (2Е/mр)1/2 ≈ 2∙107 м/с.
Типичная черта γ-всплесков – сильная спектральная переменчивость. Энергия фотонов быстро меняется во времени, часто в значительных пределах от 0,1 до 1 МэВ. Из ряда наблюдений следует, что спектральная переменчивость излучения определяет временную структуру γ-всплесков [12, с. 407]. При числе импульсов в γ-всплесках 1 – 5 длительностью 0,1 – 100 с время нарастания первого импульса 1 мс – 3 с [17, с. 1214].
Спектральная переменчивость излучения γ-всплесков может быть обусловлена задержкой, необходимой для захвата нейтронов протонами. Так, при вспышках на Солнце наблюдается задержанная линия 2,2 МэВ [15, с. 597]. При γ-всплесках задержку γ-квантов может обуславливать время пролета нейтронов от поверхности НЗ до границ излучающей области.
Скорость падения частиц на поверхность НЗ v ~ 0,4 с [15, с. 359] может быть сравнима со скоростью их вылета из разлома в коре (§ 5). Нейтроны достигнут нижней области диска на границе с магнитосферой высотой h ~ 105 –
При скорости нейтронов υ ~ 2∙107 м/с, достижимой за счет сил ядерного отталкивания, за время t = 1 – 10 мс они могут разлететься на расстояние 2υt ≈ 4∙104 – 4∙105 м, что сравнимо с радиусом магнитосферы 105 –
Быстрые нейтроны, улетающие от НЗ, может замедлять ее гравитация, а также рассеяние на частицах газа в магнитосфере и аккреционном диске. В аккреционном диске тепловая скорость частиц 1 – 10 кэВ (§ 2) достигает υ = (2Е/mр)1/2 ≈ (0,5 – 1,5)∙106 м/с. При радиусе излучающей области γ-всплесков d ≤ 1,5∙106 м задержка составит t = d/υ ≤ 1 – 3 с. Что сравнимо с максимальным временем нарастания первого импульса ≤3 с [17, с. 1214].
7. Обилие дейтерия, образованного при γ-всплесках
При γ-всплесках может образовываться дейтерий, на что указывают особенности их энергетического спектра (§ 2). При этом γ-всплески могут вносить вклад в рентгеновское фоновое космическое излучение (ФКИ) [13], что позволяет оценить обилие дейтерия, образованное при γ-всплесках.
В рентгеновское ФКИ вносит существенный вклад излучение неразрешенных внегалактических источников [14, с. 338]; [15, с. 342]. Наличие в гало (коронах) галактик НЗ в двойных системах может объяснять ФКИ в области 10 – 103 кэВ, относящейся к диапазону γ-всплесков. На это указывает сходство энергетических спектров γ-всплесков и ФКИ в данном диапазоне [13] и излом в области 0,4 МэВ, присущий спектру ФКИ [22] и части γ-всплесков [12, с. 407] (рис. 2, в). Так, до половины обнаруженных НЗ генерируют γ-всплески [4, с. 280].
В областях концентрации скрытой массы (проявляющейся в линзировании), включающих короны галактик, наблюдается рентгеновское и γ-излучение [18]; [19]. Например, у короны спиральной галактики NGC 266 рентгеновская светимость ~4∙1040 эрг/с [20]; у NGC 1961 и NGC 6753 светимость ~6∙1040 эрг/с [21]. Разогрев газа в коронах галактик объясним излучением неразрешенных двойных рентгеновских систем, включающих компактные продукты эволюции массивных звезд [13]; [18].
В ФКИ в рентгеновском диапазоне в области ≤100 кэВ может вносить вклад обратное комптоновское рассеяние релятивистских электронов на фотонах ФКИ [3, с. 431]. Однако обратное комптоновское рассеяние фотонов ФКИ (включая оптический диапазон) на космических лучах не способно сформировать плотность энергии рентгеновского ФКИ ~10-4 эВ/см3 из-за низкой доли электронов (≤1%) в космических лучах с энергией в области максимума энергетического спектра (~1 ГэВ), что также подтверждает отличие спектральных индексов данных излучений [13].
Эффект Зельдовича-Сюняева показывает, что в ореолах скрытой массы средняя температура электронов выросла втрое с 7∙105 К в эпоху z ~ 1 до 2∙106 К в настоящее время [23]. Разогреву межгалактического (коронального) газа начиная с эпохи z ~ 1 может способствовать оседание части карликовых галактик в коронах более крупных галактик [13]. Так, скопления галактик формируются в сравнимую эпоху z ≤ 1 [15, с. 545]. Соответственно, излом в спектре ФКИ в области 0,4 МэВ может иметь современное происхождение.
Фотоны с энергией 0,4 МэВ могут образовываться при комптоновском рассеянии γ-квантов в линии дейтерия 2,2 МэВ в излучающей области γ-всплесков (§ 2), откуда часть невыгоревшего дейтерия может выносить дисковый ветер и потоки вещества в области полюсов (§ 1), что ограничивает обилие дейтерия, выносимого в межзвездное пространство:
d < mрΔεγ/ρсЕγ, (21)
где Еγ – энергия квантов в линии дейтерия после комптоновского рассеяния; Δεγ – изменение плотности энергии ФКИ в данной области; ρс – критическая плотность Вселенной.
В области Еγ ~ 0,4 МэВ плотность энергии ФКИ εγ ~ 5∙10-5 эВ/см3 [22], что выше, чем в области ≥1 МэВ εγ ~ 3∙10-5 эВ/см3 [17, с. 1228]. При этом в области излома спектра плотность энергии меняется на Δεγ ~ 10-5 эВ/см3 [22].
При постоянной Хаббла Н○ ~ 70 км∙с-1∙Мпк-1 по данным обсерваторий WMAP и Planck, ρc ~ 9∙10-30 г/см3. Образованное при γ-всплесках обилие дейтерия по числу частиц d < 4∙10-5.
При обилии дейтерия по числу частиц d = D/H его обилие по массе:
Х = 2d(1 - Y/4), (22)
где Y – массовая доля гелия [1].
При Y ~ 0,25 [15, с. 263] обилие дейтерия по массе Х < 8∙10-5, что согласуется с наблюдаемой долей Х = (2 – 3)∙10-5 [7]; Х = 2∙10-5 [15, с. 263].
От центра к периферии галактики доля дейтерия возрастает, что связывается с его выгоранием в звездах [7]. Между тем НЗ генерируют γ-всплески в области толстого диска галактики [12, с. 407], что может указывать на вклад дейтерия от НЗ на периферии галактики.
8. Обилие дейтерия, образованного при аккреции на пульсары
Дейтерий может образовываться при аккреции на пульсары [7] (§ 1). Рентгеновские пульсары в двойных системах могли быть наиболее активны в молодых галактиках [24]. Первые пульсары могут вносить вклад в метагалактическое изотропное гамма-излучение (МИГИ) [2]. Так, МИГИ связывается с γ-излучением молодой Вселенной [12, с. 406].
Плотность энергии МИГИ в области ≥3 МэВ слабо зависит от энергии квантов [22]. Сходный энергетический спектр у рентгеновских пульсаров, ассоциируемых с черными дырами (ЧД). Например, у рентгеновского пульсара Лебедь Х-3 массой ~10 М○, являющегося ЧД [17, с. 1214], поток γ-излучения падает с ростом энергии ~1/Е [12, с. 406] (рис. 3), т.е. плотность энергии пульсара сравнима в широком диапазоне энергии квантов.
Рис. 3. Энергетический спектр рентгеновского пульсара Лебедь Х-3
Близость спектрального индекса МИГИ и массивных пульсаров (ЧД) свидетельствует в пользу того, что они могли присутствовать в молодых галактиках. ЧД, в отличие от НЗ, не имеют твердой поверхности, так что генерация ими γ-всплесков, по-видимому, маловероятна. ЧД в двойных системах имеют аккреционный диск [12, с. 33], где может генерироваться дейтерий [7]. Выход дейтерия, образуемого при аккреции в диске, может быть на 3 порядка ниже, чем при γ-всплесках (§ 9). Тем самым, образование дейтерия при дисковой аккреции сопряжено с поглощением пульсаром значительной массы вещества.
НЗ коллапсируют в ЧД, если накопленная масса аккрецирующего вещества достигнет массы Солнца М○ [15, с. 361]. Первыми звездами были сверхгиганты [8]; [9] массой (16 – 19) М○ (порождающие НЗ) [25]. Это позволяло НЗ в двойных системах заметно наращивать массу. Так, в двойных рентгеновских системах наблюдаются ЧД массой до ≤20 М○ [26].
Тонкий аккреционный диск достаточно плотен [12, с. 33], т.е. его излучение может сглаживать рассеяние на свободных электронах плазмы, формирующее непрерывный спектр. Так, при рассеянии вперед энергия рассеянных фотонов меняется незначительно (§ 2). Тем самым, энергетический спектр γ-квантов, покидающих аккреционный диск вдоль его плоскости, может быть сглажен достаточно равномерно.
В горячей плазме, наряду с γ-линией дейтерия, наблюдается целый спектр γ-линий в МэВ диапазоне от других элементов [15, с. 598], т.е. обилие дейтерия, образуемого пульсарами при дисковой аккреции, ограничивает плотность энергии γ-излучения с энергией < 2,2 МэВ.
Обилие дейтерия, образованного пульсарами в молодых галактиках, ограничивает плотность энергии МИГИ [2]. Излученные γ-кванты с энергией Еγ = 2,2 МэВ из-за красного смещения понизят энергию до Еγ' = Еγ/(z + 1) ≈ 0,1 МэВ. При этом формула (21) сводится к виду, позволяющему оценить обилие дейтерия, образованное первыми пульсарами:
d < mрεγ'(z + 1)/ρсЕγ, (23)
где εγ' – плотность энергии МИГИ; z – красное смещение эпохи первых звезд.
Первые звезды – сверхгиганты появились в эпоху z ~ 17 [8], что может соответствовать эпохе максимальной активности пульсаров [2]; [25].
Спектральный индекс МИГИ α ~ 0,25 (нм-1∙с-1∙см-2) в области ≥3 МэВ [22] позволяет экстраполировать плотность энергии γ-излучения на длинноволновую (рентгеновскую) область:
εγ' = εγ(Еγ/Еγ')α. (24)
При εγ ~ 3∙10-5 эВ/см3 в области Еγ ≥ 1 МэВ [17, с. 1228]; [22] плотность энергии МИГИ в области Еγ' ~ 0,1 МэВ может достигать εγ' ≈ 5∙10-5 эВ/см3.
При ρc ~ 9∙10-30 г/см3 (§ 7) согласно формуле (23) первые пульсары образуют обилие дейтерия по числу частиц d < 7∙10-5 (по массе Х < 1,4∙10-4).
Оценка (23) сравнима с оценкой для дейтерия, образованного при γ-всплесках d < 4∙10-5 (21). Кроме того, она согласуется с обилием дейтерия в удаленных квазарах d = 2,5∙10-5 [1]. Высокая светимость квазаров (галактик с активными ядрами) обусловлена процессами аккреции в их ядрах [3, с. 251]. С данных позиций обилие дейтерия в квазарах может быть выше, чем в нормальных галактиках. Галактики с активными ядрами составляют ок. 1% всех галактик [27, с. 922], т.е. усредненное обилие дейтерия может быть сравнимо с его обилием в нормальных галактиках, таких как наша.
9. Эффективность генерации дейтерия пульсарами
По некоторым оценкам, обилие дейтерия Х ~ 10-5 в галактике массой ~1011 М○ могут образовать ~1010 НЗ [7]; по другим данным ~109 НЗ [11]. Эффективность генерации дейтерия определяет выход ядерной реакции. При захвате свободных нейтронов протонами выход достигает W ≤ 1; для медленных заряженных частиц выход W ≤ 10-3 [27, с. 915]. Сравнимые величины учитываются для оценки доли дейтерия, образуемого при выбросе нейтронов из поверхностного слоя НЗ W ~ 1 [11]; а также обилия дейтерия в диске пульсара по числу частиц d ~ 10-3, достижимого при образовании нейтронов и их захвате протонами [7].
Оценим эффективность генерации дейтерия пульсарами (НЗ) на основе его наблюдаемого обилия и числа НЗ в галактике. Исходя из современной частоты взрывов сверхновых в галактике массой Мг ~ 1011 М○ образовалось Nn ~ 109 НЗ [4, с. 282]. При массе НЗ Мn ~ 1,5 М○ вклад НЗ в массу галактики Δn = NnМn/Мг ≈ 1,5%. С учетом активного звездообразования в молодых галактиках массовая доля НЗ в галактике может достигать Δn ~ 7% [25].
Наблюдаемое обилие дейтерия по числу частиц d ~ 10-5 [7] при выходе реакции W обеспечит аккреция на пульсары вещества с долей Δ = d/W массы галактики. При W ~ 1 для захвата свободных нейтронов [11] (импульсной аккреции при γ-всплесках) обеспечит падение на НЗ вещества, чья доля достигает Δ ~ 10-5 массы галактики при средней массе вещества в расчете на одну НЗ Δm = Δ/Δn ≈ (1,5 – 7)∙10-4 М○.
При образовании НЗ формируется поверхностный слой нейтронов массой 2∙1029 г [11], т.е. ~10-4 М○, что в несколько раз меньше предыдущей оценки. Этот поверхностный слой нейтронов не обеспечит требуемое обилие дейтерия, что отмечается в работе [7]. Между тем исходный поверхностный слой нейтронов может пополнять нейтронизация протонов, падающих на поверхность НЗ при аккреции. Кроме того, нейтроны могут выбрасываться при звездотрясениях через разлом в коре из внутренних слоев НЗ (§ 5).
Исходя из предыдущих оценок (21) и (23) за счет аккреции на пульсары и при γ-всплесках могло образоваться сравнимое обилие дейтерия (§ 8). При выходе дейтерия при аккреции в диске пульсаров W ~ 10-3 обилие дейтерия d ~ 10-5 [7] обеспечит аккреция на пульсары вещества с долей Δ ~ d/W ≈ 1% массы галактики. Данное обилие дейтерия обеспечит аккреция вещества массой в расчете на одну НЗ Δm = Δ/Δn ≈ 0,15 – 0,7 М○.
НЗ могут коллапсировать в ЧД, если доля аккрецирующего вещества сравнима с массой Солнца М○ [15, с. 361]. Часть ЧД проявляет себя в качестве рентгеновских пульсаров, что позволяет оценить соотношение НЗ и ЧД в галактике. В двойные рентгеновские системы входит δh ~ 4% всех наблюдаемых НЗ [15, с. 180]. Сравнимую долю в числе НЗ составляют ЧД в двойных рентгеновских системах, где обнаружено Nh ~ 70 ЧД [26], т.е. δh = Nh/Nn ≈ 3,5% наблюдаемых НЗ Nn ~ 2∙103 по данным каталога АТNF (2011).
На одну НЗ может выпасть вещество массой Δm′ = Δm/δh ≈ (4 – 17) М○, что приведет к ее коллапсу в ЧД массой Мh = Мn + Δm′ ≈ (5 – 19) М○. В двойных рентгеновских системах наблюдаются ЧД сравнимой массой (4 – 20) М○ [26], что свидетельствует в пользу разумности используемых оценок.
Аккреция на пульсары в двойных системах вещества с долей Δ ~ 1% массы галактики предполагает наличие в ней ЧД сопоставимой суммарной массой. Так, микролинзирование выявило в гало галактики сравнимую массовую долю ЧД Δh ≤ 2% [28].
Следует отметить, что при аккреции вещества на ЧД (не имеющую поверхности) часть газа, дрейфуя вдоль силовых линий магнитного поля, упадет в области полюсов, не вызывая излучения, в отличие от НЗ. В ЧД выделение энергии происходит лишь в аккреционном диске [12, с. 33]. Кроме того, если НЗ (магнитар) обладает сильным магнитным полем >1013 Гс, то основную долю светимости в основании аккреционной колонки составляет нейтринная светимость [15, с. 360]. Данные факторы ограничат вклад НЗ и ЧД в двойных системах в ФКИ в рентгеновском и γ-диапазоне.
Таким образом, наблюдаемый дейтерий мог образоваться как при аккреции в дисках пульсаров в двойных системах, так и при выбросе свободных нейтронов с поверхности НЗ при звездотрясениях, вызванных мощной нестационарной аккрецией при γ-всплесках. При этом обилие дейтерия d ~ 10-5 в галактике массой ~1011 М○ могут образовать (1 – 5)∙109 НЗ, что сравнимо с другими оценками ~1010 НЗ [7]; ~109 НЗ [11].
10. Заключение
1. Рассматривается возможность синтеза дейтерия в аккреционном диске пульсаров за счет захвата свободных нейтронов, образуемых в ходе ядерных реакций, в том числе с участием гелия 4Не(р, рn)3Не и 4Не(р, 2рn)2D. Испарению дейтерия в межзвездную среду может способствовать дисковый ветер, наблюдаемый во внешней области аккреционного диска.
2. Предложен критерий θ = σn/ασт >> 1 для наблюдения γ-линии дейтерия, образуемого при радиационном захвате свободных нейтронов протонами в газе плотностью ≥1016 см-3. Показано, что в горячей плазме магнитосферы и аккреционного диска пульсаров γ-линия дейтерия может сглаживаться и смещаться за счет комптоновского рассеяния.
3. Анализируются особенности спектров γ-всплесков, указывающие на присутствие дейтерия. Показано, что в подъемы в области 400 кэВ и ≤100 кэВ в спектрах γ-всплесков может вносить вклад комптоновское рассеяние γ-квантов в линии дейтерия 2,2 МэВ.
4. Показано, что длительные γ-всплески ≤100 с объяснимы в рамках стандартной модели аккреции вещества на пульсар критической светимости, реализуемой в барстере – двойной системе нейтронная звезда (НЗ) – красный карлик (КК) с большим эксцентриситетом орбиты при тесном сближении звезд в афелии и выбросе КК протуберанца.
5. Показано, что короткие γ-всплески длительностью 10 – 100 мс могут быть вызваны падением на НЗ крупных комет с радиусом ядер 10 –
6. Рассмотрен механизм генерации γ-всплесков за счет выброса свободных нейтронов через разлом в твердой внешней коре НЗ при звездотрясении, вызванном мощной нестационарной аккрецией.
7. Показано, что тонкая временная структура γ-всплесков 10 – 100 мс может быть обусловлена периодом колебаний твердой внешней коры НЗ при звездотрясениях, спровоцированных мощной нестационарной аккрецией.
8. Рассмотрена модель расколотой внешней коры НЗ как резонатора затухающих акустических колебаний. При звездотрясениях, вызванных мощной нестационарной аккрецией, из разлома коры в фазу его сжатия могут выталкиваться сверхтекучие нейтроны, стекшие в разлом с поверхности или вброшенные из внутренней коры в фазу расширения разлома.
9. Обсуждается возможность пополнения поверхностного слоя нейтронов за счет нейтронизации протонов, падающих на НЗ при аккреции.
10. В рентгеновское фоновое космическое излучение могут вносить вклад γ-всплески в гало галактик в эпоху разогрева коронального газа z < 1, что позволяет оценить образованное ими обилие дейтерия. Исходя из изменения плотности энергии энергетического спектра фонового космического излучения в γ-диапазоне ~10-5 эВ/см3 в области излома спектра ~0,4 МэВ оценена доля дейтерия, образованного при γ-всплесках d < 4∙10-5, что согласуется с наблюдаемым обилием по числу частиц d = (1 – 1,5)∙10-5.
11. Показано, что спектр метагалактического изотропного γ-излучения ограничивает обилие дейтерия, которое могли образовать рентгеновские пульсары в двойных системах в эпоху первых звезд d < 7∙10-5.
12. Подтверждена оценка, предполагающая, что обилие дейтерия d ~ 10-5 в галактике массой ~1011 М○ могут сформировать (1 – 5)∙109 НЗ.
1. J.M. O'Meara, D. Tytler, D. Kirkman, N. Suzuki, J.X. Prochaska, D. Lubin, A.M. Wolfe. The Deuterium to Hydrogen Abundance Ratio toward a Fourth QSO: HS 0105+1619 // The As-trophysical Journal. - 2001. - V. 552. - № 2. - P. 718-730.
2. С.Ю. Поройков. Подходы к разрешению проблемы дейтерия, связываемого с ограничением на долю барионов // Основания фундаментальной физики и математики: материалы V Российской конференции (ОФФМ-2021) / под ред. Ю.С. Владимирова, В.А. Пан-челюги - М.: РУДН. - 2021. - С. 136-140.
3. А.М. Прохоров. Физическая энциклопедия, т. 2. - М.: Научное издательство «Большая Российская энциклопедия». - 1998.
4. А.М. Прохоров. Физическая энциклопедия, т. 3. - М.: Научное издательство «Большая Российская энциклопедия». - 1992.
5. J.M. Shull, B.D. Smith, C.W. Danforth. The Baryon Census in a Multiphase Intergalactic Medium: 30% of the Baryons May Still be Missing // The Astrophysical Journal. - 2012. - V. 759. - № 1. - 15 pp.
6. M. Fukugita, C.J. Hogan, P.J.E. Peebles. The Cosmic Baryon Budget // The Astrophysical Journal. - 1998. - V. 503. - № 2. - P. 518-530.
7. Б.В. Вайнер. Ю.А. Щекинов. Происхождение дейтерия // Успехи физических наук. - 1985. - Т. 146. - № 1 - С. 143-171.
8. J.D. Bowman, A.E.E. Rogers, R.A. Monsalve, T.J. Mozdzen, N. Mahesh. An absorption profile centred at 78 megahertz in the sky-averaged spectrum // Nature. - 2018. - V. 555. - P. 67-70.
9. S.C. Keller, et al. A single low-energy, iron-poor supernova as the source of metals in the star SMSS J031300.36-670839.3 // Nature. - 2014. - V. 506. - P. 463-466.
10. N.C. Segura, et al. A persistent ultraviolet outflow from an accreting neutron star binary transient // Nature. - 2022. - V. 603. - P. 52-57.
11. Г.С. Бисноватый-Коган, В.М. Чечеткин. Неравновесные оболочки нейтронных звезд, их роль в поддержании рентгеновского излучения и нуклеосинтезе // Успехи физических наук. - 1979. - Т. 127. - № 2. - С. 263-296.
12. А.М. Прохоров. Физическая энциклопедия, т. 1. - М.: Научное издательство «Большая Российская энциклопедия». - 1988.
13. С.Ю. Поройков. Вклад в рентгеновский космический фон излучения вспыхивающих красных карликов в двойных системах в гало и короне галактики // Журнал естественнонаучных исследований. - 2021. - Т. 6. - № 1. - С. 2-15.
14. А.М. Прохоров. Физическая энциклопедия, т. 5. - М.: Научное издательство «Большая Российская энциклопедия». - 1998.
15. А.М. Прохоров. Физическая энциклопедия, т. 4. - М.: Научное издательство «Большая Российская энциклопедия». - 1994.
16. J.J.E. Kajava, K.I.I. Koljonen, J. Nättilä, V. Suleimanov, J. Poutanen. Variable spreading layer in 4U 1608-52 during thermonuclear X-ray bursts in the soft state // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. - 2017. - V. 472. - Is. 1. - P. 78-89.
17. И.С. Григорьев, Е.З. Мейлихов. Физические величины. Справочник. - М.: Энергоатомиздат. - 1991.
18. А.В. Засов, А.С. Сабурова, А.А. Хоперсков, С.А. Хоперсков. Темная материя в галактиках // Успехи физических наук. - 2017. - Т. 187. - № 1. - С. 3-44.
19. S. Ammazzalorso, et al. Detection of Cross-Correlation between Gravitational Lensing and γ Rays // Physical Review Letters. - 2020. - V. 124. - Is. 10. - 11 pp.
20. Á. Bogdán, W.R. Forman, R.P. Kraft, C. Jones. Detection of a luminous hot X-ray corona around the massive spiral galaxy NGC 266 // The Astrophysical Journal. - 2013. - V. 772:98. - № 2. - 5 pp.
21. Á. Bogdán, W.R. Forman, M. Vogelsberger, H. Bourdin, D. Sijacki, P. Mazzotta, R.P. Kraft, C. Jones, M. Gilfanov, E. Churazov. Hot X-ray coronae around massive spiral galaxies: a unique probe of structure formation models // The Astrophysical Journal. - 2013. - V. 772:97. - № 2. - 18 pp.
22. R.C. Henry. Diffuse background radiation // The Astrophysical Journal Letters. - 1999. - № 516. - № 2. - L49-L52.
23. Yi-Kuan Chiang, Ryu Makiya, Brice Ménard, Eiichiro Komatsu. The Cosmic Thermal History Probed by Sunyaev-Zeldovich Effect Tomography // The Astrophysical Journal. - 2020. - V. 902:56. - № 1. - 12 рр.
24. С.Ю. Сазонов, И.И. Хабибуллин. Подогрев ранней Вселенной излучением массивных рентгеновских двойных систем // Письма в Астрономический журнал: Астрономия и космическая астрофизика. - 2017. - Т. 43. - № 4. - С. 243-253.
25. С.Ю. Поройков. Вклад нейтронных звезд в скрытую массу // Журнал естественнонаучных исследований. - 2022. - Т. 7. - № 1. - С. 45-57.
26. А.М. Черепащук. Черные дыры в двойных звездных системах и ядрах галактик // Успехи физических наук. - 2014. - Т. 184. - № 4. - С. 387-407.
27. А.М. Прохоров. Физический энциклопедический словарь. - М.: Советская энциклопедия. - 1983.
28. L. Wyrzykowski, et al. The OGLE view of microlensing towards the Magellanic Clouds - IV. OGLE-III SMC data and final conclusions on MACHOs // Monthly Notices of the Royal As-tronomical Society. - 2011. - V. 416. - Is. 4. - P. 2949-2961.
