3-2 نیازهای اساسی42
3-3 تابش از درون هسته فعال کهکشانی44
3-4 تابش از لایه های هسته فعال کهکشانی45
3-5 شتاب پرتوهای کیهانی بغایت پر انرژی در Cen A47
فصل چهارم
میدانهای مغناطیسی49
4-1 میدان مغناطیسی کهکشان49
4-1-1 مؤلفه منظم50
4-1-2 مؤلفه اتفاقی54
4-2 میدان مغناطیسی فراکهکشانی55
نتیجه گیری57
مراجع58
فهرست شکلها
شکل 1- 1 نمودار شار پرتو کیهانی بر حسب انرژی ………………………………………………………………………….4
شکل 1- 2 نتیجه معادلات برای نسبت تراکم شوک14
شکل 1-3 انرژی فرار نسبت به W15
شکل 1-4 تغییرات آنتروپی15
شکل 1-5 رابطه بین نسبت βوσ با کسر فشار پرتو کیهانی18
شکل 1-6 رابطه M2 با نسبت فشار پرتو کیهانی17
شکل 1-7 تصویر پرتو X از باقیمانده ابرنواختر تیکو19
شکل 1-8 نمودار تابش20
شکل2-1 تصویر مکانهای شتاب28
شکل 2-2 شار پرتوهای کیهانی بغایت پر انرژی33
شکل 2-3 طیف پرتوهای کیهانی بغایت پر انرژی بعد از فرار از ابرنواختر با پوشش هیدروژن35
شکل 2-4 طیف پرتوهای کیهانی بغایت پرانرژی بعد از فرار از ابرنواختر با پوشش کربن و هلیوم36
شکل 2-5 نمودار زمان به انرژی40
شکل 3-1 ناحیه مجاز درخشندگی سینکروترن بر حسب تابعی از Y45
شکل 3-2 ناحیه مجاز49
شکل 4-1 میدان دیسک در بالا و پایین کهکشان50
شکل 4-2تابع هویساید………………….. ……………………………………………………………………….55
فهرست جدولها
جدول 4-1 پارامترهای مؤلفه میدان مغناطیسی از دیسک کهکشان………………………………………….53
جدول 4-2 پارامترهای میدان مغناطیسی از هاله کهکشان………………………………………………………55
فصل اول
منابع پرتوهای کیهانی کم انرژی
1-1مقدمه
شناخت پرتوهای کیهانی بطور کاملا غیر منتظره و اتفاقی در طی تحقیق بر روی مواد رادیو اکتیو رخ داد . این اکتشاف توسط ویکتور هس صورت گرفت. ابزارهای حساس، مقداری از تابش را حتی زمانی که هیچ رادیوم یا اورانیومی در آن نزدیکی وجود نداشت نشان داد و معلوم شد که تابش نشان داده شده توسط ابزارها از زمین سرچشمه نگرفته است و از جایی خارج از زمین می آید. در نهایت تعقیب تابش پرتو کیهانی، ما را به سوی فواصل بزرگ در فضا راهنمایی کرد.
بعد از کشف اتفاقی نشت بار الکتریکی از الکتروسکوپها، محققان عموماً توافق کردند که این نشت واقعاً توسط یک تابش نفوذی با منشأ کیهانی، کاملاً متفاوت با پرتوهای x و رادیو اکتیو ایجاد شده است. اتمهای رادیو اکتیو سه نوع متفاوت از تابش بنامهای α وβ وγ را تولید می کنند که توسط ارنست رادر فورد 1در سال 1903 کشف شد. رادرفورد نشان داد که تابشهای α وβ شامل ذراتی هستند که ذرات α همان هسته اتمهای هلیوم و ذرات β شبیه الکترونها و پرتوهای کاتودی هستند. به نظر می رسد پرتو گاما به پرتوهای x نفوذ کننده بیشتر شبیه هستند تا به ذرات. اما سرانجام دانشمندان دریافتند که پرتوهای کیهانی خصوصیاتی متفاوت از همه اینها دارند. سالها طول کشید تا طبیعت پرتوهای کیهانی شناخته شود. زیرا هنگامی که آنها به اتمسفر نفوذ می کنند، انواع متفاوتی دارند و ویژگیهای مربوط به آنها را به شکل پیچیده ای تغیر می کند. پرتو های کیهانی اولیه که از بیرون اتمسفر به زمین نزدیک می شوند با اتمهای موجود در استراتوسفر برخورد می کنند و پرتو کیهانی CR)) ثانویه ای را تولید می کنند که آنها نیز برخوردهای مربوط به خود را خواهند داشت. این پرتوهای کیهانی ثانویه مسؤل نشت بار در الکتروسکوپ هستند. پرتوهای کیهانی در واقع اتمهای کاملاً یونیزه شده پر انرژی هستند که در سراسر جهان پخش می شوند و بطور پیوسته با نرخ حدود 1000 ذره در واحد متر مربع در ثانیه با زمین برخورد می کنند. بیشتر پرتو کیهانی اولیه پروتونها هستند، هسته اتمهای هیدروژن، این تعجب آور نیست که هیدروژن فراوانترین عنصر در جهان است. در زمین هیدروژن کمی در اتمسفر وجود دارد. اما مقدار زیادی در مولکولهای آب اقیانوس یافت می شود. هیدروژن 94 درصد اتمهای خورشید را تشکیل می دهد و عنصری است که در طول واکنشهای همجوشی اتمهای سنگین تر دیگر در دماهای بالا تشکیل می شود. برخی از همجوشی ها، خیلی بیشتر در جریان توسعه جهان اتفاق افتادند اما در انبساط بعد از انفجار بزرگ، همجوشی های دیگر هنوز درون ستاره ها ودر طی انفجارهای ابرنواختری در حال رخ دادن هستند. تشکیل هسته های پیچیده در واکنشهای همجوشی، سنتز هسته ای نامیده می شود.
بعد از هیدروژن فراوانترین عنصر در خورشید وستاره ها و همچنین در تابشهای کیهانی هلیوم است. در میان پرتوهای کیهانی هلیوم، ده بار کمتر از هیدروژن یافت می شود. هسته هلیوم مربوط به پرتو کیهانی اغلب ذره α نامیده می شود. در منظومه شمسی همه اتمها به جز هیدروژن و هلیوم، روی هم مقدارشان تنها حدود 1% فراوانی هیدروژن است. براستی هستی فعلی ما دلیلی عالی برای مراحل سنتزهسته ای دارد. باریکه پرتو کیهانی اولیه همچنین شامل تعداد اندکی از الکترونها و پرتوهای گاماست. پرتوهای گاما بالاترین انرژی از تابش الکترومغناطیسی را دارند. طیف تابش الکترومغناطیس از امواج رادیویی با بلندترین طول موج تا پرتوهای گاما با کوتاهترین طول موج تشکیل شده است. تفاوت اصلی بین پرتوهای کیهانی ذرات و پرتوهای گاما اینست که پرتوهای گاما نه جرم دارند و نه بار الکتریکی پروتونها، ذرات ∝ و هسته های سنگین تر بارهای مثبت دارند و الکترونها بار منفی دارند. فوتونهای پرتو گاما، تنها ذرات پرتوکیهانی با جرم صفر نیستند. نوترینوها در بسیاری از واکنشهای هسته ای مانند آنهایی که در حال رخ دادن در خورشید هستند، آزاد شده اند و نیز در برخی واپاشیهای رادیواکتیو تولید می شوند که نه جرم دارند ونه بار الکتریکی.
پرتوهای کیهانی پیوسته زمین را بمباران می کنند و در هر لحظه در حال عبور از بدن ما هستند. آشکار سازی آنها آنقدر مشکل است که اگرچه وجودشان اولین بار در اوایل دهه 1930تأیید شده بود اما تا سال1953 کشف نشده بودند. پس می توان گفت پرتوهای کیهانی بیشتر شامل پروتونها (هسته اتمهای هیدروژن)، حدود 9درصد هلیوم، مقداری هسته های سنگین تر و درصد کمی از الکترونها هستند. زمین بطور پیوسته توسط این ذرات بمباران می شود و این ذرات با اتمها در استراتوسفر، برای تولید ذرات بیشتر برخورد می کنند که می توانند بطور کامل در اتمسفر یا در برخی مواقع در عمق زیر زمین آشکارسازی شوند.
پرتوهای کیهانی توسط ماهواره ها و کاوشگرهای فضایی، توسط بالن ها در استراتوسفر با هواپیماهایی که تا ارتفاعات بلند پرواز می کنند و حتی با آشکارسازهای بزرگی که حدود دو مایل در زیر زمین جاسازی شده اند مورد مطالعه قرار گرفتند. محدوده انرژی تابشهای کیهانی بسیار گسترده است که ازتا〖 10〗^9 eV 〖10〗^20 eVرا شامل می شود. انرژی این ذرات بسیار بالاست و زمانی که اطلاعات را کنار هم می چینیم در می یابیم که شاری در حدود 1 ذره⁄(〖cm〗^2 sec)در انرژی 10 GeV وجود دارد. تنها می توان گفت که انرژی بالای 〖10〗^20 eV، حدود 5 ذره در 1 کیلو متر مربع را در هر قرن انتظار داشت که شار این پرتو ها با افزایش انرژی اولیه کم می شود و تعداد ذرات پر انرژی خیلی کمتر از کم انرژیهاست. شار پرتوهای کیهانی بصورت زیر است:
dN/dE(m^(-2) sr^(-1) s^(-1) Gev^(-1))≈1/8E^(-(γ+1) ) (1)
γ≈{█(1/7 E< E_knee @2/0 E>E_knee )┤
گاما شاخص طیفی است و برای قبل از زانو γ≈1/7 وبعد از زانو γ≈2 می باشد. نمودار شار پرتو کیهانی بر حسب انرژی در شکل زیر نشان داده شده است.
شکل 1-1 نمودار شار پرتو کیهانی بر حسب انرژی
در حال حاضر تمرکز اصلی تحقیقات بر روی پرتوهای کیهانی، ماهیت ومنشأ آنهاست، معلوم شده که این ذرات سریع، هنگامی که در اتمسفر نفوذ کرده و با اتمها برخورد می کنند، اثر آشکاری بر روی زمین باقی می گذارند. از کشف رادیو اکتیو در میان اختراع سینکروترن در دهه 1930 تا دوره مدرن تحقیقات هسته ای، یک مسیر مهم در توسعه راههای آشکارسازی و تشخیص ذرات پر سرعت بوده است. به دلیل اینکه بیشتر پرتوهای کیهانی، الکترونها و هسته ها هستند و با سرعتی نزدیک به سرعت نور حرکت می کنند، آشکار سازی و اندازه گیری سرعت آنها باعث اختراع روشهایی برای آزمایشهای فیزیک هسته ای در آشکارسازهای بزرگ شد. پرتوهای کیهانی آشکار شده در دستگاهها ی سطح زمین و حتی در استراتوسفر، باقی مانده هایی از پرتو کیهانی اولیه و هم ذرات تولید شده از این باقیمانده ها هستند. آنها برخوردهایی با اتمهای گاز در فضای بین ستاره ای یا بین سیاره ای انجام داده اند و همچنین ممکن است در اتمسفر نیز برخورد داشته باشند. چنین مشاهدات ناکاملی، تنها اولین مرحله در ایجاد یک تصویر از پرتوهای کیهانی و سفر آن از منابع دور را به زمین مهیا می کند.
هنگامی که پرتوهای کیهانی به زمین نزدیک می شوند با میدان مغناطیسی زمین روبه رو می شوند. مسیرهای طی شده توسط پرتوهای کیهانی در زمانی که آنها به زمین نزدیک می شوند، تحت تأثیر میدان مغناطیسی زمین است. چندین فاکتور، مسیر پرتو کیهانی را کنترل می کند: جهت اولیه حرکت آن، جرم، سرعت و بار الکتریکی آن و اینکه چگونه میدان مغناطیسی با فاصله از زمین تغییر می کند.
مسیرهای ذرات باردار الکتریکی که در یک میدان مغناطیسی منحرف شده اند، نزدیک زمین تا حدود زیادی حلقوی و بهم پیچیده است و وابسته به جزییاتی چون سرعت و راستای ورود ذره است. در نتیجه تعداد و سرعت پرتوهای کیهانی نزدیک به زمین همانند آن ذراتی که بسیار دورند اندازه گیری نخواهد شد. یک پرتوکیهانی که به زمین نزدیک می شود جهت حرکت آن در یک مسیر بسیار پیچیده پیوسته تغییر می کند. پس می فهمیم چرا مسیر یک ذره پرتوکیهانی آشکار شده توسط تلسکوپ پرتو کیهانی، شاخص معتبری از جهت ذره قبل از رسیدن آن به زمین نیست. پرتوهای کیهانی برای بررسی میدان مغناطیسی اطراف زمین و نواحی بین ستاره ها مورد استفاده قرار گرفته اند. هدف رصد خانه های پرتو کیهانی، کشف منابع ذرات پر انرژی کیهان است، سپس استفاده کردن از پرتوهای کیهانی، برای مطالعه خصوصیات این منابع و میدانهای مغناطیسی که پرتوهای کیهانی از آنها عبور کرده اند. در حال حاضر مدارکی داریم که نشان می دهد ذرات پرتو کیهانی توسط فرآیندهای الکترومغناطیسی شتاب داده شده اند و بوسیله واپاشی ذرات فوق العاده پر جرم تولید نشده اند.
در حالیکه طیف انرژی و ترکیب شیمیایی پرتوهای کیهانی بطور ذاتی، گواهی برای شتاب دهنده های اختر فیزیکی هستند، تشخیص قطعی منابع، یعنی اینکه منابع کجا هستند، تنها با استفاده از ناهمسانگردی راستاهای ورود آنها امکان پذیر است. اگر چه تضمینی وجود ندارد که منابع گسسته در جهت پرتوهای کیهانی قابل مشاهده باشند اما دلایلی برای خوش بینی وجود دارد.
R_L~(1E (Eev))/(ZB (μG)) kpc (2)
شعاع لارمور برای ذره ای با انرژی E و بار Z درمیدان مغناطیسی B است که برای ذرات پرتو کیهانی بالای چندین (1EeV=〖10〗^18 eV)EeV است، شعاع لارمور برای میدانهای مغناطیسی معمولی با شدت میکرو گوس از ابعاد کیهانی تجاوز نمی کند. پر انرژی ترین پرتوهای کیهانی با فرض اینکه پروتون باشند، در حال عبور از میان کهکشان می توانند شدت مغناطیسی کافی را برای حفظ راستای خود نسبت به پرتوهای کم انرژی تر داشته باشند. بعلاوه بالای 6×〖10〗^19 eV نباید هیچ پرتو کیهانی وجود داشته باشد. زیرا تابش زمینه کیهانی، چنین ذرات انرژی داری را قبل از اینکه بتوانند به اندازه Mpc 100 مسیر بپیمایند از بین می برد و پروتونها انرژی خود را در تولید پایونها از دست می دهند. هسته با تجزیه و پرتوهای گاما در خلق جفت e^± از بین می روند. همانطور که اشاره شد، آغاز تولید پایونها از برهمکنش پروتونها با تابش زمینه ریز موج (میکروویو) مورد انتظار است که منجر به قطع شار پرتو کیهانی بالای این انرژی آستانه می شود. مدارک قابل ملاحظه برای قطع GZK2 در سالهای اخیر بدست آمده است. به نظر می رسد که پرتوهای کیهانی بالای آستانه انرژی GZK باید در نزدیک کهکشان یعنی از منابعی که فاصله های آنها ازMpc 100 تجاوز نمی کند سرچشمه بگیرند. این پرتوهای کیهانی بالای GZK حد اقل یک میلیون بار پر انرژی تر از هر ذره پیغام آور دیگری است که از منابع اختر فیزیکی آشکارسازی شده اند. اگر واقعا منابع اختر فیزیکی پرتوهای کیهانی بتوانند توسط راستاهای ورودی تشخیص داده شوند احتمال دارد که منابع در ابتدا بطور جمعی نمایان شوند تا به صورت تکی. دسته ای از منابع می توانند از روی آمار شناسایی شوند حتی اگر هیچ منبع تکی قابل یافتن نباشد. ممکن است در جهت خوشه های دو وسه قلو ، پرتو کیهانی بیشتری آشکار شود. در صورت پرتو گیری کافی از پرتو کیهانی مشاهده همبستگی راستاهای ورود با یک دسته از موارد اختر فیزیکی، فرض اینکه منابع گسسته وجود دارند و اینکه منابع می توانند بصورت تکی مطالعه شوند را اعتبار می بخشد. هسته های کهکشانی تاکنون بعلت تابش شدید نور و پرتوهای پر انرژی الکترومغناطیس که حاصل وجود سیاه چاله ای در مرکزشان است، شناخته شده اند. از رصدخانه اوژه مدرکی برای یک ارتباط بین راستاهای ورود پرتوهای کیهانی بسیار پر انرژی و موقعیت های هسته های فعال کهکشانیAGN 3بدست آمده است. داده بدست آمده از رصد خانه بصورت آماری نشان می دهد از هر 15 دسته پرتو کیهانی پر انرژی که به زمین می آیند، 12 دسته آنها از سمت هسته های کهکشانی فعال اند. جستجو برای منابع پرتو کیهانی گسسته در بالاترین انرژی ها اتفاق می افتد، جایکه انحراف مغناطیسی باید کوچک باشد. چالش نجوم پرتو کیهانی این حقیقت است که شار ذرات در چنین انرژی بالایی ناچیز است. از آن رو پرتو گیری زیادی لازم است. البته یک خطای تخمینی بزرگتر، شدت میدانهای مغناطیسی کهکشانی و بین کهکشانی است. تخمینهای شدت میدان بسیار متفاوت است. میدان مغناطیسی کهکشانی یک جزءمعین و یک جزء اتفاقی (متلاطم) دارد که بر خط سیر ذرات بار دار به شیوه های مختلف اثر می کنند. بعنوان یک تخمین ناهموار، یک پروتون، پرتو کیهانی با انرژی 6×〖10〗^19 eV در حال عبور از میان یک میدان مغناطیسی معین با شدت 3μG در Kpc 1، حدود 3^° منحرف می شود. شبیه سازی پایه گذاری شده بر بیشتر مدلهای گسترده ساختار میدان، شامل میدان در هاله کهکشانی، اساساً مقادیری برای انحراف سازگار با این تخمین ناهموار می دهند. متناسب با بار ذرات پرتو کیهانی، انحراف ها برای هسته های سنگین تر بسیار بیشتر است. در حالیکه دامنه شدتهای میدان جزء معین و اتفاقی قابل مقایسه هستند. انتظار می رود انحرافهای ایجاد شده توسط جزء اتفاقی کوچک تر باشند، از این رو طول وابستگی میدانهای اتفاقی تنها در حدود 50 تا pc150 است. مسیری با طول Kpc 1 فقط چندین انحراف کوچک را تجربه می کند، بدون هیچ تغییر سینماتیکی در راستا.
کشف منابع پرتوهای کیهانی (در همه انرژیها ) یک هدف جالب برای رصد خانه های پرتو گامای بسیار پر انرژی و همچنین برای آشکارسازهای نوترینو، بوده است. نجوم پرتو گاما در حال حاضر، موضوعات اختر فیزیکی در پرتوهای گاما با انرژیهای تا حدود ده ها TeV را مطالعه می کند. بطور معمول ذراتی با بالاترین میزان انرژی وجود دارند که منابع آن آشکارا شناسایی شده اند. تعدادی از منابع کهکشانی و برون کهکشانی شناسایی شده اند و منابع جدید اکنون بر یک اساس منظم، با تلسکوپ ها در هر دو نیم کره کشف شده اند. از جهات بسیاری، نوترینو ها ذرات پیغام آور ایده آلی برای نجوم در بالاترین انرژی ها هستند. مثل پرتوهای گاما، نوترینو ها بدون انحراف توسط میدانهای مغناطیسی، عبور می کنند اگر چه این مورد برای آشکار کردن منابع ممکن ایده ال است اما به دلیل سطح مقطع کوچک نوترینو، آنها به راحتی در هر آشکارسازی جذب نمی شوند و چالش بزرگ نجوم نوترینو، ساختن آشکارسازها یی است که بتوانند یک میزان آشکارسازی خوب از نوترینو های اختر فیزیکی بدست آورند. برطرف کردن این چالش، به آشکارسازهایی با مقیاس حداقل کیلومتری نیاز دارد. هیچ منبعی از نوترینوهای اختر فیزیکی تاکنون شناسایی نشده اند، بجز انفجار ابر نو اختری و خورشید که هر دو بوسیله نوترینو های محدوده MeV کشف شدند. از طیف اندازه گیری شده پرتو کیهانی در می یابیم که شدت پرتوهای کیهانی کم است (از مرتبه 〖10〗^(-3) km^(-2) sr^(-1) yr^(-1) ) و در بالای آستانه GZK پرتو گیری بسیار بزرگی برای پیدا کردن جهتهای ورودی کافی از روی آمار لازم است تا بتوانیم مدارک ضروری را برای منابع گسسته تکی بدست آوریم. حقیقتی که تاکنون به هیچ وجه کشف نشده است به این معنی است که، افزایش زیادی در پرتو گیری نیاز خواهد بود. یک پرتو گیری از 〖10〗^5 km^2 yrsr چند صد جهت ورودی می دهد. تقریباً از مرتبه ای بیشتر از آنچه تاکنون با بزرگترین پرتو گیری بدست آمده است. هنوز هم هیچ تضمینی وجود ندارد که پرتوهای کیهانی در منابع گسسته منزوی، شتاب داده شده اند. حتی اگر این طور باشد، احتمال اینکه منابع بسیار زیاد یا بطور تکی باشند ضعیف است. آنها ممکن است منابع گذرا یا منفجر شده باشند و یا ممکن است تنها جتهای دراز و باریک، منتشر کنند.
در هر ثانیه حدود 20 پرتوی کیهانی از بدن ما عبور می کند، این پرتو ها در واقع پروتونهای پر انرژی هستند و مقدار کم اما اجتناب ناپذیری از تابش را به ما وارد می کنند. بعلت اینکه پرتوهای پر قدرت کیهانی، بسیار بی نظم به ما می رسند نمی توان پیش بینی کرد که از چه جهتی خواهند رسید. هیچ نشانه ای که بتواند به پیش بینی صحیحی منجر شود بدست نیامده است. منابع مختلفی برای این تابش کیهانی حدس زده می شود. ابرنواخترها4 مرحله منفجر شونده پایانی در تحول ستاره های بسیار حجیم تر از خورشید بعنوان عامل ایجاد کننده بسیاری از ذرات سریع شناخته شده اند. بیشتر پرتو های کیهانی احتمالا از کهکشان راه شیری ما سرچشمه می گیرند اما به نظر می رسد که ذرات خیلی کمی که بسیار پر انرژی هستند از فواصل خیلی دورتر می آیند. برخی پرتوهای کیهانی از خورشید می آیند. خورشید و میدان مغناطیسی زمین تأثیر زیادی بر روی کندترین پرتوهای کیهانی می گذارند. در حال حاضر معلوم شده که پرتوهای کیهانی در دو دسته پایین می آیند، دسته اول که در اقلیت هستند و از روی تغیرات کم مربوط به شار پرتو کیهانی بین شب وروز، مشخص شده اند مربوط به خورشید می باشند. افزایش شدت پرتو کیهانی در ارتباط با شعله های خورشیدی آشکار شده است. انفجارهای عظیم می توانند بر روی سطح خورشید دیده شوند (توسط تلسکوپ ) اما بیشتر پرتوهای کیهانی از فواصل دور می آیند. در حال حاضر تصور بر این است که این پرتوهای کیهانی کهکشانی در کهکشان خود ما سرچشمه می گیرند، ناحیه ای که شامل حدود یک صد میلیون ستاره از جمله خورشید ما و سیستم خورشیدی است. کل کهکشان در حدود صد هزار سال نوری ضخامت دارد و ما تقریباً بر صفحه استوایی اش، حدود نیمه راه از مرکز قرار گرفته ایم. غبار و ستاره ها اغلب در ناحیه استوایی کهکشان متمرکز شده اند. ما این ناحیه را راه شیری می نامیم و اگر از مکانهایی که عاری ازآلودگی هوا و روشنایی نورهای شهری هستند، به آسمان نگاه کنیم می توانیم آن را که در سراسر آسمان کشیده شده را ببینیم. در کهکشان منابع پرتو های کیهانی هنوز به خوبی شناخته نشده اند.
شاید بیشتر آنها از ستاره های غیر معمول همچون ابرنواخترها می آیند که منفجر شده اند و باقی مانده هایشان را در فضای بین ستاره ای پرتاب کرده اند. اما اینکه شتاب تند این ذرات چگونه و کجا رخ داده، معین نشده است. هنوز بسیاری از اندازه گیریها ی تابش از باقی مانده های ابرنواختر، بطور آشکار حضور الکترونهای پر سرعت را نشان می دهد. معروف ترین این باقی مانده های ابرنواختر5(SNR) سحابی خرچنگ در برج گاو (ثور) است. بیشترین ذرات پرتو کیهانی کهکشانی از کهکشان ما سرچشمه می گیرند. اما گواه رو به رشدی نشان می دهد که برخی از پرانرژی ترین ذراتی که به ما می رسند از بیرون می آیند و احتمالاً از کهکشانهای بسیار دوری که تلسکوپ ها آشکار کرده اند سرچشمه گرفته اند .[1]
1-2 بقایای ابرنواختر
حدود صد سال از آشکار سازی پرتو کیهانی به وسیله ویکتور هس می گذرد. هنوز منابع این ذرات پر انرژی و روشهایی که این ذرات شتابدار می شوند آشکار نشده است. چگالی انرژی پرتوهای کیهانی در کهکشان حدود1 ev〖cm〗^(-3) است که از انرژی فراهم شده بوسیله ابرنواختر در مدت زمان طولانی بدست آمده است.
ابرنواختر پرانرژی ترین رخداد در طبیعت است. کسر بزرگی از انرژی انفجار که حدود 10 تا 20 درصد است را برای شتاب ذرات لازم داریم تا بتوانیم شار پرتوهای کیهانی مشاهده شده روی زمین را توضیح دهیم. نیرویی که بوسیله انفجار ابرنواختر حاصل می شود، شاید بلافاصله بعد از انفجار برای شتاب ذرات در باقیمانده ابرنواختر (SNR) مورد استفاده قرار بگیرد که در واقع این نیرو می تواند ترکیبی از اثر چندین ابرنواختر و بادهای میان ستاره ای قوی باشد.
هم اکنون بیشترین رخدادها نشان می دهند که حد اقل بخشی از پرتوهای کیهانی از باقیمانده ابرنواختر ناشی شده اند. امواج رادیویی مشاهده شده از باقیمانده ابرنواختر نشان می دهد که الکترونهای نسبیتی در آنجا حضور دارند. رویدادهای دو دهه اخیر نشان می دهند که باقیمانده ابرنواخترها می توانند ذرات را تا انرژی 〖10 〗^18 eVشتاب دهند. اولین کشف تابش سینکروترن پرتو X از SN 1006 بود. اما به دلایل زیادی تابش سینکروترن پرتو X در Cas A 6بررسی شد.
در حال حاضر معلوم شده است که باقیمانده ابرنواختر های خیلی جوان که در نواحی نزدیک به جبهه شوک هستند بیشتر تابش پرتو X شان بوسیله تابش سینکروترن است. آشکارسازی تابش پرتوگامای TeV دلیلی برای شتاب تا انرژیهای حدود TeV است که از باقیمانده ابرنواخترهای جوان بوسیله تلسکوپهای چرنکوف 7و همچنین VERITAS، MAGIC، HESS، HEGRA آشکار شده اند و چند سالی است که رصدخانه های فرمی8 و AGIEL پرتوهای گامایی را که در محدوده TeV هستند از باقیمانده ابرنواخترهایی که هم جوان و هم بالغ اند را آشکار کرده اند. اگر چه مدارکی که بر اساس مشاهدات بدست آمده، هنوز بطور قطع مشخص نکرده است که باقیمانده ابرنواخترها توانایی آن را دارند که ذرات را به 〖10〗^18 eV یا بیشتر شتاب دهند، یا اینکه 10% انرژی انفجار را به پرتوهای کیهانی منتقل کنند. با این وجود ، مشاهدات به این نکته اشاره دارند که براستی باقیمانده ابرنواخترها می توانند تعدادی از ذرات را تا انرژیهای خیلی بالا، به اندازه کافی شتاب دهند [2].
1-3 فرآیند شتابدهی ابرنواختر ها
لازم است که باقیمانده ابرنواخترها بتوانند کسر بزرگی از انرژیشان را به پرتوهای کیهانی منتقل کنند و اینکه بتوانند ذرات را حد اقل تا 〖10〗^18 eV شتاب دهند تا طیف و شار پرتوهای کیهانی که روی زمین آشکار می شوند توجیه شوند.
در چند دهه غیر ممکن بود که بتوان شتاب استاندارد را در چارچوب یک تئوری بیان کرد که این تئوری شتاب شوک پخشی نامیده می شود. مطابق با تئوری شتاب شوک پخشی، ذرات با انرژی کافی می توانند بصورت پخش بسمت جریان کلی پلاسما حرکت کنند که بدین وسیله از جبهه شوک عبور می کنند. از آنجا که بین دو طرف شوک اختلاف سرعت وجود دارد، هر وقت که شوک عبور می کند، ذرات را هل می دهد که در واقع می تواند نشان دهد که dE/E≈cte است. ذراتی که خیلی از ناحیه شوک دور هستند بوسیله شوک – گرم شده از فرایند شتاب خارج می شوند. مقیاس زمان شتاب بطور تقریبی با τ_acc=D⁄(V_s^2 ) نشان داده می شود. D پارامتر انتشار است که بوسیله فرمول زیر بدست می آید:
D=1/3 λ_mfp V_particle≈1/3 ηcE⁄eB ( 1-1)
که λ_mfp پویش آزاد میانگین فرض شده است و η برابر شعاع ژیرو 9 است. برای تعداد زیادی میدان مغناطیسی آشفته ∂B/B~1 و1 = η است.
مقیاس طول که بیشتر بر اساس انتقال انتشار است تا همرفتی، با فرمول زیر بدست می آید:
L_diff=τ_acc V_s=D⁄V_s (2-1) .
برای میدان کهکشان ما B=5μG و V_s=5000 Kms^(-1) است و بیشترین انرژی الکتریکی که در 500 yr می توان بدست آورد E_max<6×〖10〗^14 evη^(-1) است.
برای توصیف پرتوهای کیهانی کهکشان در بالاترین انرژی لازم است، که میدانهای مغناطیسی بیشتر از میدان مغناطیسی کهکشان ما باشند و η به یک نزدیک باشد. نتیجه اینست که پرتو کیهانی که در جلوی شوک جریان دارد، شروع می کند به تراکم و گرم کردن پلاسما که پیشرو 10پرتو کیهانی نامیده می شود. بطور معمولی برای یک شوک قوی، نسبت تراکم 4=  (برای γ=5/3 ) را انتظار داریم ( بخش بعد نسبت تراکم توضیح داده شده است ). شوکی که به اندازه کافی شتاب یافته نسبت تراکم 4 >  را دارد که بخاطر تغییر سرعتی است که بوسیله پیشرو پرتو کیهانی ایجاد می شود. اما ترکیب نسبت تراکم شوک گاز و نسبت تراکم پیشرو پرتو کیهانی 4<  را نتیجه می دهد [2].
1-3-1 رابطه بین فرار و فشار پرتو کیهانی
اخیراً شتاب پرتو کیهانی اندازه گیری می شود، این شتاب با اندازه گیری دمای پروتونهایی که از شوکهای باقیمانده ابرنواخترها تولید می شوند، بدست می آید، شوکهایی که گمان می رود شتابدهنده های مؤثر پرتو کیهانی باشند. یک ارتباط ساده بین دمای پلاسما ی پشت شوک و سرعت شوک وجود دارد. اگرچه وقتی یک شوک پرتو کیهانی را شتاب می دهد، انرژی کمتری برای گرم کردن پلاسما دارد. دمای پروتون می تواند از انتشار حرارتی دوپلر نتیجه شود. به این نکته باید توجه کرد که برخلاف دمای الکترون، دمای پروتون در کیهان برابر یا نزدیک با میانگین دمای پلاسما است. در واقع دمای پلاسما در اندازه گیری سرعت شوک سه برابر کمتر از مقدار مورد انتظار بدست می آید که با این مقدار نمی توان فشار پرتو کیهانی را در نظر گرفت، زیرا فشار پرتو کیهانی پشت شوک حدود 50% کمتر از فشار پرتو کیهانی است. فشار پرتو کیهانی بصورت زیر بدست می آید: [3]
W≡P_cr⁄P_total (3-1)
وینک 11و همکارانش در سال 2010 نتایج را فقط با فرض اساسی ترمو دینامیک حساب کردند، تنها با استفاده از دو مؤلفه سیال: 1- پلاسما و 2- پرتو کیهانی. این تقریب می تواند بعضی از نتایج محاسبات پیچیده را دوباره تولید کند. آنها ترمو دینامیک را در 3 ناحیه محاسبه کردند:

(0) – خیلی جلو تر از شوک 12
(1) – در پیشرو ، قبل از اینکه شوک وارد پلاسما شود 13
(2) – ناحیه شوک گرم شده 14[2]
پایستگی شار جرمی 15برای سه ناحیه بصورت زیر بدست می آید:
ρ_0 ʋ_0=ρ_1 ʋ_1=ρ_2 ʋ_2 (4-1)
ʋ سرعت گاز نسبت به شوک است و ʋ_0=V_s که سرعت شوک در چارچوب مرجع ناظر است. پایستگی شار اندازه حرکت16 هم با عبارت زیرنشان داده می شود:
P_0+ρ_0 V_s^2=P_1+ρ_1 ʋ_1^2=P_2+ρ_2 ʋ_2^2 (5-1)
P فشار است [3] و بنظر می رسد که فشار پرتو کیهانی در عبور از شوک ثابت است ( از ناحیه 1 به 2)، معادلات پایستگی حل شده همان معادله معمولی شوک برای پایستگی جرم و تعادل فشار در هر سه ناحیه هستند ] [ρ ، ] [P+ρV^217[2].
عدد ماخ را برای ساختار شوک در ناحیه اول بصورت زیر نشان می دهیم:
M_0^2≡1/γ_g (ρ_0 V_s^2)/P_0 (6-1)
γ_gضریب گرمایی ویژه ذرات حرارتی است و در زیر نشان می دهیم که ضریب تراکم در سراسر سه ناحیه متفاوت است و بصورت زیر تعریف می شود:
χ _1≡ρ_1/ρ_0 ،〖 χ〗_2≡ρ_2/ρ_1 ،〖 χ〗_12≡χ_1 χ_2≡ρ_2/ρ_0 (7-1)
فرض می کنیم فشار حرارتی در پیشرو تنها بعلت گرمای بی دررو در آن است:
P_(1,th)=P_0 χ_1^(γ_g ) (8-1)
در سیستم چند سیالی، شوکی که پلاسما را گرم می کند، زیرشوک18 نامیده می شود، که در محدوده یک گاز سیال، زیرشوک برابر با شوک است و در سرتاسر زیرشوک، فشاری که در ارتباط با ذرات شتاب یافته است، تغییر نمی کند و تنها رابطه برای کم شدن وابستگی به عدد ماخ، فشار ذرات غیر حرارتی در زیرشوک است، در غیر اینصورت فشار زیر شوک، دوباره به حالت استاندارد یک سیال هدایت می شود.
رابطه ای که برای نسبت تراکم شوک با عدد ماخ بدست می آوریم، بصورت زیر می باشد:
M_1^2=(ρ_1 ʋ_1^2)/(γ_g P_1 )=((ρ_0 V_s^2)⁄χ_1 )/(γ_g P_0 χ_1^(γ_g ) )=M_0^2 χ_1^(-(1+γ_g)) (9-1)
با ترکیب معادله (1-5) و (1-6) و (1-7) برای فشار کل دور از چشمه 19(پشت شوک) P_2 و فشار حرارتی P_th بدست می آوریم [3]:
P_2/(ρ_0 V_s^2 )=(P_(2,cr)+P_(2,th))/(ρ_0 V_s^2 )=1/(γ_g M_0^2 )+(1-1/χ_12 ) (10-1)
P_(2,th)/(ρ_1 ʋ_1^2 )=(1-W) P_2/(ρ_1 ʋ_1^2 )=(χ_1^(γ_g+1))/(γ_g M_0^2 )+(1-1/χ_2 ) (11-1)
زیر نویس cr به پرتو کیهانی برمیگردد و نشان می دهیم که سمبل W در واقع کسری از فشار دور از چشمه است که وابسته به فشار پرتو کیهانی است:
W=P_(2,cr)/(P_(2,th)+P_(2,cr) ) (12-1)
با استفاده از ρ_1 ʋ_1^2=(ρ_0 V_s^2)⁄Х_1 می توانیم کسر فشار پرتو کیهانی را نسبت به عدد ماخ بدست آوریم:
W=((1-χ_1^(γ_g ) )+γ_g M_0^2 (1-1/χ_1 ))/(1+γ_g M_0^2 (1-1/χ_12 )) (13-1)
برای شوکهایی با عدد ماخ بالا این معادله به شکل زیر ساده می شود:
W=(1-1/χ_1 )/(1-1/χ_12 )=(χ_12-χ_2)/(χ_12-1) (14-1)
نسبت تراکم برای زیر شوک بصورت رابطه استاندارد شوک بدست می آید:
χ_2=((γ_g+1)M_1^2)/((γ_g-1) M_1^2+2) (15-1)

در این سایت فقط تکه هایی از این مطلب با شماره بندی انتهای صفحه درج می شود که ممکن است هنگام انتقال از فایل ورد به داخل سایت کلمات به هم بریزد یا شکل ها درج نشود

شما می توانید تکه های دیگری از این مطلب را با جستجو در همین سایت بخوانید

ولی برای دانلود فایل اصلی با فرمت ورد حاوی تمامی قسمت ها با منابع کامل

اینجا کلیک کنید

در معادله (1-9)، M_1 را بدست آوردیم و معادله (1-9) و(1-13) و(1-15) نشاندهنده رابطه ای بین ضریب تراکم پیشرو و کسر فشار پرتوکیهانی دور از چشمه، نسبت به عدد ماخ نزدیک به چشمه 20M_0 است. با بدست آوردن W می توانیم انرژی فرار ε_esc را محاسبه کنیم ولی عکس این قضیه درست نمی باشد، چون انرژی فرار ε_esc بیشترین مقداری را دارد. در حقیقت، از نظر ریاضی بیشترین مقدار منحنی، بیشتر از آنچه که در شکل 2-1 (چپ) نشان داده شده، کاهش می یابد اما با ضریب تراکم غیر فیزیکی χ_2<1 در زیر شوک در ارتباط است. مقدار اوج در نسبت تراکم کل به بیشترین مقدار انرژی فرار ε_esc بستگی دارد. که می توان آن را با رابطه زیر بیان کرد:
χ_12=((γ_g+1)M_1^2 χ_1)/((γ_g-1) M_1^2+2)=((γ_g+1)M_0^2 χ_1^(〖-γ〗_g ))/((γ_g-1) M_0^2 χ_1^(-(γ_g+1))+2) (16-1)
با جایگذاری (dχ_12)/(dχ_1 )=0 ، رابطه را نسبت به χ_1 بدست می آوریم :
χ_1=〖((γ_g-1)/(2γ_g ) M_0^2)〗^(1⁄((γ_g+1))) (17-1)
با داخل کردن معادله (1-15) و استفاده از معادله (1-9)، χ_12 به بیشترین مقدار در نسبت تراکم زیر شوک می رسد:
χ_(2,max)=γ_g/(γ_g-1)=2/5 (18-1)
که با مقدار عددی γ_g=5⁄3 بدست آمده است. نمودار سمت چپ شکل 1-2 رابطه بین انرژی فرار و کسر فشار پرتو کیهانی دور از چشمه (معادله1-13) می باشد که برای ضریب گرمایی ویژه پرتوکیهانی برابر γ_cr=4⁄3 است و عدد ماخ نزدیک به چشمه M_0، مقدارهای متفاوتی دارد. در نمودار سمت راست رابطه بین ضریب تراکم کلی (χ_12 خط پیوسته ) و ضریب تراکم زیر شوک (χ_2 نقطه چین ) با اعداد ماخ متفاوت نشان داده می شود و شکل1-3 همان نمودار سمت چپ بالا، ولی برای ضریب گرمایی ویژه γ_cr=5⁄3 است.
شکل 1-2 نتیجه معادلات برای نسبت تراکم شوک [3]
شکل 1-3 انرژی فرار نسبت به W [3]
1-3-2 انرژی فرار
ذراتی که نزدیک به چشمه منتشر می شوند بوسیله انرژی فرار از جا کنده می شوند و بر اساس پایستگی انرژی در سرتاسر شوک، انرژی باید از سیستم خارج شود. که این انرژی میتواند به شکل فرار پرتو کیهانی باشد [2]:
(P_2+u_2+1/2 ρ_2 V_2^2 ) V_2=(P_0+u_0+1/2 (1-ϵ)ρV_0^2 ) V_(0 ) (19-1)
u=P⁄(γ-1) انرژی درونی و ϵ_esc=F_cr/(1⁄2 ρ_0 V_s^2 ) انرژی فرار پرتو کیهانی و کل انرژی جنبشی از شوک بهنجار شده، می باشد. توجه کنید که انرژی فرار می تواند تنها از انرژی جنبشی بدست آید. چون انرژی جنبشی تنها منبع از انرژی آزاد است. اگر ما افت تابشی را در نظر بگیریم، فاکتور (1-ϵ_esc) باید در جلو P_0 باشد، چون انرژی حرارتی نزدیک به چشمه همیشه می تواند به بیرون تابش کند، برای استفاده بهتر فرمولهای زیر را معرفی می کنیم:
G_0≡γ_g/(γ_g-1) , G_2≡W γ_g/(γ_g-1)+(1-W) γ_g/(γ_g-1) (20-1)
با استفاده از معادله (1-10) بدست می آوریم :
ϵ_esc=1+(2G_0)/(γ_g M_0^2 )-(2G_0)/(γ_g M_0^2 χ_12 )-(2G_2)/χ_12 (1-1/χ_12 )-1/(χ_12^2 ) (21-1)
این رابطه کاملاً ترمودینامیکی است که بین ضریب تراکم پیشرو χ_1 و فشار غیر حرارتی دور از چشمه و انرژی فرار است [3]. دلایل فیزیکی که انرژی فرار لازم دارد تا شتاب کافی برای پرتو کیهانی بوجود آید اینست که شوک در عبور از یک ناحیه تغییرات سریع سرعت داشته باشد. تغییرات سریع سرعت می تواند بوسیله افزایش آنتروپی بدست آید[2] ،که تغییرات آنتروپی با رابطه زیر نشان داده می شود :
∆s=3/2 K_B ln⁡((P_(2,th) ρ_2^(〖-γ〗_g ))/(P_(0,th) ρ_0^(〖-γ〗_g ) )) (22-1)
افزایش آنتروپی مربوط به ذرات شتاب یافته را نادیده می گیریم در شکل 1-4 سمت چپ وقتی کسر فشار پرتو کیهانی W افزایش یافت تغییرات آنتروپی کاهش می یابد و در نمودار سمت راست نشان داده شده که برای مقدارهای معین انرژی فرار ε_esc دو امکان برای افزایش ناگهانی آنتروپی است که بعنوان مثال در یک پرتو کیهانی نه چندان قوی، شوک شتاب می یابد که باعث افزایش آنتروپی می شود یا اگر پرتوهای کیهانی شتاب یابند انرژی از سیستم نشت می کند چون شتاب پرتو کیهانی نمی تواند تغییر زیادی در آنتروپی ایجاد نماید.
شکل 1-4 تغییرات آنتروپی [3]
در نمودار سمت چپ افزایش آنتروپی بعنوان تابعی از کسر فشار پرتو کیهانی دور از چشمه W است و در نمودار سمت راست به همان صورت است اما بعنوان تابعی از انرژی فرار ε_esc می باشد [3].
نتیجه شگفت آوری که از شبیه سازی عددی بدست می آید، ولی نمی توان بصورت تحلیلی آن را بیان کرد، اینست که رویهم رفته نسبت تراکم کلی برای یک تراکم از χ_2=γ_gas⁄((γ_gas-1))=2/5 در شوک اصلی به بیشترین مقدار می رسد و در نهایت، برای آنهایی که عدد ماخ کمتر از شش ( M<6) دارند، نتیجه می شود که شتاب پرتو کیهانی را نمی توانند به اندازه کافی تقویت کنند (خط سبز در نمودار ). منظور از مقدار مقابل اینست که شوکهای ماوراء-خوشه ای21 نمی توانند ذرات را به اندازه کافی شتاب دهند [2].
1-3-3 دمای دور از چشمه
از معادله (1-10) و (1-11) و (1-13) برای دمای دور از چشمه، عبارت زیر بدست می آید:
K_B T_2=P_(2,th)⁄n_2 =(1-W) 1/χ_12 [1/(γ_g M_0^2 )+(1-1/χ_12 )]μm_p V_s^2=1/(χ_1 χ_12 ) [(χ_1^(γ_g+1))/(γ_g M_0^2 )+(1-1/χ_2 )]μm_p V_s^2 (23-1)
K_Bثابت بولتزمن و μ میانگین جرم برای هر ذره و m_p جرم پروتون است . این عبارت باید با دمای پشت شوک ( تک سیالی ) که انتظار داریم مقایسه شود:
K_B T_2=1/χ_12 (1-1/χ_12 )μm_p V_s^2=3/16 μm_p V_s^2 (24-1)
از معادله (1-21) و جایگذاری χ_12=4 (برای شوک قوی γ_g=5/3 است) می توان W=0, M_0→∞ را بدست آورد که این نسبت بصورت زیر تعریف می شود:
β=(K_B T_2)/(3/16 μm_p V_s^2 ) (25-1)
این کمیت با اندازه گیری های موجود رابطه دارد که در شکل 2-4 سمت چپ نشان داده شده است . به این نتیجه می رسیم که W به ضریب گرمایی ویژه γ_cr از ذرات شتاب یافته، بستگی ندارد و همچنین β هم به γ_cr بستگی ندارد، پس β به توزیع انرژی ذرات شتاب یافته بستگی ندارد. بعلاوه، نسبتی را که بصورت σ=(K_B T_2)⁄(K_B T_0 ) تعریف می شود، بین دمای دور از چشمه و نزدیک چشمه است و بصورت زیر بدست می آید :
σ=(K_B T_2)/(K_B T_0 )=(1-W) P_2/(ρ_0 V_s^2 ) (γ_g M_0^2)/χ_12 =(1-W) 1/χ_12 [1+γ_g M_0^2 (1-1/χ_12 )]=1/(χ_1 χ_12 ) [χ_1^(γ_g+1)+γ_g M_0^2 (1-1/χ_2 )]. (26-1)
که رفتار σ بعنوان تابعی از W در سمت راست شکل 1-5 نشان داده شده است [3].
شکل 1-5 رابطه بین نسبت βوσ با کسر فشار پرتو کیهانی [3]
شکل1-6 رابطه M_2 با نسبت فشار پرتو کیهانی [3]

دسته بندی : پایان نامه ارشد

پاسخ دهید