ВНЕГАЛААКТИЧЕСКОЕ ДИФФУЗНОЕ ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ СВЕРХВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ А.В. УРЫСОН ФИАН. - презентация

1 ВНЕГАЛААКТИЧЕСКОЕ ДИФФУЗНОЕ ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ СВЕРХВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ А.В. УРЫСОН ФИАН

2 ГЗК-эффект - взаимодействие КЛ УВЭ с микроволновым фоновым излучением в межгалактическом пространстве. Возможные проявления ГЗК-эффекта: 1) отсутствие частиц при E>10^20 эВ; 2) изменение формы спектра КЛ УВЭ (Хилл&Шрамм, Хиллас, Березинский&Григорьева); 3) электромагнитные каскады в межгалактическом пространстве (Хаякава, Прилуцкий&Розенталь).

3 Попытка обнаружения гамма-излучения с энергией E>350 ГэВ, рожденного в межгалактическом каскаде, была предпринята в работе (Akerlof et al., 2003), но обнаружено оно не было. Здесь мы проанализируем возможность регистрации гамма-излучения с E>10^19 эВ. Расчеты проведены для разных моделей источников КЛ УВЭ и с использованием разных оценок радиофона в межгалактическом пространстве.

4 Основные черты каскадного процесса КЛ УВЭ взаимодействуют с реликтовыми фотонами: p+ rel p+ 0, (1) p+ rel p+ +. (2) Рожденные пионы дают начало элетронно-фотонной компоненте: 0 2, (3) + + +, (4) + e (5)

5 Электронно-фотонная компонента порождает каскад на фотонах фонового излучения b в последовательном цикле реакций: 1) рождения пар + b e + +e -, (6) 2) обратного комптоновского рассеяния e+ b e +. (7) Процесс рождения пар (6) – пороговый, он возможен, если энергия фотона E >E t, где пороговая энергия равна E t =(mc 2 ) 2 / b (8) (здесь mc 2 – масса электрона, mc 2 =0.5 МэВ, b – энергия фонового фотона).

6 Процессы рождения пар и обратного комптоновского рассеяния при высоких энергиях имеют две характерные черты. 1) Энергия рожденного электрона или рассеянного фотона почти равна энергии первичного электрона или фотона: E e E, E E e, а энергия второй частицы сравнительно мала: E e E e E t. Вследствие этого в каскаде может сохраняться лидирующая частица в виде электрона или фотона, которая несет высокую энергию - порядка энергии E p первичного протона, инициировавшего реакции (3-5). Другие частицы в каскаде имеют значительно меньшие энергии E E t. 2) Сечения этих процессов уменьшаются с ростом энергии: IC, ~1/(E b ) (c точностью до логарифмических членов).

7 При энергии E

8 Кроме высвечивания на радиофотонах, лидирующий электрон будет терять энергию на синхротронное излучение в межгалактических магнитных полях. Величину поля, в котором синхротронные потери несущественны, оцениваем из следующих соображений. Синхротронные потери будут несущественны, если t IC < T s, (10) где t IC - время, в течение которого электрон рассеивает жесткий фотон в IC-процессе, T s - время, за которое электрон теряет на синхротронное излучение менее половины энергии.

9 Отрезок времени t IC, в течение которого электрон передает энергию жесткому фотону, равно: t IC = IC /c, здесь IC - средний свободный пробег электрона, равный IC =( IC n b ) -1, n b – плотность фоновых фотонов, с – скорость света. Сечение обратного комптоновского рассеяния IC при E e >E t составляет: IC 3/8 Т (mc 2 ) 2 /(E e b ){ln[2 E e b /(mc 2 ) 2 ]+0.5}, а при E e E t ), и на радиофотонах (тогда E e

10 Описание модели 1. Источники КЛ УВЭ - активные галактические ядра: а) сейфертовские с 0

11 Вычисления Пробеги протонов и передача энергии пионам в реакциях вычислялись методом Монте-Карло. Потери энергии первичного протона УВЭ вычислялись с учетом зависимости сечения и коэффициента неупругости K от энергии протона E p и с учетом потерь энергии вследствие расширения Вселенной. Предполагалось, что в электромагнитном каскаде лидирующая частица полностью передает свою энергию фотону или одной из частиц е + e - -пары. Межгалактическое магнитное поле имеет величину H Гс, и синхротронными потерями электронов можно пренебречь. Электроны УВЭ, дошедшие до Галактики, не учитывались вследствие того, что они быстро теряют энергию в галактическом магнитном поле. В вычислениях отбирались только частицы каскада с энергией E> эВ, для которых заведомо выполняется условие E>E t эВ.

12 Результаты Каскад развивается без лидирующей частицы, если в фоновом излучении присутствуют фотоны с энергией эВ. Возможно ли рождение гамма-квантов с E>E t1, если для радиофона принять данные измерений? Во всех моделях со степенным исходным спектром доля гамма-квантов с E> эВ от числа ливней с E> и эВ очень мала: I (> эВ)/I CR (> эВ)~10 -4, I (> эВ)/I CR (>10 19 эВ)~10 -6, если =2. При более мягких исходных спектрах – эта доля равна 0.

13 Результаты В модели с моноэнергетическим исходным спектром в лацертидах, вследствие высокой начальной энергии частиц E 0 =10 21 эВ, протоны участвуют в большем числе взаимодействий и доля гамма-квантов составляет: I (> эВ)/I CR (> эВ) 0.19, I (> эВ)/I CR (>10 19 эВ)

14 Заключение Если энергия фонового радиоизлучения не превышает эВ, то возможна проверка модели, в которой источниками КЛ УВЭ являются активные галактические ядра с моноэнергетическим спектром E 0 =10 21 эВ. (Основания для такой модели приведены в работах (Кардашев, 1995; Урысон, 2004). Это единственная модель, в которой предсказывается сравнительно высокая доля ливней УВЭ, инициированных гамма-квантами. Отбор таких ливней возможен на установке Auger.

15 Описание модели 2. Фоновые излучения а) реликтовые фотоны: = эВ, =400 см -3. = эВ, =42 см -3. Пороговая энергия во взаимодействиях с реликтовым излучением равна E t эВ.

16 Описание модели Результаты измерений внегалактического радиофона приведены в работе (Clark et al., 1970): энергия радиофотонов не менее эВ, их плотность равна n см -3. По теоретическим оценкам (Protheroe et al., 1996) с учетом эволюции источников радиоизлучения, эВ, плотность фотонов при этой энергии составляет n 1 1см -3. В первом случае пороговая энергия E t эВ, во втором случае E t эВ. Во втором случае лидирующий электрон рассеивает мягкие фотоны на длине IC 0.5 Мпк, а не передает энергию жесткому фотону.