щнклотдпя
ременное
стствоЗнанж

ISSEP
МЕЖДУНАРОДНАЯ СОРОСОВСКАЯ ПРОГРАММА ОБРАЗОВАНИЯ В ОБЛАСТИ ТОЧНЫХ НАУК
э
нциклопедия
СОВРЕМЕННОЕ
ЕСТЕСТВОЗНАНИЕ
В десяти томах
МАТЕМАТИКА. МЕХАНИКА
ФИЗИКА ВОЛНОВЫХ ПРОЦЕССОВ
ФИЗИКА КОНДЕНСИРОВАННЫХ СРЕД
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ. АСТРОФИЗИКА
ФИЗИЧЕСКАЯ ХИМИЯ
ОБЩАЯ ХИМИЯ
ОБЩАЯ БИОЛОГИЯ
МОЛЕКУЛЯРНЫЕ ОСНОВЫ БИОЛОГИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ
НАУКИ О ЗЕМЛЕ
СОВРЕМЕННЫЕ ТЕХНОЛОГИИ
МОСКВА
Издательский Дом
МАГИСТР-ПРЕСС

ISSEP
МЕЖДУНАРОДНАЯ СОРОСОВСКАЯ ПРОГРАММА ОБРАЗОВАНИЯ В ОБЛАСТИ ТОЧНЫХ НАУК
э
нциклопедия
СОВРЕМЕННОЕ
ЕСТЕСТВОЗНАНИЕ
Том 4
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
АСТРОФИЗИКА
Главный редактор энциклопедии
В.Н. СОЙФЕР
Редакторы тома
Б.И. САДОВНИКОВ, В.П. СМИЛГА, A.M. ЧЕРЕПАЩУК
МОСКВА
Издательский Дом
МАГИСТР-ПРЕСС
2000

УДК 530+523(03)
ББК 22.382+22.63
С 56
ТХи 658-937
Библиотеки
Конгресса США
Редактор энциклопедии Ю.А. Пашковский
Современное естествознание: Энциклопедия: В 10 т. - М.: Издательский Дом
МАГИСТР-ПРЕСС, 2000. - Т. 4. - Физика элементарных частиц. Астрофизика. - 280 с: ил.
ISBN 5-89317-136-5 (т. 4)
ISBN 5-89317-132-2
Энциклопедия «Современное естествознание» подготовлена к печати Министерством образования
Российской Федерации и Международной Соросовской Программой Образования в Области Точных Наук.
Энциклопедия знакомит читателей с достижениями в области математики, физики, химии, биологии и наук о
Земле за последнюю четверть века. Статьи написаны выдающимися учеными и преподавателями высшей
школы, большинство из которых - соросовские лауреаты. Энциклопедия рассчитана на преподавателей средних
школ, учеников старших классов, студентов и аспирантов вузов, а также на широкий круг читателей,
интересующихся естественными науками, и распространяется бесплатно по библиотекам средних школ и
высших учебных заведений России.
Издание осуществлено на средства Правительства Российской Федерации.
Copyright under International Copyright Union
All rights reserved under Universal Copyright Convention
by International Soros Science Education Program
Никакая часть данного издания не может быть воспроизведена или использована в любой форме
и любыми средствами - электронными или печатными, включая фотокопирование, ксерокопирование,
с помощью компьютерной записи и путем другого электронного воспроизведения, или любыми другими
способами хранения и распространения информации- без письменного разрешения издателя.
Налоговая льгота—общероссийский классификатор продукции
ОК-005-93, том 3; 953000—книги, брошюры
Подписано в печать 23.07.2000 г. Формат 60x90/8. Печать офсетная.
Усл. печ. л. 35,0. Уч.-изд. л. 21,17. Тираж 5500 экз. Заказ № 5546
ИД№ 01537 от 14.04.2000 г.
119034, Москва, ул. Остоженка, д. 7/15/12, офис 16.
Оригинал-макет тома предоставлен издательством «Флинта».
Отпечатано с готовых диапозитивов в АООТ «Тверской полиграфический комбинат»
170024, г. Тверь, пр-т Ленина, 5.
Scan AAW
ISBN 5-89317-136-5
9 ,,785893"171365|
ISBN 5-89317-136-5 (т. 4)
ISBN 5-89317-132-2
© Международная Соросовская Программа
Образования в Области Точных Наук, 2000
Издательский Дом МАГИСТР-ПРЕСС, 2000

ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ
ЧАСТИЦ

И.Л. Бухбиндер
ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ
Введение
Современные достижения физики высоких
энергий укрепляют представление, что все
многообразие свойств Природы обусловлено
взаимодействующими элементарными частицами.
Дать неформальное определение элементарной
частицы, по-видимому, невозможно, поскольку
речь идет о первичных элементах материи.
На качественном уровне можно говорить, что
истинно элементарными частицами
называются физические объекты, которые не имеют
составных частей.
Вопрос об элементарности физических
объектов — это вопрос экспериментальный.
Так, экспериментально установлено, что
молекулы, атомы, атомные ядра имеют
внутреннюю структуру, указывающую на наличие
составных частей. Поэтому их нельзя считать
элементарными частицами. Недавно показано,
что такие частицы, как мезоны и барионы
также обладают внутренней структурой и,
следовательно, не являются элементарными. В
то же время у электрона внутренняя структура
никогда не наблюдалась и поэтому его можно
отнести к элементарным частицам. Другим
примером элементарной частицы является
квант света — фотон.
Современные экспериментальные данные
свидетельствуют, что существует только
четыре качественно различных вида
взаимодействий, в которых участвуют элементарные
частицы. Эти взаимодействия называются
фундаментальными, то есть самыми
основными, исходными, первичными. Если принять
во внимание все многообразие свойств
окружающего нас мира, то выглядит совершенно
удивительным, что пока обнаружено только
четыре фундаментальных взаимодействия,
ответственных в конечном счете за все явления
Природы.
Помимо качественных различий
фундаментальные взаимодействия отличаются в
количественном отношении по силе воздействия,
характеризуемой термином "интенсивность".
Фундаментальные взаимодействия
располагаются в следующем порядке (по мере
увеличения интенсивности): гравитационное, слабое,
электромагнитное и сильное. Каждое из этих
взаимодействий характеризуется
соответствующим безразмерным параметром, называемым
константой связи. Численное значение этой
константы определяет интенсивность
взаимодействия.
Фундаментальные взаимодействия
переносятся соответствующими квантами, то
есть элементарными частицами —
переносчиками взаимодействий. В процессе
взаимодействия микрообъект испускает частицы—
переносчики взаимодействия, которые
поглощаются другим микробъектом. Это приводит к
тому, что объекты как бы чувствуют друг друга,
их энергия, характер движения, состояние
изменяются, то есть они испытывают взаимное
влияние.
В современной физике высоких энергий
все большее значение приобретает идея
объединения фундаментальных взаимодействий.
Согласно этой идее, в Природе существует
только одно фундаментальное взаимодействие,
проявляющееся в конкретных ситуациях как
гравитационное, слабое, электромагнитное, или
сильное взаимодействие либо как некоторая
их комбинация. Успешной реализацией идей
объединения послужило создание единой
теории электромагнитных и слабых
взаимодействий, иначе электрослабых взаимодействий.
Предпринимаются попытки найти принцип
объединения всех четырех взаимодействий.
Гравитационное взаимодействие
Гравитационное взаимодействие носит
универсальный характер, в нем участвуют все
виды материи, все объекты природы, все
элементарные частицы. Общепринятой
классической (не квантовой) теорией гравитационного
взаимодействия является созданная А.
Эйнштейном общая теория относительности.
Гравитация определяет движение планет в
звездных системах, играет важную роль в процессах,
протекающих в звездах, управляет эволюцией
Вселенной, в земных условиях проявляет себя
как сила взаимного притяжения любых тел и
определяет множество других явлений.
Согласно общей теории относительности
гравитация связана с кривизной пространства-
времени и описывается в терминах римановой
геометрии. Все экспериментальные и
наблюдательные данные о гравитации укладываются
в рамки общей теории относительности. Однако
данные о сильных гравитационных полях,
по существу, отсутствуют. Это порождает
появление различных альтернативных теорий
гравитации, предсказания которых
практически неотличимы от предсказаний общей теории
относительности для физических эффектов
в Солнечной системе, но ведут к разным
следствиям в сильных гравитационных полях.
Если пренебречь всеми релятивистскими
эффектами и ограничиться слабыми
стационарными гравитационными полями, то общая
теория относительности сводится к
ньютоновской теории всемирного тяготения. В этом

8
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
случае потенциальная энергия взаимодействия
двух точечных частиц массами mi и т2
описывается соотношением
где г — расстояние между частицами, G —
ньютоновская гравитационная постоянная,
играющая роль константы гравитационного
взаимодействия. Данное соотношение показывает, что
потенциальная энергия взаимодействия V(r)
отлична от нуля при любом конечном г и
очень медленно спадает к нулю при г —> со. По
этой причине гравитационное взаимодействие
называют дальнодействующим.
Из многих физических предсказаний общей
теории относительности можно выделить три.
1. Теоретически установлено, что
гравитационные возмущения могут распространяться
в пространстве в виде гравитационных волн.
Распространяющиеся слабые гравитационные
возмущения во многом аналогичны
электромагнитным волнам. Их скорость равна скорости
света, они имеют два состояния поляризации,
для них характерны явления интерференции
и дифракции. Однако в силу чрезвычайно
слабого взаимодействия гравитационных волн
с веществом их прямое экспериментальное
наблюдение до сих пор не проведено. Тем
не менее данные некоторых астрономических
наблюдений о потерях энергии в системах
тесных двойных звезд свидетельствуют о
возможном существовании гравитационных волн в
природе.
2. Теоретическое исследование состояний
равновесия звезд в рамках общей теории
относительности показывает, что при
определенных условиях достаточно массивные
звезды могут испытывать катастрофическое
сжатие. Это происходит на поздних стадиях
эволюции звезды, когда внутреннее давление,
обусловленное ядерными процессами внутри
звезды, не в состоянии уравновесить давление
сил тяготения, стремящихся сжать звезду.
В результате процесс сжатия уже ничем не
может быть остановлен. Описанное
физическое явление, предсказанное теоретически
в рамках общей теории относительности,
называется гравитационным коллапсом. Если
радиус звезды становится меньше
гравитационного радиуса
л'~ с2 '
где М — масса звезды, ас — скорость света,
то для внешнего наблюдателя звезда гаснет.
Никакая информация о процессах, идущих
в этой звезде, не может достичь внешнего
наблюдателя. При этом тела, падающие на
звезду, свободно пересекают гравитационный
радиус. Если в качестве такого тела
подразумевается наблюдатель, то ничего кроме
усиления гравитации он не заметит. Таким
образом, возникает область пространства, в
которую можно попасть, но из которой ничего
не может выйти, включая световой луч.
Подобная область пространства называется
черной дырой.
Существование черных дыр является
одним из теоретических предсказаний именно
общей теории относительности. Некоторые
альтернативные теории гравитации запрещают
явления такого типа. В связи с этим вопрос о
реальности черных дыр имеет исключительно
важное значение. В настоящее время получены
наблюдательные данные, свидетельствующие о
наличии черных дыр во Вселенной.
3. Раздел физики, предметом которого
является Вселенная в целом, называется
космологией. В рамках общей теории
относительности удалось сформулировать проблему
эволюции Вселенной.
Современная картина эволюции
Вселенной основывается на представлении о том, что
Вселенная, включая такие ее атрибуты, как
пространство и время, возникла в
результате особого физического явления, называемого
Большим Взрывом, и с тех пор
расширяется. При этом расстояния между далекими
галактиками увеличиваются со временем. Вся
Вселенная в настоящее время заполнена
тепловым излучением с температурой около 3 К,
сохранившимся от ранней стадии эволюции.
Эти предсказания теории находятся в
прекрасном соответствии с данными астрономических
наблюдений. Оценки возраста Вселенной, то
есть времени, прошедшего от момента
Большого Взрыва, дают значение порядка 10 млрд
лет. Что касается деталей Большого Взрыва, то
это явление изучено слабо. Загадка Большого
Взрыва является вызовом физической науке в
целом. Не исключено, что объяснение
механизма Большого Взрыва связано с новыми, пока
еще не известными законами Природы.
Общепринятый современный взгляд на возможное
решение проблемы Большого Взрыва
основывается на идее объединения теории гравитации
и квантовой механики.
Понятие о квантовой гравитации
Принято считать, что принципы квантовой
механики носят универсальный характер и
применимы к любому физическому объекту. В
этом смысле гравитационное поле не
представляет исключения. Как следует из теории, на
квантовом уровне гравитационное
взаимодействие переносится элементарной частицей —
гравитоном, являющимся безмассовым бозоном
со спином 2. Гравитационное взаимодействие
между частицами, обусловленное обменом
гравитоном, условно изображается диаграммой
рис. 1.

ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ
9
Частица, Частица,
испускающая гравитон поглощающая гравитон
До испускания После поглощения
Гравитон
После испускания До поглощения
Рис. 1. Гравитационное взаимодействие между
частицами. Частица испускает гравитон, в силу чего состояние
ее движения изменяется. Другая частица поглощает
гравитон и также изменяет состояние своего движения.
В результате возникает воздействие частиц друг на друга
Гравитационное взаимодействие
характеризуется константой связи — ньютоновской
константой G. Однако G — размерная величина,
а для оценки интенсивности взаимодействия
удобнее пользоваться безразмерной
константой связи. Чтобы построить такую величину,
можно использовать фундаментальные
постоянные h (постоянная Планка) и с (скорость
света) и ввести какую-нибудь эталонную
массу, например массу протона тр. Тогда
безразмерная константа связи гравитационного
взаимодействия будет
Gml QQ
ПС
Из фундаментальных постоянных G, /г, с
можно построить величины, имеющие размерность
длины, времени, плотности, массы, энергии. Эти
величины называются планковскими. Планков-
ская длина /пл и планковское время ?дл
Каждая фундаментальная физическая
константа характеризует определенный круг
физических явлений: G — гравитационные
явления, h — квантовые, с — релятивистские.
Поэтому, если в какое-то соотношение входят
все три константы G,h, с, это означает, что
данное соотношение описывает одновременно
гравитационное, квантовое и релятивистское
явление.
Численные значения 1цл и ?пл очень малы
по сравнению с характерными
значениями соответствующих величин в макромире.
Но это означает только то, что квантово-
гравитационные эффекты слабо проявляют
себя. Они становятся существенными лишь
тогда, когда характерные параметры явления
приближаются к планковским величинам.
Отличительной чертой явлений
микромира является то, что физические величины
подвержены квантовым флуктуациям.
Иными словами, при многократных измерениях
физической величины в определенном
состоянии в принципе невозможно получить
одинаковые численные значения, что
обусловлено неконтролируемым взаимодействием
прибора с наблюдаемым объектом. Поскольку
гравитация связана с проявлением кривизны
пространства-времени, то есть с геометрией
пространства-времени, следует ожидать, что
за промежутки времени порядка ?пл и на
расстояниях порядка /дл геометрия пространства-
времени должна стать квантовым
объектом и испытывать квантовые флуктуации.
Иначе говоря, на планковских масштабах
нет никакой фиксированной пространственно-
временной геометрии.
Последовательная квантовая теория
гравитации еще не построена. Из-за
чрезвычайно малых значений /пл и ?пл трудно
ожидать, что в обозримом будущем удастся
поставить эксперименты, в которых проявили
бы себя квантово-гравитационные эффекты.
Поэтому теоретическое исследование вопросов
квантовой гравитации остается единственной
возможностью продвижения вперед.
Квантовая гравитация существенна в явлениях
гравитационного коллапса и Большого Взрыва.
Согласно классической теории гравитации
коллапсирующий объект должен сжиматься до
сколь угодно малых размеров. Его размеры
могут стать сравнимыми с /пл, где классическая
теория уже неприменима. Аналогично, в
момент Большого Взрыва возраст Вселенной был
сравним с ?пл и она имела размеры порядка /пл-
Это означает, что понимание физики Большого
Взрыва невозможно в рамках классической
теории. Описание конечной стадии
гравитационного коллапса и начальной стадии эволюции
Вселенной может быть осуществлено только с
привлечением квантовой теории гравитации.
Слабое взаимодействие
Слабое взаимодействие является наиболее
слабым из фундаментальных взаимодействий,
экспериментально наблюдаемых в ядерных
явлениях, где принципиально существенными
являются квантовые эффекты. Если в процессе
взаимодействия участвует элементарная
частица, называемая нейтрино (или
антинейтрино), то данное взаимодействие является слабым.
Типичный пример слабого взаимодействия —
это р-распад нейтрона п —> р + е~ + ve, где
п — нейтрон, р — протон, е~ — электрон,
ve — электронное антинейтрино. Однако это
не означает, что любой акт слабого
взаимодействия обязан сопровождаться испусканием
нейтрино или антинейтрино. Известно большое
число безнейтринных распадов, например
процесс распада лямбда-гиперона Л на протон р и
отрицательно заряженный пион к~.
По современным представлениям нейтрон
и протон не являются истинно элементарными

10
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
частицами, а состоят из элементарных частиц,
называемых кварками.
Интенсивность слабого взаимодействия
характеризуется константой связи Ферми Gf-
Константа Gf размерна, поэтому для
образования безразмерной величины необходимо
использовать какую-нибудь эталонную массу,
например, массу протона тр. В этом случае
безразмерная константа связи Gyiti^ « 10~5.
Отсюда следует, что слабое взаимодействие
гораздо интенсивнее гравитационного.
Однако слабое взаимодействие, в отличие
от гравитационного, является
короткодействующим, то есть слабое взаимодействие между
частицами начинает действовать только тогда,
когда частицы находятся достаточно близко
друг к другу. Если же расстояние между
частицами превосходит некоторую величину,
называемую характерным радиусом
взаимодействия, слабое взаимодействие не
проявляется. Экспериментально установлено, что
характерный радиус слабого взаимодействия
порядка 10~17 м, то есть слабое взаимодействие
сосредоточено на расстояниях, меньших
размера атомного ядра.
Слабое взаимодействие рассматривают как
независимый вид фундаментальных
взаимодействий потому, что существуют процессы
превращений элементарных частиц,
несводимые к гравитационным, электромагнитным и
сильным взаимодействиям.
Так, эксперименты указывают на наличие
трех разных видов радиоактивности атомных
ядер: а-, Р- и у-радиоактивные распады. При
этом установлено, что ос-распад обусловлен
сильным взаимодействием, у-распад —
электромагнитным. Однако Р-распад не может быть
объяснен ни электромагнитным, ни сильным
взаимодействием, следовательно, существует
еще одно фундаментальное взаимодействие —
слабое.
Хотя слабое взаимодействие в основном
проявляется на расстояниях порядка размеров
ядра, оно имеет и определенные
макроскопические проявления. Одно из них — упомянутый
процесс Р-распада. Кроме того, слабое
взаимодействие играет важную роль в термоядерных
реакциях, ответственных за выделение энергии
в звездах.
Удивительным свойством слабого
взаимодействия является существование процессов,
в которых проявляется зеркальная
асимметрия. На первый взгляд кажется очевидным,
что разница между левым и правым
совершенно условна. Процессы гравитационного,
электромагнитного и сильного взаимодействия
инвариантны относительно пространственной
инверсии, осуществляющей зеркальное
отражение. Говорят, что в таких процессах
сохраняется пространственная четность Р. Однако
экспериментально установлено, что слабые
процессы могут протекать с несохранением
пространственной четности, и, следовательно,
как бы чувствуют разницу между правым
и левым. Несохранение четности в слабых
взаимодействиях носит универсальный
характер и проявляется не только в распадах
элементарных частиц, но и в ядерных и даже
атомных явлениях. Зеркальная асимметрия
является одним из фундаментальных свойств
Природы.
Несохранение четности в слабых
взаимодействиях было настолько необычным
свойством, что сразу после его открытия теоретики
предприняли попытку показать, что на самом
деле существует полная симметрия между
левым и правым, только она имеет более
глубокий смысл, чем это считалось ранее.
Зеркальное отражение должно сопровождаться
заменой частиц на античастицы (зарядовым
сопряжением С), и тогда все фундаментальные
взаимодействия должны быть инвариантны
относительно комбинации преобразований Р и
С. Однако позднее было установлено, что эта
инвариантность не является универсальной.
Наблюдаются слабые распады так называемых
долгоживущих каонов К0 на пионы к~, тг+,
запрещенные, если бы указанная инвариантность
реально имела место. Таким образом,
отличительным свойством слабого взаимодействия
является его СР-неинвариантность. Возможно,
это свойство ответственно за то обстоятельство,
что вещество во Вселенной преобладает над
антивеществом. Мир и антимир не симметричны.
Сравнительно недавно в рамках
объединенной теории электрослабых взаимодействий
Вайдберга-Салама-Глэшоу удалось показать,
что переносчиками слабого взаимодействия
являются бозоны W± и Z0. Эти элементарные
частицы — заряженные бозоны W± и
нейтральный бозон Z0 имеют спин 1 и массы,
сравнимые по порядку величины со 100 тр.
Они были экспериментально обнаружены около
15 лет тому назад, причем характеристики
W± и Z0 полностью совпали с теоретическими
предсказаниями.
Электромагнитное взаимодействие
В электромагнитном взаимодействии
участвуют все заряженные тела, все
заряженные элементарные частицы. В этом смысле
оно достаточно универсально. Классической
теорией электромагнитного взаимодействия
является максвелловская электродинамика.
Константой взаимодействия является заряд
электрона е.
Электромагнитное взаимодействие двух
покоящихся точечных зарядов q\ и #2
характеризуется известной электростатической силой
Кулона. Это означает, что взаимодействие
является дальнодействующим и медленно
спадает с ростом расстояния между зарядами.
Классические проявления
электромагнитного взаимодействия хорошо известны. С

ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ
11
точки зрения квантовой теории переносчиком
электромагнитного взаимодействия является
элементарная частица фотон — безмассовый
бозон со спином 1. Квантовое
электромагнитное взаимодействие между зарядами условно
показано на диаграмме рис. 2.
Частица, Частица,
испускающая фотон поглощающая фотон
До испускания После поглощения
Фотон
После испускания До поглощения
Рис. 2. Электромагнитное взаимодействие между
частицами. Заряженная частица испускает фотон, в силу
чего изменяется состояние ее движения. Другая частица
поглощает этот фотон и также изменяет состояние своего
движения. В результате частицы как бы чувствуют наличие
друг друга
Электрический заряд является размерной
величиной. Для получения безразмерной
константы связи электромагнитного
взаимодействия используют фундаментальные
постоянные h и с. Соответствующая безразмерная
константа связи называется постоянной тонкой
структуры а = e2/hc « 1/137. Эта константа
значительно больше констант гравитационного
и слабого взаимодействий.
С современной точки зрения
электромагнитное и слабое взаимодействия представляют
собой различные стороны единого
электрослабого взаимодействия. Теория Вайнберга-
Салама-Глэшоу объясняет механизм слияния
этих взаимодействий.
Пока характерные энергии достаточно
малы, электромагнитное и слабое взаимодействия
не влияют друг на друга. С ростом энергии
начинается их взаимовлияние, и при
достаточно высоких энергиях они сливаются в единое
электрослабое взаимодействие. Характерная
энергия объединения составляет 100 ГэВ. Для
сравнения отметим, что энергия электрона в
основном состоянии атома водорода — порядка
10~8 ГэВ, энергия связи атомного ядра —
порядка 10~2 ГэВ, а характерная энергия связи
твердого тела — порядка Ю-10 ГэВ. Таким
образом, характерная энергия объединения
электромагнитных и слабых взаимодействий
огромна по сравнению с характерными
энергиями в атомной и ядерной физике. По этой
причине электромагнитное и слабое
взаимодействия не проявляются в обычных физических
явлениях как единое взаимодействие.
Сильное взаимодействие
Сильное взаимодействие ответственно за
устойчивость атомных ядер. Поскольку
атомные ядра большинства химических элементов
стабильны, очевидно, что взаимодействие,
удерживающее их от распада, должно быть
достаточно сильным. Хорошо известно, что
ядра состоят из протонов и нейтронов. Чтобы
положительно заряженные протоны не
разлетелись в разные стороны, необходимо наличие
таких сил притяжения между ними, которые
превосходили бы силы электростатического
отталкивания. Именно сильное взаимодействие
является ответственным за эти силы
притяжения.
Характерной чертой сильного
взаимодействия является его зарядовая независимость.
Ядерные силы притяжения между протонами,
между нейтронами и между протоном и
нейтроном одинаковы. Отсюда следует, что с
точки зрения сильных взаимодействий протон
и нейтрон неотличимы, и для них используется
единый термин — нуклон, то есть частица ядра.
Характерный масштаб сильного
взаимодействия можно проиллюстрировать,
рассмотрев два покоящихся нуклона. На основании
опытных данных потенциальная энергия их
взаимодействия дается так называемым
потенциалом Юкавы
v{r) = _g3exp(-r/r0)>
где величина rn ~ Ю-15 м и совпадает по
порядку величины с характерным размером ядра,
д — константа связи сильного взаимодействия.
Это соотношение показывает, что сильное
взаимодействие является короткодействующим
и полностью сосредоточено на расстояниях,
не превышающих характерного размера ядра.
Известным макроскопическим проявлением
сильного взаимодействия является а-распад.
В настоящее время разработана квантовая
теория сильного взаимодействия, получившая
название квантовая хромодинамика (КХД). По
современным представлениям нуклоны состоят
из элементарных частиц — кварков.
Переносчиками сильного взаимодействия между
кварками являются элементарные частицы
глюоны — восемь безмассовых бозонов со
спином 1. При этом сильное взаимодействие
условно изображается диаграммой рис. 3.
Кварк, Кварк,
испускающий глюон поглощающий глюон
До испускания После поглощения
Глюон
После испускания До поглощения
Рис. 3. Сильное взаимодействие между частицами.
Кварк, находящийся в нуклоне, испускает глюон, в силу
чего состояние движения нуклона изменяется. Этот глюон
поглощается кварком, находящемся в другом глюоне, и
меняет состояние его движения. В результате нуклоны
взаимодействуют друг с другом

12
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Тенденции объединения
взаимодействий
На квантовом уровне все фундаментальные
взаимодействия проявляют себя одинаково.
Элементарная частица вещества испускает
элементарную частицу — переносчик
взаимодействия, которая поглощается другой
элементарной частицей вещества. Это ведет к
взаимному влиянию частиц вещества друг на
друга.
Сравнение безразмерных констант связи
показывает, что самым слабым является
гравитационное взаимодействие, а затем
располагаются слабое, электромагнитное и сильное.
Учитывая уже развитую объединенную
теорию электрослабых взаимодействий,
называемую сейчас стандартной моделью, и следуя
тенденции объединения, физики вплотную
приблизились к проблеме построения единой
теории электрослабого и сильного
взаимодействий. В настоящее время создано несколько
вариантов такой единой теории, получившие
название моделей Великого объединения. Все
эти модели имеют много общего, в частности
характерная энергия объединения оказывается
порядка 1015 ГэВ, что значительно превосходит
характерную энергию объединения
электромагнитных и слабых взаимодействий. Отсюда
вытекает, что прямая экспериментальная
проверка модели Великого объединения выглядит
проблематичной даже в достаточно отдаленном
будущем. Для сравнения наибольшая энергия,
достижимая на современных ускорителях,
не превышает 103 ГэВ. Поэтому
экспериментальные данные относительно Великого
объединения могут носить только косвенный
характер.
Общая картина разделения единого
взаимодействия на отдельные сильное, слабое
и электромагнитное взаимодействия выглядит
следующим образом. При энергиях
порядка 1015 ГэВ и выше существует единое
взаимодействие. Когда энергия становится
меньше 1015 ГэВ, сильное и электрослабое
взаимодействия отделяются друг от друга и
предстают как различные фундаментальные
взаимодействия. При энергии меньше 100 ГэВ
происходит разделение слабого и
электромагнитного взаимодействий. В результате при
энергиях, характерных для физики
макроскопических явлений, три рассматриваемых
взаимодействия кажутся независимыми.
Энергия 1015 ГэВ отстоит не так далеко от
планковской энергии
при которой становятся существенными
квантово-гравитационные эффекты. Поэтому
теория Великого объединения с
необходимостью приводит к проблеме квантовой
гравитации. Следуя тенденции объединения,
естественно принять идею о существовании
одного всеобъемлющего фундаментального
взаимодействия, последовательно
разделяющегося на отдельные гравитационное, сильное,
слабое и электромагнитное по мере понижения
энергии от планковского значения до энергий,
меньших 100 ГэВ.
Построение такой грандиозной
объединяющей теории, по-видимому,
неосуществимо в рамках системы идей, приведших к
стандартной теории электрослабых
взаимодействий и к моделям Великого объединения.
Требуется привлечение новых представлений
и методов. Несмотря на очень интересные
подходы, развитые в последнее время, такие,
как супергравитация и теория струн, проблема
объединения всех фундаментальных
взаимодействий остается открытой.
Литература
1. Девис П. Суперсила. Поиски единой теории
природы / Пер. с англ. М.: Мир, 1989.
2. Зельдович Я. Б., Хлопов М. Ю. Драма идей в
познании природы. М.: Наука, 1987.
3. Новиков И.Д. Как взорвалась Вселенная. М.:
Наука, 1988.
4. Окунь Л.Б. а, Р, у,..., Z. М.: Наука, 1985.
5. Окунь Л. Б. Физика элементарных частиц. М.:
Наука, 1984.
6. Фридман Д., ван Ньювенхейзен П. Успехи
физич. наук. 1979. Т. 128. С. 135.
7. Хокинг С. От Большого Взрыва до черных дыр.
Краткая история времени / Пер. с англ. М.: Мир, 1990.

Л. Б. Окунь
ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ КОНСТАНТЫ ПРИРОДЫ
И ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ЧАСТИЦЫ
Константы атомной физики
В 1896 году П. Зееман сделал
открытие, явившееся огромным шагом в познании
атомной структуры. В то же время это был
шаг в измерении фундаментальных констант
физики. Как показал X. Лоренц, зееманов-
ское расщепление определяется соотношением
е/(гаес), где е, те (заряд и масса электрона) и
с (скорость света) являются тремя из четырех
фундаментальных констант атомной физики.
Четвертая константа h была введена Максом
Планком в начале XX века (сейчас принято
использовать h = h/(2n)). Фундаментальные
константы с, /г, е, те — это основные единицы
атомной физики. Они определяют размер и
энергетические уровни атома водорода, но не
его массу, которая определяется массой ядра.
Уже в первоначальной интерпретации
эффекта Зеемана, данной X. Лоренцем, важную
роль стала играть скорость света, которая
входит в выражение для лоренцевской силы.
При тех же самых h, e, гае, но при скорости
света с, равной бесконечности, атомы не должны
излучать и поглощать свет и не должно быть
зеемановского расщепления. В этом смысле
атомная физика не может рассматриваться как
нерелятивистская. Скорость света входит и в
постоянную тонкой структуры
На протяжении XX века константы h и с
пронизали всю физику и привели к коренным
изменениям ее основ. К заряду электрона е
были присоединены другие заряды. Что
касается массы электрона те, то она стала первой
в целом "созвездии" фундаментальных масс
других элементарных частиц. Открытие этих
частиц — заслуга физики высоких энергий.
Когда родилась
физика высоких энергий
Эта наука родилась дважды. Первый раз —
100 лет назад, когда в 1896 году была открыта
радиоактивность. Второй раз — после Второй
мировой войны, когда на первых больших
ускорителях заряженных частиц стали рождаться
новые элементарные частицы.
В начале века, когда были открыты
рентгеновские лучи, радиоактивность и атомные
ядра, высокими энергиями считались тысячи и
миллионы электрон-вольт (диапазон от 1 кэВ
до 1 МэВ). Сейчас этот диапазон расширен
от миллиардов до триллионов электрон-вольт
(1 ГэВ—1 ТэВ). Это очень большие энергии,
если учесть, что они переносятся отдельными
частицами.
Высокие энергии нужны для создания
и изучения фундаментальных частиц. Всем
известна потрясшая мир знаменитая формула
А. Эйнштейна Е0 = тс2, где Е0 — энергия
покоящегося тела (то есть энергия тела в
системе отсчета, по отношению к которой его
скорость равна нулю), т — масса тела, с —
скорость света, равная 3 • 108 м/с.
В экспериментах на ускорителях
кинетическая энергия ускоренных частиц превращается
при соударениях в энергию покоя (массу) вновь
созданных элементарных частиц.
Элементарными называются частицы,
которые на сегодняшнем уровне знаний
представляются неделимыми, не состоящими из
других частиц. Атомы не элементарны (они
состоят из электронов е~ и ядер). Ядра не
элементарны (они состоят из протонов р и
нейтронов п). Протоны и нейтроны тоже
не элементарны, они состоят из кварков двух
типов und:p ~ uud, n ~ ddu.
На сегодняшнем уровне знаний кварки и
электроны элементарны. Также элементарны
фотоны (кванты света) и нейтрино.
Квантовая электродинамика,
лептоны и адроны
К началу 20-х годов были известны
электроны и протоны. В конце 20-х годов было
сформулировано уравнение П. Дирака, описывающее
электроны и их античастицы — позитроны.
Была открыта новая глава в физике —
релятивистская квантовая механика, которая дала то,
что сейчас называется диаграммами Фейнмана.
Двадцать лет спустя, в середине века, фейн-
мановские диаграммы стали общепринятыми и
возникла квантовая электродинамика (КЭД) —
теория взаимодействия заряженных частиц
со светом. Таким образом, фактически была
построена теория строения атома и теория
излучения света атомами.
Однако в начале 30-х годов к трем
элементарным частицам — электрону, протону и
фотону — добавились нейтроны и электронные
нейтрино. После войны были открыты мюо-
ны и пионы. Вскоре к ним присоединилось

14
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
множество других частиц: странные мезоны,
гипероны, резонансы. Возник хаос.
Утешение и порядок в хаосе принесли три
идеи.
1. Вдобавок к электромагнитному
взаимодействию существуют еще только два
других взаимодействия элементарных частиц —
сильное и слабое. Все частицы, способные
только к слабому и электромагнитному
взаимодействиям, получили название лептонов (к
ним относятся электрон, электронное нейтрино,
мюон, мюонное нейтрино и т.д.). Частицы,
способные к сильному взаимодействию,
получили название адронов (это протон, нейтрон,
пион и много других частиц вместе со своими
античастицами).
2. Все адроны состоят из нескольких
строительных блоков (сакатонов — в 1950-е годы;
кварков после 1964 года);
3. Источником сильного взаимодействия
служат три специфических цветовых заряда,
в то время как источником слабого
взаимодействия — два фундаментальных слабых заряда.
В настоящее время "таблица
Менделеева" основных элементарных частиц содержит
16 частиц, не считая античастиц и цветовых
степеней свободы (цветовых зарядов).
Таблица Менделеева
фундаментальных частиц
Основные 16 элементарных частиц
подразделяются на две группы: 4 фундаментальных
бозона со спином 1 и 12 фундаментальных
фермионов со спином 1/2.
Четыре бозона служат переносчиками
четырех сил:
у (фотон) — переносчик электромагнитного
взаимодействия с константой а = e2/(4nhe);
W — переносчик слабого
взаимодействия заряженных частиц с константой
aw = /и//(4лйс);
Z — переносчик слабого
взаимодействия нейтральных частиц с константой
а-z = /!/(4яйс);
д (глюон) — переносчик сильного
взаимодействия с константой as = g2/(4nhc).
Главное различие между фотоном и
бозонами Z и W заключается в том, что фотон не
имеет массы, а массы Z- и W-бозонов равны
mz = 91 ГэВ, mw = 80 ГэВ соответственно.
Главное различие между фотоном и глю-
оном в том, что фотон — один и
электрически нейтрален, но существуют целых восемь
глюонов с восемью различными комбинациями
цветов, способных излучать и поглощать самих
себя. Результатом такого самодействия
является пленение (конфайнмент) цветных глюонов
и кварков внутри белых адронов. Силы между
адронами (например, силы между протонами и
нейтронами в ядрах) не являются
фундаментальными, они вторичны и напоминают силы
Ван-дер-Ваальса или химические силы между
атомами.
Двенадцать фермионов подразделяются на
три группы по два кварка и два лептона в
каждой:
Кварки
«Пептоны
1
и
d
е
2
с
S
3
t
Ъ
VT
X
Заряд
2/3
-1/3
0
-1
Каждый электрически заряженный фер-
мион имеет свою античастицу. Возможно, это
справедливо и для нейтрино, но не исключено,
что нейтрино, подобно фотонам, не имеют своей
античастицы. Другой нерешенной проблемой
является вопрос о существовании отличной от
нуля массы у нейтрино.
Какова роль трех групп фермионов?
Атомные оболочки заполнены электронами, атомные
ядра состоят из и- и d-кварков, удерживаемых
глюонами, находящимися внутри нейтронов и
протонов. Электронные нейтрино необходимы
для того, чтобы на Солнце и в звездах могли
происходить ядерные реакции с выделением
энергии:
2е~ + 4р -> 4Не + 2ve + 27МэВ.
Без электронных нейтрино не было бы ни
Солнца, ни нас. Таким образом, первая группа
фермионов абсолютно необходима для
существования нашего мира.
Вторая и третья группы на первый взгляд
абсолютно бесполезны. Но, возможно, они
были существенны в первые наносекунды
после Большого Взрыва, предотвратив полную
аннигиляцию протонов и электронов в нейтрино
и фотоны. Может быть, они имели (или имеют) и
какие-то другие функции. Определенно, что эти
частицы сыграли важную роль в истории
физики. Изучение странных частиц (содержащих s-
кварк) привело к открытию кварков и открытию
нарушения Р-, С-, СР- и Т-симметрии в
слабых взаимодействиях, что привело в итоге
к объединению электромагнитного и слабого
взаимодействий в единое электрослабое
взаимодействие. В соответствии с этой теорией (в
борновском приближении, то есть пренебрегая
электрослабыми радиационными поправками)
т^/т% = aw/u-z = 1 - a/aw-
Важнейшим элементом электрослабой
теории является Z-бозон. Экспериментальное
изучение 2 • 107 событий рождения Z-бозона на
коллайдере (ускорителе на встречных пучках)
LEP I в ЦЕРНе (Европейский Центр Ядерных
Исследований) позволило установить, что в
природе существует только три типа легких
(или безмассовых?) нейтрино.

ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ КОНСТАНТЫ ПРИРОДЫ И ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ЧАСТИЦЫ
15
Третий столбец таблицы основных ферми-
онов начал заполняться совсем недавно, когда
(два года назад) на коллайдере Лаборатории
им. Э. Ферми в Чикаго (FNAL) был открыт
самый тяжелый ?-кварк с массой 1751 =Ь 15 ГэВ.
Хиггсы и возникновение массы
В электрослабой теории для создания
масс фундаментальных частиц используется
механизм, теоретически открытый в работе
П. Хиггса. В основе этого механизма лежит
гипотетическое поле Хиггса, объединяющего все
массивные частицы. Квантовые возбуждения
поля Хиггса — это нейтральные скалярные
(бесспиновые) бозоны, хиггсы. Их масса пока
неизвестна. В большинстве популярных
сценариев хиггсы тяжелее Z-бозонов, но легче
кварков. Главной задачей нового электронно-
позитронного коллайдера LEP II и будущего
Большого Адронного Коллайдера (LHC) в
ЦЕРНе является поиск хиггсов.
Хиггсовское поле связано со всеми
массивными частицами, причем величина константы
связи пропорциональна массе частиц. Такие
константы связи называются юкавскими
константами. Удивительным свойством поля
Хиггса является то, что оно обладает ненулевым
вакуумным средним значением Г| = 250 ГэВ во
всем пространстве. Масса фермиона есть
произведение юкавской константы на величину Т|.
Массы W- и Z-бозонов равны gw^/2 и дгЦ/2
соответственно. Масса t-кварка имеет наиболее
естественное значение в том смысле, что для
нее юкавская константа порядка единицы.
Бегущие константы. Конфайнмент
При Г| = 0 все фундаментальные бозоны и
фермионы становятся безмассовыми. Это,
однако, не относится к адронам. Большинство из них
остаются массивными, даже если кварки
безмассовые. Например, массы протона и нейтрона
практически не изменяются. Это заключение
глубоко связано с явлением конфайнмента и с
изменением константы взаимодействия as.
В соответствии с квантовой теорией поля,
значения всех зарядов, всех констант
взаимодействия становятся функциями расстояния
(или импульса, или энергии). Константы
изменяются вследствие поляризации вакуума.
Знаменитая постоянная тонкой структуры
а = 1/137,0359895(61) есть фактически
значение a(q2) при нулевом переданном импульсе
q2 — 0. В интервале от 0 до mz значение а
возрастает от 1/137 до 1/129. В этом же
интервале величины aw и az изменяются слабо
(они медленно "ползут"):
aiy(0) = 1/29,01; aw(mz) = 1/28,74;
az(0) = 1/23,10; az(mz) = 1/22,91.
В соответствии с квантовой хромодина-
микой (КХД) поведение константы сильного
взаимодействия совершенно иное — as очень
быстро растет в противоположную сторону:
as(raz) = 0,12, as (1 ГэВ) « 1,
то есть as увеличивается при уменьшении
передаваемого импульса или на расстояниях,
больших радиуса конфайнмента, если бы
было возможно разделить неэкранированные
цветные частицы на таких расстояниях.
Невозмущенные сильно самодействующие глюоны
и их взаимодействие с кварками создают
глюонный и кварковый конденсат с
характерной шкалой энергии, задаваемой величиной
Лкхд ~ 300 МэВ. Эта величина Лкхд и
определяет набор масс адронов, состоящих из легких
(u, d) кварков и глюонов.
Симметрии и Великое объединение
Для понимания сути физики необходимо
почувствовать ее математическую красоту, а
именно красоту заложенных в физические
теории симметрии. Языком симметрии является
теория групп. Прежде всего частная теория
относительности представлена группой
Пуанкаре. Во-вторых, КХД определяется локальной
SU(3) цветовой симметрией, причем глюоны
являются квантами калибровочных полей этой
симметрии. В-третьих, электрослабая
теория описывается калибровочной симметрией
SU(2) х ?7(1), которая спонтанно нарушается
до ?7(1)эмв за счет ненулевого вакуумного
среднего хиггсовского поля. Ожидается, что
объединение всех трех типов взаимодействий
должно основываться на более высокой
нарушенной группе калибровочной симметрии,
например на унитарной группе 5С/(5),
ортогональной группе 5О(10) или исключительной
группе Eq, включающей SU(3) и SU(2) x С7(1) в
качестве подгрупп. Идея Великого объединения
находит сильную поддержку в том факте, что
три калибровочные константы связи aSf aw
и а (которую нужно еще умножить на 8/3)
стремятся слиться в общей точке при энергии
Ево ~ Ю16 ГэВ, где все константы оказываются
равными примерно 1/30.
Фермионные мультиплеты высших групп
симметрии содержат как лептоны, так и кварки.
Например, в случае группы 5О(10) каждое
поколение фермионов (с учетом античастиц
и трех цветов кварков) образует 16-плет (то
есть содержит 16 частиц). Среди 45 векторных
бозонов в группе 5О(10) есть бозоны, обмен
которыми приводит к распаду протона на
позитрон (или антинейтрино) и сопровождающие
легкие адроны (мезоны). Другое нарушающее
сохранение барионного числа взаимодействие
приводит к распаду ядер, в котором два
нейтрона превращаются в мезоны, или к

16
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
процессу превращения нейтрона в антинейтрон
в вакууме.
Упомянутые распады ядер имеют время
жизни больше 1032 лет, так как
соответствующие бозоны — переносчики этого
взаимодействия — очень тяжелые с массами порядка
1016 ГэВ. Поиск таких распадов является одной
из главных задач нового гигантского подземного
детектора Супер Камиоканде (Япония).
Суперсимметрия и суперструны
Симметрия, которая может нарушаться не
так сильно, как симметрия Великого
объединения, называется суперсимметрией или
СУСИ (SUSY). В соответствии с этой теорией
для каждой частицы существует по крайней
мере один суперпартнер. В этом минимальном
случае существуют бозонные аналоги лептонов
и кварков (слептоны и скварки со спином 0) и
фермионные аналоги бозонов (фотино, глюино,
зино, вино и хиггсино со спином 1/2). Более
легкие из этих суперчастиц могут быть открыты
на коллайдерах LEP II и LHC. Самые легкие из
них могут быть стабильными и давать заметный
вклад в темную материю во Вселенной.
Энергия Великого объединения только на
четыре порядка ниже планковской массы гапл,
введенной в физику Планком, когда был открыт
квант действия:
шПл = (hc/G)1/2 = 1,2 • 1019 « 2,2 - Ю-5 г,
где G = 6,6720 (41) • 10~8 см3/(г • с2) —
гравитационная постоянная. Планковская длина /пл и
планковское время ?пл были введены в той же
статье:
*пл = ^/(тцлс) = 1,6 • 10~33 см,
^Пл = Й/(шплС2)=5-10-44с.
При энергиях порядка тш или расстояниях
меньше 1цл энергия гравитационного
взаимодействия становится порядка общей энергии, и
начинают играть роль квантовые эффекты. Мы
вступаем в мир квантовой гравитации.
Квант возбуждения гравитационного поля
называется гравитоном. Его масса равна 0,
он нейтрален и имеет спин 2. Источником
гравитонов служит тензор энергии-импульса,
деленный на тр. Поэтому при малых энергиях
(Е <С тр) взаимодействие гравитонов с
веществом очень слабо. Оно экспериментально не
наблюдается и не будет наблюдаемо еще долгое
время. Даже гравитационные волны,
классический ансамбль из миллиардов гравитонов,
еще не был уловлен специально построенными
антеннами. Но это время не за горами.
Последовательная теория квантовой
гравитации не создана. Наиболее перспективным
является путь, называемый теорией суперструн.
Так называется множество одномерных
объектов, характеризуемых планковской длиной 1цл
и фермионными и бозонными возбуждениями
на них (поэтому и термин "супер").
Большинство этих возбуждений имеют массу порядка
гапл-
Однако есть несколько безмассовых
возбуждений. На расстояниях, много больших
планковской длины, они выглядят подобно частицам.
В некоторых моделях суперструн возникают
безмассовые структуры, очень похожие на ряд
суперсимметричных групп Великого
объединения. Суперструны, по-видимому, не только
обеспечивают самосогласованость квантовой
теории гравитации, но и позволяют включить
ее в единую теорию всех взаимодействий,
как говорят, Теорию Всего Сущего (Theory
Of Everything, TOE). Ожидается, что все
известные значения фундаментальных
калибровочных констант и констант взаимодействия
Юкавы возникнут как безразмерные
параметры при решении уравнений TOE.
Если идеи теории суперструн правильны,
то строение природы основывается на трех
фундаментальных константах: максимальной
скорости частиц с, кванте действия и углового
момента h и планковской длине /дл (или,
эквивалентно, на h, с и планковской массе гапл,
или ньютоновской константе G). Размерности
других физических величин могут быть
выражены через /г, с, G. В частности, размерности
длины [L], времени [Г] и массы [М], с которых
начинается любая популярная книга по физике,
суть
[L] = Рш], [Т] = [*пл], [М] = [шПл].
Константы Й, с, G рассматривались задолго
до суперструн как "наиболее естественная
система единиц в природе" (А. Эддингтон,
Г. Гамов, Д. Иваненко, Л. Ландау, М. Бронштейн,
А. Зельманов, Дж. Уилер). С этой точки зрения
программа -А. Эйнштейна построения единой
теории гравитации и электромагнетизма без
использования h была с самого начала обречена
на неудачу.
Антропная Вселенная
Замечательным свойством нашего мира
является его совершенная настройка,
способствующая нашему существованию. Антропные
свойства природы обсуждались во многих
книгах и статьях. Можно привести яркие
примеры такой тонкой настройки и в физике
частиц, и в ядерной физике. Так, разность
масс протона и нейтрона тп — тр = 1,3 МэВ.
Если бы эта разность масс была 0,5 МэВ
или меньше, то нейтрон был бы стабильным,
а атом водорода, наоборот, нестабильным
из-за возможности реакции e~+p->-n + ve.
Наиболее распространенным элементом во

ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ КОНСТАНТЫ ПРИРОДЫ И ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ЧАСТИЦЫ
17
Вселенной был бы гелий, а не водород.
Звезды должны были бы взрываться в молодом
возрасте. Возникновение жизни стало бы по
многим причинам невозможным. Аналогичные
драматические изменения произошли бы в
мире, будь электрон тяжелее на 0,8 МэВ.
Заметим, что различие в массах нейтрона и
протона происходит из-за различия масс d- и
u-кварков (примерно 7 МэВ и 5 МэВ).
Еще более поразительна чувствительность
нашего мира к значительно менее
фундаментальным величинам, таким, как энергия
связи дейтрона 8 = 2,2 МэВ. Уменьшение ее
лишь на 0,4 МэВ сделало бы невозможной
основную реакцию горения водорода на Солнце
рр —> cte+ve, и происходила бы лишь менее
эффективная реакция рре~ -> dve.
Другим примером могут служить
энергетические уровни 12С и 160. Энергия известного
уровня углерода 7,65 МэВ всего на 0,3 МэВ
больше суммарной массы трех а-частиц, и
поэтому резонансно увеличивает сечение
реакции За -> 12С. Поскольку ядро 8Ве нестабильно,
углерод не может быть создан в реакции
а -» 8Ве. Без 7,65 МэВ-резонанса слияние трех
а-частиц не будет эффективным. В
результате углерод должен выгорать в реакции
а Н- 12С —у 160 много быстрее, чем создаваться,
и во Вселенной будет недостаточно углерода
для создания жизни.
Глядя на диаграмму уровней 12С, на которой
около 30 уровней лежат в интервале 30 МэВ,
невозможно удержаться от восхищения тем,
что уровень 7,65 МэВ не лежит на 0,5 МэВ ниже.
Список таких примеров можно продолжать.
Как тонка граница, сохраняющая все, что
дорого нашему сердцу. Наиболее существенные
свойства нашего мира определяются абсолютно
несущественными (с точки зрения
фундаментальных констант) деталями адронной химии,
не говоря об обычной химии и биохимии.
Антропные свойства Вселенной привели к
формулировке ряда спекулятивных
принципов.
Слабый антропный принцип основан на
понятии об ансамбле бесконечного множества
вселенных со значениями безразмерных констант,
которые были фиксированы на протяжении
космологической эволюции. Из факта нашего
существования следует, таким образом, что мы
живем в наилучшем из миров.
Космологическая реализация такого
статистического ансамбля есть бесконечная сеть
вселенных, каждая из которых на ранней
инфляционной стадии создает бесчисленное
множество дочерних вселенных. В каждой из
них может быть свой путь нарушения
симметрии, даже свои размерности пространства и
времени, и неограниченное количество
значений безразмерных фундаментальных констант.
Но здесь мы подходим к воротам в Метафизику.
Что ждать от будущих коллайдеров
Коллайдер — это машина для
ускорения, образования (не всегда) и встречного
столкновения двух пучков частиц (в обычном
ускорителе есть только один пучок
ускоренных частиц, который попадает в мишень).
При встречном столкновении двух пучков
кинетическая энергия наиболее эффективным
образом превращается в остаточную энергию
создаваемых частиц.
В коллайдерах открыты ?-кварк, частично
с-кварк, ?-лептон, глюон, W- и Z-бозоны.
Массы W и Z равны 80 и 91 ГэВ
соответственно. Эти бозоны были открыты в
ЦЕРНе на специально построенном для этих
целей коллайдере с энергиями частиц в каждом
пучке, равными 270 ГэВ.
Двадцать миллионов Z-бозонов было
создано в ЦЕРНе на коллайдере LEP I в 1989-
1995 годах. В круговом туннеле LEP I
окружностью 27 км пучки электронов и позитронов
сталкиваются после ускорения до энергий
45,5 ГэВ. В результате этого столкновения и
рождаются Z-бозоны.
В 1994 году на протон-антипротонном
коллайдере Тэватрон (США) был открыт ?-кварк
массой примерно 175 ГэВ. Энергия частиц в
каждом из пучков была около 1 ТэВ. Отметим,
что масса протона равна 0,94 ГэВ, а масса
электрона «0,5 МэВ.
В том же самом кольце, где работает
LEP I, в 1999 году начал работать новый
коллайдер с энергией электронов и протонов
до 96 ГэВ. В 2000 году в том же туннеле будет
построена новая машина — Большой Адронный
Коллайдер (LHC), ускоряющий протоны до
7 ТэВ.
Первое, что ожидают физики от новых
коллайдеров, — это открытие хиггсовских
бозонов, или хиггсов. Спин хиггсов должен
быть равен нулю. Его массу нельзя предсказать
с определенностью. Возможно, эти частицы
тяжелее W-бозонов, но легче ^-кварка. Как
отмечено выше, все фундаментальные частицы
получают свои массы путем взаимодействия с
хиггсами. Открытие хиггсов должно позволить
физикам ближе подойти к пониманию природы
массы.
Другим многообещающим направлением
является суперсимметрия, исходя из которой,
все известные частицы имеют
соответствующего "суперпартнера": частицу со спином,
отличающимся от 1/2. Суперсимметрия сильно
нарушается. Ожидается, что массы
суперпартнеров известных частиц лежат в интервале от
100 ГэВ до 1 ТэВ.
Третье направление — обнаружение
возможной структуры фундаментальных частиц,
которая может проявиться при высоких
энергиях.

18
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Конечно же, не следует забывать о
неожиданных сюрпризах. В прошлом многие
важные явления были неожиданно открыты
на ускорителях, построенных для совершенно
других целей.
Нужны ли эксперименты при низких
энергиях
Точка зрения, что все исследования должны
быть сконцентрированы лишь на коллайдерах
самых высоких энергий, ошибочна.
Коллайдеры представляют направление
"прямой атаки", но борьба идет одновременно
на нескольких фронтах. Ответы на многие
решающие вопросы не могут быть в принципе
получены на коллайдерах. Они могут быть
получены либо на ускорителях, либо в
экспериментах с ускорителями низких энергий.
Несколько примеров таких задач:
а) поиски массы нейтрино;
б) изучение солнечных нейтрино;
в) распад протона;
г) превращение нейтрона в антинейтрон в
вакууме;
д) изучение асимметрии между частицами
и античастицами;
е) изучение легких адронов, чтобы понять
явление конфайнмента (объединения кварков
в адронах).
Литература
1. Окунь Л.Б. Физика элементарных частиц. М.:
Наука, 1984.
2. Вайнберг С. Первые три минуты.
Современный взгляд на происхождение Вселенной. Пер. с англ.
М.: Энергоатомиздат, 1977.

С. С. Герштейн
НЕЙТРИНО И ЕГО РЕГИСТРАЦИЯ
Введение
В современной стандартной модели
элементарных частиц термином "нейтрино"
называются три различные легкие элементарные
частицы, не имеющие электрического заряда:
электронное нейтрино (ve), мюонное нейтрино
(v^) и тау-нейтрино (vx). Вместе со своими
заряженными партнерами — электроном (е-), мю-
оном (\1~) и тау-лептоном (т~) они составляют
семейство лептонов — частиц, не участвующих
в сильных взаимодействиях, а обладающих
только электрослабыми взаимодействиями.
В настоящее время существуют несколько
теоретических моделей Великого объединения
всех сил природы. Однако для окончательных
заключений еще не хватает как
экспериментальных данных, так и новых теоретических
идей. Великое объединение взаимодействий
реализуется при недостижимых на Земле
энергиях порядка 1015-1019 ГэВ в системе
центра масс сталкивающихся частиц, поэтому
непосредственная экспериментальная
проверка теории невозможна. Сведения о Великом
объединении могут быть получены либо из
космологии (поскольку считается, что при
возникновении Вселенной плотность энергии
в ней была достаточно велика), либо при
изучении очень редких процессов,
являющихся проявлением Великого объединения и
наблюдаемых при доступных энергиях. В этом
отношении уникальные возможности
предоставляют эксперименты с нейтрино.
Нейтрино во Вселенной
Неоспоримые данные свидетельствуют о
том, что наша Вселенная образовалась в
результате Большого взрыва, произошедшего
15-20 млрд лет тому назад. На основании этой
модели можно утверждать, что от Большого
взрыва несомненно остались и сохранились до
нашего времени реликтовые нейтрино и
антинейтрино каждого типа (ve, v^, vx), количество
которых должно составлять 3/11 от количества
фотонов реликтового излучения. Это
соответствует приблизительно 100 нейтрино каждого
типа в 1 см3 пространства.
Исключительный интерес представляет
гипотеза, что реликтовые нейтрино могут иметь
отношение к одной из загадок современной
физики — природе так называемой темной
материи, или скрытой массы (см. статью
А.М. Черепащука "Гравитационное микролин-
зирование и проблема скрытой массы" в этом
томе).
Высказываются гипотезы, что темная
материя состоит из гипотетических
суперсимметричных частиц, оставшихся от Большого
взрыва. Существование таких частиц
предсказывается в теоретических моделях,
расширяющих рамки стандартной модели элементарных
частиц. Вместе с тем ясно, что если хотя бы
один из известных типов нейтрино обладал
массой, составляющей 1/2000 массы электрона
(что совершенно не исключается
современными опытными данными), то общая масса
реликтовых нейтрино могла бы составить массу
темной материи. Более того, на основании этой
гипотезы могло бы быть объяснено и
образование крупномасштабных структур Вселенной —
галактик и их скоплений. Таким образом,
современная физика не исключает того, что
более 9/10 массы современной Вселенной
заключено в нейтрино.
Роль нейтрино в астрофизических
процессах определяется его колоссальной
проникающей способностью. Так, нейтрино с энергией
в несколько МэВ имеет длину свободного
пробега в плотном веществе около 1018 м,
или около 100 световых лет. Например,
нейтрино, испущенное Солнцем, могло бы с
большой вероятностью пройти, не испытав
столкновений, сквозь всю Солнечную систему
и достигнуть ближайших звезд, даже если бы
все пространство между ними было
заполнено плотным веществом, скажем, железом.
Благодаря такой проникающей способности
нейтрино и антинейтрино, рождающиеся в
центральных областях звезд, свободно выходят
наружу, унося энергию. Для горячих массивных
звезд на поздних стадиях эволюции потери
энергии на нейтринное излучение изнутри
звезды становятся большими, чем на излучение
света с поверхности, и определяют темп
эволюции этих звезд. Нейтринное излучение
играет важнейшую роль в механизме взрывов
сверхновых, являющихся конечным этапом
эволюции массивных звезд. Внешняя оболочка
звезды при взрыве разлетается с большой
скоростью, а внутреннее центральное ядро
сжимается, превращаясь в горячую
нейтронную звезду. Это превращение обусловлено тем,
что электроны, приобретающие при сжатии
большую энергию, захватываются протонами
атомных ядер, в результате чего образуются
нейтроны и испускаются электронные
нейтрино (е~ + р -> п + ve). Нейтринное излучение,
уносящее энергию из центральных областей
звезды, во многом определяет всю динамику
сжатия (коллапса) ядра звезды и последующее
охлаждение образовавшейся горячей
нейтронной звезды. Энергия разлетающейся оболочки
достигает 1044 Дж, а светимость сравнима
со светимостью всей галактики, содержащей
1011 звезд типа Солнца. Однако эта энергия

20
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
составляет лишь долю процента от энергии,
испускаемой горячей нейтронной звездой в
виде нейтрино и антинейтрино1.
Поток нейтрино от взрыва сверхновой
1987 года в Большом Магеллановом Облаке,
находящемся на расстоянии 150 000 световых
лет от Земли, был независимо зарегистрирован
в трех лабораториях мира. Он продолжался
около 10 секунд. (По оценкам, сжатие ядра
звезды происходит за доли секунды, а остывание
образовавшейся нейтронной звезды — за 10-
20 с.)
Взрывы сверхновых являются также одним
из главных источников космического
излучения — потока частиц высоких энергий,
падающих на Землю. В верхних слоях земной
атмосферы частицы космического излучения,
сталкиваясь с ядрами атомов атмосферы,
порождают нестабильные частицы (главным
образом, пионы и каоны), распады которых
дают потоки мюонных и электронных нейтрино
и антинейтрино, падающих на Землю. Потоки
этих атмосферных нейтрино регистрируются
экспериментальными установками,
размещенными (в целях защиты от фона, создаваемого
другими частицами космического излучения)
глубоко под землей, в старых шахтах или
специально сооруженных подземных
лабораториях. (Такими являются Баксанская
нейтринная лаборатория в России на Северном
Кавказе и лаборатория Гран-Сассо в Италии.)
Современная техника позволяет выделять на
этих установках как нейтрино, падающие
сверху, так и нейтрино, приходящие снизу
и прошедшие всю толщу Земли. Нейтрино
высоких энергий могут входить и в состав
первичного космического излучения. Более того,
существуют соображения, согласно которым
именно нейтрино могут вызывать события
предельно высоких энергий (порядка 1020 эВ
и даже выше), очень редко наблюдаемые в
реакциях с частицами космического излучения.
Нейтрино таких энергий должны порождать в
веществе ливни заряженных частиц, которые
могут быть зарегистрированы по их черен-
ковскому излучению на больших глубинах в
прозрачной среде, под водой или толщей льда.
Для регистрации ожидаемых (очень редких)
событий необходимо с помощью
фотоумножителей (располагающихся на расстоянии 10-
20 м друг от друга) просматривать огромные
объемы воды (или льда). Подобная подводная
установка уже начала успешно действовать на
озере Байкал. Другая создается американскими
физиками в глубоких скважинах, проделанных
во льдах Антарктиды.
Мощным источником нейтрино является
наше Солнце. Солнечные нейтрино
испускаются в различных цепочках
термоядерных реакций, происходящих в центральных
1 Полную энергию, выделяемую при сжатии центрального
нейтронной звезды с радиусом Rn = 10 км, можно оценить по
Эта энергия составляет 1053—1054 эрг.
областях Солнца (см. статью Г.Е. Кочарова
"Термоядерный котел в центре Солнца и
проблема солнечных нейтрино" в этом томе).
Детектирование солнечных нейтрино
различных энергий дает возможность узнать,
с какой интенсивностью происходят
различные термоядерные реакции, то есть как бы
заглянуть в центр Солнца. Вместе с тем
эти опыты могут дать уникальные сведения
о фундаментальных превращениях, которые
испытывают сами нейтрино, проходя через
солнечные недра.
Поиск и изучение нейтринного излучения
от внеземных источников стал за последнее
десятилетие объектом нового, бурно
развивающегося направления науки —
нейтринной астрономии, значительно расширяющей
возможность изучения и познания процессов,
происходящих во Вселенной, а также дающей
важные сведения о самом нейтрино.
Искусственные источники нейтрино
Первое детектирование нейтрино и
проведение нейтринных исследований стали
возможными после создания искусственных
источников нейтрино: ядерных реакторов и
ускорителей.
а) Ядерные реакторы являются мощным
источником электронных антинейтрино.
Осколки деления ядер урана или плутония обладают
избытком нейтронов и испытывают несколько
(3-превращений, в которых нейтроны
превращаются в протоны с испусканием электронов
и электронных антинейтрино: n—»p + e~+ve.
Промышленный реактор с электрической
мощностью в 1 млн кВт обладает (при КПД = 30 %)
тепловой мощностью 3 • 109 Вт. Поскольку при
делении ядра урана или плутония в среднем
выделяется энергия около 200-250 МэВ, для
работы реактора указанной мощности
необходимо, чтобы за одну секунду происходило
около 1020 актов деления и, следовательно,
испускалось около Щ — (3~4) • 1020
антинейтрино. Эти антинейтрино изотропно
разлетаются во все стороны и поэтому их поток
на расстоянии R от активной зоны реактора
равен Фу = iVv/(4Tci?2). При R = 15-20 м он
составляет около 1013v/(cm2 • с). При этом
энергия антинейтрино не превышает 5-7 МэВ.
Ввиду колоссальной проникающей
способности нейтрино его экспериментальное
обнаружение долгое время казалась невозможным.
Так думал и В. Паули, высказавший в 1930 году
гипотезу о существовании нейтрино. Впервые
на возможность регистрации нейтрино,
открывающуюся в связи с созданием ядерных
реакторов, указал в 1946 году Б.М. Понтекорво.
ядра звезды массой 1,5-2 солнечных массы до размеров
формуле GM2 /Rn, где G — гравитационная постоянная.

НЕЙТРИНО И ЕГО РЕГИСТРАЦИЯ
21
В 1953-1956 годах группе Ф. Райнеса и К. Коу-
эна удалось зарегистрировать антинейтрино от
мощного реактора Саванна-Ривер (США) и тем
самым впервые экспериментально доказать его
существование2.
б) Ускорители протонов высоких энергий
(Ер > 30 ГэВ). Схема получения нейтринных
пучков от ускорителя высоких энергий такова.
Протонный пучок, выведенный из ускорителя,
фокусируется на мишень. Взаимодействие
протонов с ядрами мишени приводит к рождению
вторичных частиц, в основном пионов (к)
и каонов (К), летящих в узком конусе в
направлении пучка протонов. В результате
распада к и К возникают нейтрино. В основном
это мюонные нейтрино и антинейтрино от
распадов
И
с незначительной примесью электронных
нейтрино от распадов
К+ -> n°e+ve(K- -> 7C°e-ve)
и последующих распадов мюонов. При
современной интенсивности протонных ускорителей
общее число генерируемых таким способом
нейтрино порядка 1010-1012 в секунду. Угол
раствора конуса, в котором летит половина
нейтрино от распада пионов, 0 = ткс2/Еп, где
тр — масса, а Ер — энергия пиона; так,
при Еп = 100 ГэВ угол раствора 9 « 5'. Поэтому
поток нейтрино приходится на значительно
меньшую площадь, чем в экспериментах с
реакторными нейтрино. Это обстоятельство, а также
то, что вероятность реакций, производимых
нейтрино и антинейтрино высоких энергий в
веществе растет пропорционально их энергии,
позволяет скомпенсировать огромную разницу
в общем числе нейтрино и антинейтрино от
ускорителей по сравнению с числом нейтрино
от реактора и проводить эксперименты с
нейтрино высоких энергий. Удается также
регистрировать нейтрино высоких энергий на
больших расстояниях от источника. Создание
ускорителей на энергию 10-20 ТэВ позволило
бы использовать нейтринные пучки для поиска
полезных ископаемых и "просвечивания"
Земли3.
в) Мезонные фабрики. В мире
существуют несколько ускорителей "средней" энергии
(600-800 МэВ) с интенсивностью пучков на
3-4 порядка большей, чем у пучков от
ускорителей высоких энергий. Такие ускорители
2 В 1995 году Ф. Райнес был удостоен за это открытие
открывшим тау-нейтрино.
3 За создание техники нейтринных пучков на ускор]
но американским физикам Л. Ледерману, Дж. Штейнбергз
премия.
называют мезонными фабриками. Распады
рождающихся на них пионов и мюонов служат
источником мюонных и электронных нейтрино и
антинейтрино средних энергий, используемых
для проведения нейтринных экспериментов.
г) Искусственные радиоактивные
изотопы. Естественные радиоактивные элементы,
от распада которых возникают нейтрино или
антинейтрино, обладают слишком малой
интенсивностью и не могут быть использованы
для проведения нейтринных экспериментов.
Однако в современных реакторах
возможна наработка искусственных радиоактивных
изотопов в количестве, достаточном для
проведения подобных опытов. Такие источники
нейтрино оказываются очень важными для
ряда нейтринных исследований. Так,
изучение р-распада ядер трития, наработанного в
реакторах, позволяет дать наилучшую
современную оценку возможной массы электронного
нейтрино. С помощью искусственных изотопов
производится калибровка детекторов
солнечных нейтрино. Они предоставляют уникальную
возможность проведения экспериментов по
поиску магнитного момента нейтрино.
Универсальный характер слабых
взаимодействий
Когда начали проводиться эксперименты с
нейтрино, удалось установить, что нейтрино
(и антинейтрино), рождающиеся в распадах
вместе с мюонами, отличаются от тех, которые
рождаются в Р-распадах вместе с позитронами
или электронами. Как свидетельствует опыт,
распады пионов и мюонов происходят по схеме
7t+->|H++V^ 7Г-+JIT + \V, (1)
|И+-^е++Уе +\v; \Г-> е~ + ve + v^, (2)
а |1-захват — по схеме
\Г +p-^n + v[i. (3)
Дальнейшее подтверждение гипотеза об
универсальном характере слабых
взаимодействий получила после открытия так
называемых странных частиц — if-мезонов (каонов)
и гиперонов (Л, Е-частиц и др.). Эти частицы
подобно пионам интенсивно рождаются при
столкновении нуклонов и пионов высоких
энергий с атомными ядрами и, следовательно,
являются адронами, то есть участвуют в
сильных взаимодействиях. Поэтому ожидалось, что
распад этих частиц на адроны (например,
К0 —> 7С+7С~ или Л —>• рк~) должен происходить
за промежутки времени, характерные для
сильных взаимодействий и равные по порядку
величины х ~ го /с, где го — радиус действия
Нобелевской премии, которую он разделил с М. Перлом,
ггелях высокой энергии и открытие мюонного нейтри-
и М. Шварцу в 1988 году была присуждена Нобелевская

22
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
сильных взаимодействий. Именно такое время
необходимо, чтобы разлетелись частицы,
рождающиеся с вероятностью порядка единицы
в области го и движущиеся со скоростью
порядка с. При г0 ~ Ю-15 м и с = 3 • 108 м/с оно
составляет
Тсильн«Ю-23-10-24с. (4)
Наблюдаемое же время жизни странных
частиц оказалось порядка т ~ Ю-10 с. Таким
образом, вероятность распада странных
частиц оказалась на 13-14 порядков меньше,
ожидаемой в результате сильного
взаимодействия. Поэтому был сделан вывод, что
странные частицы распадаются под влиянием
слабого взаимодействия. Для объяснения того,
почему они могут рождаться в процессах
сильного взаимодействия, а распадаться только
за счет слабого, им была приписана особая
величина — странность (5), которая может
принимать положительные и отрицательные
значения и сохраняется в процессах
сильного взаимодействия. Это означает, что при
столкновении нестранных частиц с 5 = 0,
(например, пионов с протонами) странные
частицы должны рождаться парами (с
противоположными значениями странности),
например, по схеме: к~ + р ->¦ К0 + Л, где ^°-мезон
имеет положительную, а Л-гиперон — равную
ей по величине отрицательную странность.
Вывод о парном рождении странных частиц
был подтвержден в многочисленных опытах,
позволивших приписать странным частицам
определенные значения странности.
Взаимодействие нейтрино с кварками
Взаимодействие заряженных лептонных
токов с токами нуклонов (р+п) представляется
как их взаимодействие с токами кварков,
составляющих нуклоны (подобно тому, как
раньше взаимодействие нейтрино с атомными
ядрами представлялось в виде взаимодействия
с отдельными нуклонами). Например,
взаимодействие, приводящее к процессу (3), сводится
к взаимодействиям между лептонными и
кварковыми токами (ц+уц)(м+бО и (у+ц,)(б?+и),
приводящим к реакциям:
Уц + d -> ц~ + и, (5)
% + и -> ц+Ч-d. (б)
Поскольку протон содержит два гх-кварка и
один d-кварк, а нейтрон — два d-кварка и один
w-кварк, из соотношений (5), (6) следует, что при
взаимодействии мюонного нейтрино высоких
энергий с нейтронами атомных ядер
отрицательно заряженный мюон должен рождаться в
2 раза чаще, чем при взаимодействии с
протонами, а при взаимодействии антинейтрино,
наоборот, положительно заряженный мюон в
два раза чаще рождается на протонах, чем
на нейтронах. Подтверждение этого вывода в
нейтринных опытах при высоких энергиях
стало одним из многих подтверждений гипотезы
кварков.
Отличается ли антинейтрино
от нейтрино. Нейтрино Майорана.
Лептонный заряд.
Спиральное нейтрино
Поскольку нейтрино не обладает
электрическим зарядом, возникает вопрос: чем же
антинейтрино отличается от нейтрино? Не
может ли антинейтрино тождественно совпадать
с нейтрино? Этот вопрос в 1937 году поставил
итальянский физик Этторе Майорана. Он
показал, что теоретически такая возможность
существует. С тех пор нейтрино,
тождественное своему антинейтрино, называют нейтрино
Майорана. Вместе с тем он отметил, что
нейтральная частица может отличаться от
своей античастицы, если она обладает каким-то
другим, отличным от электрического, зарядом,
имеющим для античастицы противоположное
значение. Примером служат нейтрон и
антинейтрон, отличающиеся друг от друга
противоположными значениями барионного заряда.
Понятие барионного заряда (или барионного
числа) было введено в связи с тем, что во всех
наблюдаемых процессах сохраняется число
барионов. Барионы могут переходить друг в
друга (например, при р-распаде). Однако общее
их число остается неизменным. Рождение
антибарионов в реакциях при высоких энергиях
происходит в паре с барионами.
Аналогично, на основании опытных
данных, может быть введено понятие лептонно-
го заряда (или лептонного числа) нейтрино.
Действительно, нейтрино, образующиеся при
распаде положительно заряженных пионов
в реакции (1), могут, как показывает опыт,
производить реакции, в которых рождаются
отрицательные мюоны и не рождаются
электроны, позитроны или положительные мюоны.
С другой стороны, антинейтрино от распада
отрицательных пионов вызывают реакции, в
которых рождаются положительные мюоны
и не возникают позитроны, электроны или
отрицательные мюоны. Именно этот опытный
факт послужил доказательством того, что
мюонное нейтрино, возникающее в распаде (1)
вместе с положительным мюоном, отличается
как от электронного нейтрино, например от
р+ -распада, так и от своего антимюонного
нейтрино. Совокупность всех
экспериментальных данных можно объяснить, предположив,
что электрон и отрицательный мюон обладают
особыми лептонными зарядами: электронным
и мюонным, сохраняющимися в процессах
слабого взаимодействия. Теми же зарядами
обладают соответствующие им нейтрино, а
позитрон и положительный мюон вместе с
электронным и мюонным антинейтрино имеют

НЕЙТРИНО И ЕГО РЕГИСТРАЦИЯ
23
противоположные значения соответствующих
зарядов. Сохранение лептонных зарядов
позволяет указать, какие нейтрино и антинейтрино
возникают при распаде мюонов (2): электронное
нейтрино при распаде останавливающихся в
веществе положительных мюонов рождает
электроны (и не рождает позитроны). Вместе
с тем, сталкиваясь с электронами, мюонное
нейтрино высоких энергий способно рождать
отрицательные мюоны, а аналогичного
процесса в пучке мюонных антинейтрино не
происходит. Сохранение лептонного заряда
объясняет и отсутствие распада мюона на
электрон и у-квант:
[1±-^е±+у, (7)
который в противном случае мог бы
происходить. Открытый в 1975-1976 годах тау-лептон
обладает своим тау-лептонным зарядом,
отличающимся от электронного и мюонного. Тот же
самый тау-лептонный заряд должен иметь
соответствующее ему нейтрино vT, возникающее
в распадах т~ -> е~ 4- ve + vT; т~ -> \i~ + \y + vT;
х~ -> к" + vx и др. О наличии у т-лептона
третьего лептонного заряда свидетельствует,
например, отсутствие распадов х± —>> |1±а + у и
х± -» е± + у, а также тот факт, что рождение
т-лептонов не удается наблюдать в пучках
мюонных нейтрино высоких энергий.
Помимо лептонного числа нейтрино
отличаются от своих антинейтрино так
называемой спиральностью. Под спиральностью
понимается знак проекции спина частицы
на направление ее импульса. Для состояния
частицы с левой спиральностью спин частицы
направлен в основном против ее импульса.
Среднее значение поляризации (то есть
направления спина по отношению к импульсу) в
состоянии с левой спиральностью составляет
р = —V/с (где v — скорость частицы). Это
означает, что вероятность обнаружить в этом
состоянии частицу с правой поляризацией мала
и составляет т2/(4Е2), где га — масса, а
Е — энергия частицы. В состоянии с правой
спиральностью, наоборот, мала вероятность
обнаружить частицу большой энергии с левой
поляризацией. Состояния с правой и левой
спиральностью зеркально симметричны
относительно друг друга. (При отражении в зеркале,
перпендикулярном импульсу частицы, ее спин,
то есть направление вращения, остается
неизменным, а импульс меняет знак. Таким образом,
состояние с одной спиральностью переходит в
состояние с противоположной спиральностью).
Сильные и электромагнитные
взаимодействия обладают зеркальной симметрией.
Поэтому в них одинаковым образом участвуют
состояния с левой и правой спиральностью.
В слабых же взаимодействиях отсутствует
зеркальная симметрия (это часто называют
нарушением четности). Более того, в слабых
взаимодействиях зеркальная симметрия
нарушена максимальным образом: все
элементарные частицы (кварки и лептоны) участвуют
в слабом взаимодействии только в состояниях
с левой спиральностью, а их античастицы —
только с правой. Поэтому нейтрино рождаются
в процессах слабого взаимодействия с левой,
а антинейтрино — с правой спиральностью.
Если бы масса нейтрино равнялась нулю и
оно, следовательно, двигалось бы со скоростью
света, в природе могло бы существовать
только левое нейтрино и правое
антинейтрино (наподобие левого и правого винта).
Такая возможность была указана независимо
Л.Д. Ландау, А. Саламом, Т.Д. Ли и Ч.Н. Янгом
сразу же после того, как в 1957 году Ли и
Янг открыли несохранение четности в слабых
взаимодействиях. Исходя из гипотезы, что
нейтрино может быть только левым или только
правым (спиральность нейтрино тогда еще
не была установлена на опыте), Л.Д. Ландау
заключил, что масса нейтрино должна быть
равной нулю. Этот вывод сейчас нельзя считать
обоснованным, так как и все другие частицы,
заведомо обладающие массой, например
электрон, участвуют в слабых взаимодействиях
в состояниях с левой спиральностью. Когда
они рождаются в процессах слабого
взаимодействия со скоростями v ~ с, поляризация их
оказывается близкой к —1, как и должно быть
для безмассового левого нейтрино. Точность
современных экспериментов не позволяет
исключить наличие у нейтрино отличной от нуля
массы покоя.
Сколько существует типов нейтрино
Экспериментально установлено
существование трех различных типов нейтрино. Могут
ли быть в дальнейшем обнаружены новые типы
нейтрино — четвертый, пятый и т. д.? На этот
вопрос можно дать вполне определенный ответ.
Переносчик слабых взаимодействий
Z0-бозон массой Mz = (91,187 ± 0,007) ГэВ
распадается с известной вероятностью на пары
лептонов и кварков. Суммарная вероятность
распада Z0 -бозона в единицу времени по
всем каналам определяет его время жизни,
которое в силу квантово-механического
соотношения неопределенностей AEAt ~ h
определяет энергетическую ширину Z0 -бозона
Г = Д25, то есть величину, характеризующую
возможность отклонения массы Z0 -бозона от ее
среднего значения. Прецизионное измерение
массы и ширины Z0-бозона, а также изучение
различных каналов его распада было проведено
на встречных электрон-позитронных пучках
ускорителя LEP в Европейском Центре
Ядерных Исследований (ЦЕРН) в Швейцарии.
В этих опытах на четырех разных установках
было зарегистрировано более 107 случаев
рождения и распада Z0 -бозона. Измеренное
значение энергетической ширины Z0 -бозона

24
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
оказалось равным Г = (2,490 ± 0,007) ГэВ. Если
бы существовало четвертое нейтрино, эта
величина должна была быть приблизительно
на 6,6 % больше измеренной, так как
существование дополнительного канала
распада Z° —> V4 + V4 должно уменьшать его
время жизни.
Приняв число типов нейтрино за
неизвестный параметр NVi можно по
наблюдаемой ширине Z0 -бозона определить
значение этого параметра. Оно оказалось равным
Nv = 2,991 ± 0,016, что полностью исключает
возможность существования легкого
четвертого нейтрино (с массой, меньшей половины массы
Z0 -бозона).
Интересно отметить, что еще до опытов в
ЦЕРНе число типов легких нейтрино оказалось
возможным оценить из космических данных.
В первые секунды после Большого Взрыва
температура была настолько высока, что в
равновесии находились нейтроны, протоны,
электроны, позитроны и легкие нейтрино со
своими антинейтрино. По мере расширения
Вселенной температура падала и при
определенном значении Г0 равновесие должно было
нарушиться, так как скорость слабых
взаимодействий, восстанавливающих равновесие
(например, e"+pf>n + ve; е+ + е~ -> p + vx\
е+ + е~ —У vxvx, где под vx понимаются
нейтрино всех типов), должна была стать меньшей,
чем скорость расширения. Число оставшихся
нейтронов при этом должно было
составить по отношению к протонам величину
ехр(—Атс2/кТо), где Am — разность масс
нейтрона и протона, а к — постоянная Больцмана.
Эти нейтроны в результате цепочки быстрых
ядерных реакций с образованием дейтерия (D),
трития (3Н) и 3Не
(n+p-^D + y; D+p -> 3Не + у;
n + D -> 3Н + у; 3H + D -> 4Не + пидр.)
должны были образовывать ядра 4Не. Далее
процесс первичного нуклеосинтеза
практически не мог происходить, так как в природе не
существует стабильных ядер с массовым
числом, равным 5. В итоге должны были остаться
в основном протоны и ядра 4Не, число которых
зависит от числа оставшихся после нарушения
равновесия нейтронов. Что касается ядер
дейтерия и 3Не, то они практически полностью
"сгорают" в происходящих реакциях
(концентрация этих ядер дает важную информацию
о первичном числе барионов во Вселенной и,
таким образом, о природе темной материи).
Ядра всех других химических элементов по
современным представлениям образуются в
результате термоядерных реакций,
происходящих в звездах, и распыляются в окружающее
пространство при взрывах массивных звезд.
Из водорода, гелия и этих вторичных
элементов, концентрация которых не превышает
1-2%, могут образовываться звезды
следующего поколения. Расчеты показывают, что
концентрация первичного гелия должна по
массе составлять около 24 %. Это число хорошо
согласуется с наблюдениями, указывающими,
что данная величина не превышает 25 %. Такое
совпадение является одним из важных
подтверждений модели горячей расширяющейся
Вселенной. Существование дополнительных
легких нейтрино могло изменить эти
результаты. Дополнительные нейтрино должны были
увеличивать теплоемкость плазмы,
состоящей из нуклонов, электронов, позитронов и
нейтрино с антинейтрино. Благодаря этому
нарушение равновесия между нейтронами и
протонами должно было бы происходить при
более высоких температурах и, следовательно,
приводить к большему числу остающихся
нейтронов, значит, и к большей концентрации
первичного гелия. Каждое дополнительное
нейтрино должно было увеличивать эту
концентрацию примерно на 1,5%. Эта мысль
была впервые высказана советским физиком
В.Ф. Шварцманом в 1969 году. Последовавшие
затем экспериментальные уточнения
распространенности гелия позволили утверждать еще
до опытов в ЦЕРНе, что число типов нейтрино
не превышает четырех.
Нейтринные осцилляции
а) Биения, или осцилляции в системе двух
связанных маятников
Явление осцилляции можно пояснить на
простом примере. Пусть имеются два
одинаковых маятника, подвешенные на общем
подвесе, через который осуществляется слабая
связь между ними. Благодаря этой связи
стационарными будут два типа колебаний
маятников: а) когда оба маятника колеблются в
одной и той же фазе, б) когда они колеблются
в противофазе (то есть движутся навстречу
друг другу). Частоты этих стационарных
колебаний будут несколько различны. Частота
первого колебания 0)i будет несколько меньшей
собственной частоты а>о каждого из маятников
в отсутствие связи между ними, а частота
второго колебания а>2 — несколько больше этой
величины. Пусть в начальный момент времени
t = 0 один из маятников отклонен внешней
силой на величину хо от положения равновесия
и отпущен с нулевой начальной скоростью,
а второй маятник в это время находится в
покое. Тогда за счет связи второй маятник
также придет в движение. Колебания обоих
маятников будут представлять суперпозицию
двух стационарных колебаний. Отклонения от
положения равновесия х\ и хч первого и второго
маятников будут изменяться по закону
Хс\
xl(t) — — (COS G)it +COS G^t), (8)
x2(t) = — (cOS(0\t —COS (J^t). (9)

НЕЙТРИНО И ЕГО РЕГИСТРАЦИЯ
25
Для суммы отклонений xi(t) + х2(?) частота
колебаний равна coi, а для разности х± (t) — ж2 (t)
частота равна со^ Из формул (8), (9) следует, что
Х\ (t) = Xq COS
ж2(?) =^osin
COi + C02
2
COl +C02
\ I COS f
¦)*.(
COi - C02
2
COi - C02
')•
t ,(10)
t). (11)
Полусумма частот COi и со2 близка к
собственной частоте каждого из маятников
(coi + со2)/2 « со0, поэтому их движение можно
представить как модулированное по амплитуде
колебание с частотой о>о- Из формул (10), (11)
видно, что колебания первого отклоненного
маятника будут периодически с частотой
(со2 — COi)/2 полностью передаваться второму,
квадрат амплитуды колебаний которого будет
меняться по закону
2 . 2 /a>i -со2
Хп SH1 1
Таким образом, в системе двух слабо
связанных маятников будет наблюдаться знакомая
картина биений, которую иначе называют
осцилляцией.
В приведенном примере оба маятника
обладали одинаковой собственной частотой.
Именно в этом случае в некоторые моменты
времени была возможна полная передача
колебаний от одного маятника к другому. Если
же маятники неодинаковы и обладают
разными собственными частотами, картина будет
несколько иной: биения будут происходить, но
величина амплитуды второго маятника никогда
не достигнет амплитуды первого.
б) Осцилляции К0-и К0-мезонов
Аналогичное явление наблюдается и в мире
элементарных частиц. Выше уже упоминалось
о величине, называемой странностью, которая
сохраняется в процессах сильного
взаимодействия. К странным частицам _ относятся
наблюдаемые на опыте К0- и К0-мезоны,
обладающие противоположными значениями
странности и являющиеся по отношению друг
к другу частицей и античастицей. Они могут
служить аналогами соответственно первого
и второго маятников. Под влиянием слабого
взаимодействия, в котором странность не
сохраняется, они могут переходить друг в
друга. Законы сохранения электрического и
лептонного зарядов этому не препятствуют,
поскольку обе эти частицы электрически
нейтральны и не обладают барионным зарядом
(К0 состоит из кварков s и d, а К0 — из s и d).
Таким образом, слабое взаимодействие служит
аналогом подвеса, осуществляющего связь
между маятниками. Аналогом стационарных
колебаний, обладающих частотами сох и сог,
могут служить суперпозиции состояний
к?
ч/2
К% =
К0-К0
л/2 '
Поэтому К0, образовавшийся в реакции
сильного взаимодействия, может переходить в К0
с частотой, пропорциональной разности масс
ifj- и if §-мезонов, которая определяется
слабым взаимодействием. Усложняющим картину
обстоятельством является распад К±- и К$-
мезонов, происходящий для них с разной
вероятностью и обуславливающий их разное
время жизни. В системе двух маятников это
соответствовало бы разному времени
затухания стационарных колебаний с частотами COi
и со2. Осцилляции К±- и К2 -мезонов хорошо
изучены на опыте. Благодаря этому удалось
измерить рекордно малую разность масс К®-
и К$-мезонов, составляющую
mKl ~ тК2 = (3,491 ± 0,009) • НГ12 МэВ;
mKl « гпк2 ~ 497,67 МэВ.
в) Осцилляции нейтрино в вакууме
К0-мезоны, рождающиеся в сохраняющих
странность сильных взаимодействиях
осциллируют под влиянием способных изменять
странность слабых взаимодействий. Подобно
этому, нейтрино, рождающиеся в сохраняющих
лептонное число слабых взаимодействиях,
могут осциллировать под влиянием
предполагаемого сверхслабого взаимодействия,
изменяющего это число. Существует несколько
теоретических моделей такой осцилляции. В
простейшем случае ve и v^ могут быть
представлены в виде суперпозиции двух нейтральных
частиц Vi и v2 с массами mi и т2. Согласно
законам квантовой механики эти суперпозиции
должны быть таковы, чтобы состояния ve и v^
были "ортогональны" друг другу. Поэтому они
должны иметь вид
ve = avi +6v2,
-bvi +av2.
При нормировке a2 + b2 = 1 можно
записать коэффициенты а и b в виде а = cos 0,
Ъ = sin 9, где 0 — неизвестный параметр.
Частота осцилляции, аналогично случаю двух
маятников, будет определяться величиной
(coi — со2)/2, а амплитуда перехода ve -* v^ —
множителем 2ab = sin 20. Согласно квантовой
механике, частота со определяется энергией
частицы: со = е/Й, а релятивистская энергия
8 = у/(тс2)2 + с2р2 может быть в случае малой
массы (тс <; р) приближенно записана в виде
1 т2(?
гъср+-——.
2 р
Поэтому частота осцилляции оказывается
равной
1 (т2 -т2)с3
4 р

26
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Если нейтрино наблюдается на расстоянии L от
точки рождения, то время t ~ L/c и вероятность
перехода ve —>• v^ (равная квадрату амплитуды
перехода) составляет
Wy
Ve-»Vn
WV|l-»ve = sin2 20 sin2 к—,
Ьо
где Lo - длина осцилляции:
ftp
L0 = 4гс
|m!
2 — m2\c2
(12)
(13)
Подставляя в (13) значения констант h и с и
выражая импульс в единицах МэВ/с, а массы
в единицах эВ, получим
L0 = 2,48-
Р
Ш2 — Ш1
М.
(14)
Вероятность того, что нейтрино сохранится в
первоначальном состоянии, равна
wv.-v. = wv
VM — 1 — ^Ve-)-V^'
(15)
Идея о возможности нейтринных
осцилляции была впервые высказана Б. Понтекорво в
1957 году. В то время еще было неизвестно, что
существует несколько типов нейтрино. Поэтому
Б. Понтекорво рассматривал только
осцилляции ve -> ve. В дальнейшем было указано и на
возможность осцилляции с переходом одного
типа нейтрино в другой.
Из формул (12) и (15) видно, что можно
искать осцилляции двумя способами: либо
по появлению реакций, вызываемых одним
типом нейтрино в потоке нейтрино другого
типа (например, появление событий с
рождением электронов ve + п -> р + е~
благодаря осцилляции V,!«-»ve в пучке мюонных
нейтрино v^), либо по уменьшению числа
реакций, вызываемых нейтрино определенного
типа, согласно (15). Для электронных нейтрино,
испускаемых Солнцем, и антинейтрино,
испускаемых ядерными реакторами, последний
способ является единственным, так как при
энергии в несколько МэВ мюонные (или тау-
нейтрино), возникающие при осцилляции, не
могут вызывать характерные для них реакции
с рождением мюонов и тау-лептонов. Для
нейтрино и антинейтрино высоких энергий
от ускорителей и космических лучей может
быть использован и более чувствительный
первый способ (например, поиск реакций
vT + п -> р + т~ в пучке Уц).
Поиски нейтринных осцилляции,
проводимые на реакторах и ускорителях, очень
сложны. Возможно, что разность квадратов
масс нейтрино Дга2 = \т2 — т2\ слишком мала
и поэтому длина Lq слишком велика, чтобы
осцилляции удалось заметить на расстояниях
L<Lo, на которых велись эксперименты. В
связи с этим начались нейтринные опыты на
большей базе, в несколько сотен и даже тысяч
километров. Возможно, что очень мал угол
смешивания нейтрино (sin 20 <С 1). Поэтому на
существующей базе планируются все более
точные опыты. В самое последнее время (с
начала 1999 года) появились указания на то, что
эффект осцилляции имеет место (эксперимент
Супер Камиоканде в Японии).
г) Осцилляции нейтрино в веществе
Осцилляции нейтрино в веществе могут
сильно отличаться от осцилляции в вакууме
благодаря тому, что электронные нейтрино
взаимодействуют с электронами вещества
иначе, чем мюонные и тау-нейтрино. Наряду
с универсальным для всех типов нейтрино
взаимодействием с электронами посредством
обмена нейтральными Z0 -бозонами
электронные нейтрино могут обмениваться с
электронами заряженными W± -бозонами. Из-за этого
различия возникает дополнительная разность
фаз между волнами, отвечающими
распространению ve и Vjj, в веществе. Эта разность фаз
достигает значения к на расстоянии /, равном
1,6-10» см (16)
1 =
(- .
\СМ'
м3/
Ye
где р — плотность вещества, a Ye — число
электронов, приходящихся на один нуклон
(для водорода Ye = 1). Угол смешивания ve
и v^ нейтрино в веществе 0т (12) оказывается
связанным с углом смешивания в вакууме и
длиной осцилляции Lq соотношением
sin2 20m =
sin2 20
sin2 20 + cos 20
?)
2 '
(17)
Эта зависимость носит резонансный
характер. Даже при очень малых углах
смешивания в вакууме sin2 20m может обратиться в
единицу при условии Lo/l = cos 20 = 1и, таким
образом, при определенных соотношениях
между плотностью среды и энергией нейтрино
становится возможным полный переход ve —> v^
и обратно. (В примере с колебаниями маятников
это соответствует одинаковым собственным
частотам обоих маятников.) Американский
физик Л. Вольфенштейн в 1978-1979 годах
указал, что среда влияет на осцилляцию
нейтрино. В 1985 году российские физики
СП. Михеев и А.Ю. Смирнов сделали открытие,
что распространение электронного нейтрино в
среде с падающей с расстоянием плотностью
может приводить при определенных энергиях
нейтрино к практически полному и
необратимому их переходу в мюонное нейтрино. Эффект
Михеева и Смирнова можно также пояснить
на примере двух связанных маятников. Пусть
сначала длина подвеса второго маятника была
меньше длины первого, то есть он имел
большую собственную частоту колебаний. В этом
случае амплитуда его колебаний, возникших

НЕЙТРИНО И ЕГО РЕГИСТРАЦИЯ
27
благодаря связи с первым, будет значительно
меньше первоначального отклонения первого
маятника. Будем медленно увеличивать длину
подвеса второго маятника. При достижении ею
длины первого маятника амплитуда биений
становится максимальной и будут моменты,
когда колеблется только второй. При
дальнейшем увеличении длины подвеса второго
маятника частоты собственных колебаний
обоих маятников вновь становятся различными
и колебания второго не могут полностью
передаться обратно первому. Таким образом,
в результате окажется колеблющимся
только второй маятник. Обнаруженный эффект,
называемый эффектом Михеева-Смирнова-
Вольфенштейна (сокращенно МСВ),
непосредственно относится к процессу прохождения
нейтрино через недра Солнца. Действительно,
электронные нейтрино, возникающие с разной
энергией в результате различных
термоядерных реакций в центральных областях Солнца,
движутся в среде с плотностью, падающей от
центра Солнца к его поверхности. Поэтому они,
в зависимости от их энергии, могут частично
или даже полностью переходить в мюонные и
тау-нейтрино.
С помощью эффекта МСВ удается
объяснить не только общее уменьшение потока
солнечных электронных нейтрино, наблюдаемых
на Земле, но и практически полное отсутствие
среди них нейтрино "средних" энергий
(порядка 1 ~ 1,5 МэВ). Для этого необходимо, чтобы угол
смешивания нейтрино в вакууме и разность
масс принимали значения: sin2 20 « 5 • Ю-3
и т2 — т\ « 5 • 10~6 эВ2. При таких малых
значениях этих величин практически
невозможно будет наблюдать осцилляции нейтрино
от земных источников. Длина осцилляции
для нейтрино с энергиями в десятки ГэВ
(а именно такие нейтрино могли бы быть
использованы для экспериментов на больших
расстояниях) становится, согласно (14), больше
диаметра Земли. Таким образом, не исключено,
что только наблюдение солнечных нейтрино
с учетом эффекта МСВ сможет дать нам
сведения о силах, нарушающих лептонное
число, и связанных с Великим объединением
всех взаимодействий.
Проблема массы нейтрино
В настоящее время ведутся эксперименты
по определению массы нейтрино. Наиболее
сильное ограничение на массу электронного
нейтрино получено в оригинальных по своей
постановке и рекордных по точности
экспериментах группы В.М. Лобашова в 1995-1996 годах в
Институте ядерных исследований (г. Троицк),
в которых изучается спектр (3-электронов от
распада трития 3H-*2He + e + ve.
Максимальная кинетическая энергия электронов в этом
распаде составляет всего 18,6 кэВ и спектр
(5-электронов вблизи его верхней границы
чувствителен к массе нейтрино. Оказалось, что
масса электронного нейтрино не превышает
4 эВ. Это, по крайней мере, в 100 000 раз меньше
массы электрона.
При распадах, в которых возникают
мюонные и тау-нейтрино выделяется значительно
большая энергия. Поэтому пределы на массы
V,! и vT значительно выше: гаУц < 170 кэВ;
тУт < 30 МэВ. Отсюда следует, что мюонное
нейтрино, по крайней мере, в 600 раз легче
мюона, а тау-нейтрино, по крайней мере, в
70 раз легче тау-лептона.
Значительно более сильные ограничения на
массы этих нейтрино могут быть получены из
данных космологии (на это указали в 1966 году
Я.Б. Зельдович и С.С. Герштейн). От первых
минут Большого Взрыва, давшего начало
нашей Вселенной, должны были остаться
пары реликтовых нейтрино и антинейтрино,
причем число пар каждого типа нейтрино
должно составлять 3/11 от числа реликтовых
фотонов, проявляющихся сейчас в качестве
теплового черного излучения Вселенной с
температурой Г « (2,726 ± 0,005) К. При такой
температуре число фотонов в единице объема
равно А/у = 411см_3 и, следовательно, число
нейтрино и антинейтрино каждого типа
равно Nv « 112 см"3. Если учесть, что средняя
плотность вещества во Вселенной, включая
невидимую темную материю, не может в
настоящее время превышать р « 2 • 10~29 г/см3
(иначе трудно было бы согласовать нынешнюю
скорость расширения Вселенной с ее
временем жизни, определяемым по геологическим
данным), то можно заключить, что сумма
масс нейтрино и антинейтрино всех типов не
превышает 2 • 10~31 г, или в энергетических
единицах, 100 эВ (эта оценка предполагает,
конечно, что нейтрино стабильны и доживают
до наших дней).
Вопрос, почему массы нейтрино
значительно меньше масс заряженных лептонов,
которым они соответствуют, является
важной проблемой современной физики. Ответ
на него скорее всего лежит за пределами
стандартной модели элементарных частиц.
Весьма привлекательным, в частности,
является механизм так называемых "качелей", в
котором предполагается существование очень
тяжелого майорановского нейтрино с массой
Mr > 103 ГэВ, а массы нейтрино оказываются
связанными с массами соответствующих
заряженных лептонов соотношением mVl ~ m\ /Mr.
Литература
1. Окунь Л.Б. ос, Р, у,..., Z. М.: Наука, 1985.
2. Понтекорво Б. Страницы развития
нейтринной физики. Успехи физических наук. 1983. Т. 141.
С. 675.
3. Паули В. Теоретическая физика 20-го века /
Пер. с англ. М.: ИЛ, 1962.
4. Бакал Дж. Нейтринная астрофизика / Пер. с
англ. М.: Мир, 1993.
5. Вайнберг С. Первые три минуты.
Современный взгляд на происхождение Вселенной / Пер. с
англ. М.: Энергоатомиздат, 1981.

Г.Е. Кочаров
ТЕРМОЯДЕРНЫЙ КОТЕЛ В НЕДРАХ СОЛНЦА
И ПРОБЛЕМА СОЛНЕЧНЫХ НЕЙТРИНО
Введение
Гипотеза о существовании нейтрино была
высказана В. Паули в 1930 году. Крестным
отцом новой частицы стал итальянский физик
Энрико Ферми—именно он дал ей имя
"нейтрино", означающее по-итальянски "нейтрончик".
Около четверти века нейтрино
существовали только в формулах теоретической физики.
Впервые их зарегистрировали американские
ученые Ф. Райнес и К. Коуэн, поместив
сложную экспериментальную установку под град
нейтрино, источником которых был мощный
ядерный реактор. Уже первые эксперименты
подтвердили предсказанные теорией свойства
этих частиц. Нейтрино перестали быть мифом
и являются теперь полноправными
элементарными частицами. Бурное развитие техники
физического эксперимента за последние
десятилетия сделало возможными эксперименты по
регистрации нейтрино, рожденных в
естественных условиях.
Возникла новая область науки: нейтринная
астрофизика. Первым объектом изучения стало
наше Солнце.
Термоядерная природа солнечной
энергии
Неистощимость Солнца всегда поражала
человеческое воображение. Наше светило
миллиарды лет с поразительным постоянством
излучает энергию. Мощность излучения
составляет 4 • 1026 Вт, а каждый квадратный
метр поверхности Солнца в энергетическом
отношении можно сравнить с электростанцией
мощностью 100 000 кВт. Каким же образом
генерируется столь большая мощность?
Ответ на этот вопрос прост: Солнце светит
потому, что оно горячее. Однако, чтобы не
остывать, Солнце постепенно должно сжиматься,
при этом его гравитационная энергия—энергия
частиц, поднятых над центром шара, —
переходит в кинетическую, тепловую и восполняет
потери в излучаемой энергии. Потенциальная
энергия газового шара Солнца, возникшая за
счет взаимного притяжения отдельных его
частей, составляет б • 1041 Дж. Поскольку за 1 с
Солнце излучает 3,9 • 1026 Дж, то запас
потенциальной энергии должен быть израсходован
за время б • 1041/3,9 • 1026 с « 5 • 107 лет. Именно
так рассуждали ученые в прошлом столетии и
считали, что возраст Земли и всей Солнечной
системы не превышает 50 млн лет.
В самом начале XX века было
экспериментально установлено, что возраст твердых пород
Земли превышает 1 млрд лет (по современным
данным — 4,7 • 109 лет). Поскольку Солнце за
счет запаса гравитационной энергии не могло
бы светить более 5 • 107 лет, встал вопрос об
источнике энергии излучения Солнца. Кризис
был преодолен благодаря исследованиям в
области ядерной физики.
В 20-х годах физики научились при помощи
масс-спектрографа с высокой точностью
измерять массы атомных ядер. Было установлено,
что масса гелия на 0,8 % (по современным
данным — на 0,7 %) меньше массы четырех
ядер водорода (протонов), образующих, по
тогдашним представлениям, вместе с двумя
электронами ядро гелия. Английский
астрофизик А. Эддингтон сразу отметил важность
этого открытия для энергетики звезд.
Превращение четырех протонов в ядро гелия
сопровождается выделением энергии, равной
разности суммы масс четырех протонов и
ядра гелия, умноженной на квадрат
скорости света, то есть 26,7 МэВ « 4,3 • Ю-12 Дж.
Таким образом, для обеспечения
светимости Солнца необходимо, чтобы
ежесекундно "сгорало" 4 • (3,9 • 1026/4,3 . Ю"12) = 3,6 • 1038
протонов, что составляет 10~18 от общего
количества протонов, имеющихся в солнечном
веществе. Это означает, что для обеспечения
наблюдаемой светимости Солнца достаточно,
чтобы крайне незначительное количество
солнечного водорода превратилось в гелий. Таким
образом, ответ на принципиальный вопрос об
источнике энергии звезд был получен. Однако
возникла очень трудная проблема: могут ли в
звездных условиях протекать ядерные реакции
превращения четырех протонов в ядро гелия?
Ядерные силы притяжения между двумя
протонами начинают действовать на очень
малом расстоянии порядка 1 фм « 10~15 м (в
ядерной физике принято называть эту единицу
длины 1 ферми). Чтобы сблизить протоны на
такое расстояние, нужно сообщить им
энергию ~ 1 МэВ, необходимую для преодоления
взаимного электрического отталкивания. Такой
энергией может обладать протон солнечного
вещества, если оно нагрето до температуры
1010 К. Поверхностная температура Солнца
измерена и составляет всего 5760 К. По мере
углубления внутрь Солнца температура
должна возрастать, достигнув максимума в центре.
Но даже здесь трудно достигнуть температуры
в 1010 К. При такой температуре внутреннее
давление столь велико, что гравитационные
силы не в состоянии предотвратить взрыв

ТЕРМОЯДЕРНЫЙ КОТЕЛ В НЕДРАХ СОЛНЦА И ПРОБЛЕМА СОЛНЕЧНЫХ НЕЙТРИНО
29
центральной области. Поскольку Солнце не
взрывается, температура в его центре должна
быть в 1000 раз меньше. Соответственно и
энергия протона будет составлять всего 1 КэВ,
что в 1000 раз меньше значения, необходимого
для сближения протонов. Решение
проблемы было найдено с открытием туннельного
эффекта для частиц микромира. Г. Гамов и
Э. Теллер развили теорию туннельного
эффекта и показали возможность проникновения
протона в "ядерную яму" как сквозь туннель
в барьере. Они получили формулу для числа
актов реакции между двумя заряженными
частицами в 1 г звездного вещества за 1 с.
Базируясь на этих достижениях, Г. Бете в
статье под названием "Генерация энергии в
звездах", опубликованной 1 марта 1939 года,
предложил последовательность реакций
превращения протонов в гелий. В 1967 году ему
была присуждена за это открытие Нобелевская
премия.
Генерация нейтрино в недрах Солнца
По существующим представлениям в
звездах, подобных Солнцу, синтез ядер гелия * из
протонов должен происходить в результате
цепочки реакций, относящихся к протон-
протонному (р—р) или углеродно-азотному
(С—N) циклам.
В первой реакции р—р цикла при
столкновении двух протонов образуется ядро дейтерия
и позитрон (рис. 1). Вероятность этой
реакции очень мала, поскольку для совершения
процесса требуется выполнение двух крайне
маловероятных условий. Во-первых, чтобы
преодолеть кулоновские силы отталкивания, в
момент столкновения протонов энергия одного
из них должна быть намного больше средней
тепловой энергии. Таких частиц очень мало. Во-
вторых, необходимо, чтобы за короткое время
(~ 10~21 с) один из протонов, поглотив электрон,
превратился в нейтрон и нейтрино. Нейтрон
соединяется с протоном с образованием
дейтрона, нейтрино покидает звезду, а позитрон
аннигилирует с электроном вещества звезды
с образованием у-квантов. Эти кванты затем
поглощаются в звездном веществе. Особое
внимание к первой реакции протон-протонного
цикла (рис. 1) обусловлено тем, что именно
ею задается, скорость энерговыделения в
недрах Солнца, и поэтому она определяет темп
"жизни" Солнца и особенности процессов,
происходящих в его недрах. Сечение этой реакции
столь мало, что в ближайшем будущем вряд ли
удастся его измерить в лабораторных условиях.
Это сечение вычисляется теоретически.
Возникший в первой реакции дейтрон,
состоящий из протона и нейтрона, быстро
(секунды или доли секунды в зависимости
от температуры) соединяется с протоном
1Н + 1Н —> 2D + e+ + v
2D + 1H —*• 3Не + у
1 3Не + 3Не -*- 4Не + 1Н + 1Н
2 3Не + 4Не ->7Ве + у
7Ве + е~ —> 7LI + v
7Li +1H —> 4Не + 4Не
3 3Не + 4Не -^Ве + у
7Ве + 1Н -* 8В + у
8В —> 8Ве + е+ + v
8В —> 4Не + 4Не
Рис. 1. Протон-протонный цикл
и превращается в изотоп 3Не. Дальнейшее
развитие цикла протекает по различным
каналам в зависимости от температуры и
химического состава звездного вещества
(варианты 1, 2, 3 на рис. 1). Установлено [1],
что при Т < 1,5 • 107 К в основном реализуется
вариант 1, при 1,5 • 107 < Г < 2,5 • 107 К —
вариант 2, а при Г > 2,5 • 107 К — вариант 3.
Последовательность реакций в углеродно-
азотном цикле показана на рис. 2.
Какой бы из циклов не осуществлялся,
конечный их итог один — четыре протона
превращаются в ядро гелия-4. При этом
неизбежно образуются два нейтрино и у-кванты, а
также два позитрона, которые впоследствии,
соединяясь с электронами, также порождают
гамма-излучение. При образовании одного
ядра 4Не из четырех протонов выделяется
энергия 26,7 МэВ, равная разности энергии
четырех протонов и энергии образовавшегося
ядра. Эта энергия уносится электромагнитным
излучением и нейтрино.
В рассмотренных выше ядерных реакциях
возникают у-кванты, которые
распространяются в солнечном веществе по всем направлениям.
На своем пути они взаимодействуют с атомами
среды, ионами и электронами. Средний путь, на
котором происходит взаимодействие квантов со
средой, называется длиной свободного пробега
и равен (для Солнца) 1 см, в то время как радиус
Солнца составляет 7 • 1010 см. При каждом
столкновении фотоны гибнут, порождая новые.

30 ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
12С + 1Н > 13N + у
13N > 13c + e+ + v
13С + 1Н > 14N + y
14N + 1H > 150 + у
150 > 15N + e+ + v
15N + 1H * 12С + 4Не
Рис. 2. Углеродно-азотный цикл
В результате энергия фотонов постепенно
уменьшается. Проходят сотни тысяч лет,
прежде чем "дальним родственникам" рожденных
в недрах Солнца у-квантов удается выбраться
наружу. Но, к сожалению, они мало чем похожи
на своих "предков": в ядерных реакциях
рождаются у- и рентгеновские кванты, а
с поверхности Солнца излучаются фотоны
оптического и ультрафиолетового диапазона.
Это излучение никак не отражает свойств
среды, в которой первоначально возникли
кванты.
Иное дело нейтрино. Для того чтобы
покинуть Солнце, им нужно всего 2 с. Важно
и то, что пройдя сквозь огромную толщу
солнечного вещества, нейтрино сохраняют
всю ту информацию, какую они получили в
термоядерных реакциях.
Ежесекундно в недрах Солнца сгорает
3,6 • 1038 протонов. Поскольку при превращении
четырех протонов в ядро 4Не рождаются 2
нейтрино, в недрах Солнца должны
ежесекундно генерироваться 1,8 • 1038 нейтрино. Если
теперь эту величину разделить на 4яЯ2, где
R = 1,5 • 108 км — расстояние от Земли до
Солнца, то получим величину полного потока
нейтрино на Земле: 6,4 • 1010 нейтрино на 1 см2
в 1 секунду. Существенно отметить, что полный
поток солнечных нейтрино слабо зависит от
конкретных физических условий,
реализуемых в глубоких недрах нашего светила. В то
же время потоки отдельных групп нейтрино
исключительно сильно зависят от состояния
вещества в центральной части Солнца. Так,
при изменении температуры от 12 до 14 млн К
поток нейтрино, возникающих от распада 8В,
меняется более чем в 15 раз, а поток нейтрино
углеродно-азотного цикла — более чем в 10 раз.
Таблица 1
Теоретические значения потоков i"
различных групп нейтрино на Земле
(в см-2 • с ) и скорости ? реакции
37Cl(v, е")37Аг (вс_1Ц = /а, а — сечение
реакции (см2). Принятая единица измерения
скорости реакции: 1 СЕН (солнечная
единица нейтрино). Полная скорость реакции
37Cl(v, e")37Ar равна 8,0 ± 0,1
Тип
нейтрино
РР
Hep
7Ве
8В
13N
15Q
Поток
(см"2-с"1)
6,00 • 1010
1,43 • 108
4,89 • 109
5,69 • 106
4,92 • 108
4,26 • 108
Скорость реакции
37Cl(v, e-)37Ar
0
0,23
0,17
6,20
0,10
0,30
Это очень важно, так как по мере удаления от
центра Солнца скорость генерации нейтрино
при распадах 8В, 15N, и 1бО уменьшается
настолько сильно, что их можно не учитывать.
Таким образом, измерение даже одного потока
нейтрино от распада 8В позволяет судить о
температуре в центральной области Солнца.
В табл. 1 представлены результаты
вычислений вероятностей различных реакций р—р и
С—N циклов в недрах Солнца и теоретические
значения потоков нейтрино в окрестности
Земли в рамках современной модели эволюции
Солнца, взятые из [2].
Согласно последним представлениям,
горение водорода в недрах Солнца осуществляется
в основном через протон-протонный цикл,
и только 1,6% водорода сгорает в реакциях

ТЕРМОЯДЕРНЫЙ КОТЕЛ В НЕДРАХ СОЛНЦА И ПРОБЛЕМА СОЛНЕЧНЫХ НЕЙТРИНО
31
Поток
РР
Ю10 7Ве
15N
108
15Q
106
17F 8R
104 рер
10* °Ве
1СГ1 10° 101
Энергия нейтрино, МэВ
Рис. 3. Энергетический спектр солнечных нейтрино
углеродно-азотного цикла. Расчетное значение
температуры в центре составляет 1,56 • 107 К,
плотность —148 г/см3. Энергетические спектры
нейтрино представлены на рис. 3. На рис. 4
показана скорость генерации различных групп
нейтрино в зависимости от расстояния до
центра Солнца. Видно, что нейтрино различных
групп отличаются характером спектра, средней
энергией, потоком и эффективной областью их
генерации.
Область генерации термоядерной
энергии практически совпадает с областью
генерации р—р-нейтрино. Скорость генерации
8В-нейтрино очень сильно зависит от
температуры, поэтому поток таких нейтрино является
мерилом центральной температуры Солнца.
Наиболее растянутой по радиусу является
область генерации нейтрино в результате
реакции: 3Не + р -> 4Не + е+ + ve (так
называемое Hep-нейтрино). Две особенности являются
характерными для последней группы нейтрино.
Во-первых, поток этих нейтрино является
индикатором концентрации 3Не, очень
хорошего термоядерного горючего. Во-вторых,
энергетический спектр нейтрино простирается
сУ( Поток)
d(R/RQ)
20
8В
15
7Ве
10
РР
5 Hep
0 0,05 0,10 0,15 0,20 0,25 0,30
R/RQ
Рис. 4. Доля нейтрино, генерированных на различных
расстояниях от центра Солнца, Я—расстояние от центра,
Я© — радиус Солнца
до высоких энергии: максимальная энергия
составляет 18,77 МэВ. Такая особенность
открывает уникальную возможность
регистрации нейтрино этой группы.
Детектирование солнечных нейтрино
Огромная проникающая способность
нейтрино, с одной стороны, приводит к тому, что
благодаря ей можно "заглянуть" в недра
Солнца, с другой — делает проблему регистрации
исключительно трудной. Теория
предсказывает переход нейтронов в протоны и электроны
под действием нейтрино (ve + п -> р + е~).
Поскольку нейтрон в свободном состоянии
нестабилен, то создание нейтронной мишени
невозможно. Поэтому можно использовать лишь
нейтроны, находящиеся в связанном состоянии,
то есть мишенью могут служить различные
ядра. Поскольку вероятность взаимодействия
нейтрино с веществом мала, необходимое для
эксперимента количество вещества мишени
достигает десятков и сотен тонн. При этом за
период наблюдений (месяцы) только
незначительное количество нейтрино могут вызвать
ядерную реакцию. Так, в сотнях тонн хлорсо-
держащего вещества за месяц могут
прореагировать только несколько десятков солнечных
нейтрино.
Трудность эксперимента по
детектированию солнечных нейтрино обусловлена не
только необходимостью использования большого
количества вещества, но и сложностью
регистрации продуктов реакции. Экспериментатор
должен в сотнях тонн вещества мишени найти
несколько десятков частиц, появившихся в
результате реакции.
20 ноября 1946 года Б. Понтекорво прочел
лекцию, в которой были изложены основы
хлор-аргонного метода регистрации нейтрино.
Идея метода проста и красива и заключается
в использовании реакции 37С1 + v -)• 37Аг + е~.
В чем заключаются уникальные особенности
этой реакции? Порог реакции относительно
низкий — 0,814 МэВ, то есть все группы
нейтрино (за исключением р—р-нейтрино)
способны превратить 37С1 в 37 Аг. Используется
жидкий детектор перхлорэтилен (C2CI4) —
относительно дешевое вещество.
Принципиально важным является то, что
37Аг — благородный газ и не вступает в
химические реакции, поэтому образующиеся
атомы 37Аг не "прилипают" ни к молекулам
C2CI4, ни к молекулам примесей,
содержащихся в перхлорэтилене. Химические методы
извлечения десятков атомов благородных газов
из жидкости хорошо разработаны. 37Аг
радиоактивен, он захватывает один из атомарных
электронов с К- или L-оболочки и опять
превращается в хлор. На освободившиеся
вакансии в оболочках переходят электроны с

32
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
удаленных оболочек. Разность энергий связи
оболочек в атоме переходит либо в энергию
испущенных у-квантов, либо в энергию одного
из электронов внутренних оболочек атома,
который затем выбрасывается из атома. Такой
электрон называется оже-электроном по имени
ученого, открывшего этот эффект. Путем
регистрации рентгеновского излучения и оже-
электронов и проводится счет атомов 37Аг.
Энергия, излученная в виде у-квантов или оже-
электронов, мала: всего 280 эВ, что хватает для
создания всего 10 пар электронов и ионов в
газе. В начале 60-х годов в России и США была
успешно решена проблема регистрации этих
редких событий.
Идея нейтринного эксперимента
заключается в следующем. Глубоко под землей (что
необходимо для уменьшения фона космических
лучей) в течение нескольких месяцев
экспонируются несколько сотен тонн C2CI4,
предварительно очищенных от примесей воздушного
аргона и загрязнения. Затем вся система
продувается гелием, проводится разделение
аргона от гелия, и, наконец, производится счет
нескольких десятков атомов 37Аг. Количество
образовавшихся атомов 37 Аг позволяет
вычислить поток солнечных нейтрино.
Реакция 37Cl(v,e~)37Ar произойдет лишь
в том случае, если энергия нейтрино
превышает 0,81 МэВ. Это означает, что наиболее
многочисленная группа солнечных нейтрино
(рис. 3 и табл. 1) (р—р-нейтрино) не может быть
зарегистрирована в хлорном детекторе.
Первый эксперимент по регистрации
солнечных нейтрино с детектором из C2CI4
массой в 600 т был осуществлен во второй
половине 1967 года группой Р. Дэвиса (США).
За прошедшие почти три десятилетия этой
группой выполнено более ста циклов измерений
и установлены следующие закономерности.
1. Средняя скорость реакции ?э = 2,28±
±0,23, что значительно ниже теоретического
предсказания.
2. Имеется указание на то, что скорость
реакции зависит от солнечной активности. С
ростом активности она уменьшается и наоборот.
Эти результаты вызвали значительный
интерес. Поток нейтрино от распада 8В очень
сильно зависит от температуры в центре
Солнца. Согласно [2] зависимость интенсивности
различных групп нейтрино от температуры в
центре Солнца Тц следующая:
1(рр) <х Г"1'2, /(7Ве) <х Тц8 и /(8В) а Гц18.
Поэтому измерение потока 8В нейтрино может
дать самую точную величину центральной
температуры. Приведенное выше
экспериментальное значение ?э означает, что истинная
температура в центре Солнца чуть-чуть
меньше значения, полученного в теоретических
моделях. Более сложной является проблема
вариации потока нейтрино от распада 8В с
течением времени. Для окончательного вывода,
во-первых, крайне важно иметь
экспериментальные данные хотя бы за 3-4 цикла солнечной
активности. Во-вторых, в настоящее время
уже удается непосредственно детектировать
нейтрино от распада 8В в прямом эксперименте
по рассеянию нейтрино на электроне
(эксперимент Камиоканде, Япония). Показано, что
результаты двух различных экспериментов,
выполненных за один и тот же интервал
времени в 1987-1990 годах, согласуются друг с
другом. Поскольку в эксперименте Камиоканде
детектируются только нейтрино от распада 8В,
а в эксперименте с 37С1 в основном нейтрино
8В, полученное согласие свидетельствует о том,
что поток 8В-нейтрино действительно меньше
предсказанного теорией значения.
В эксперименте Камиоканде впервые
было показано, что нейтрино идут именно от
Солнца. Было даже показано, что характер
энергетического спектра нейтрино согласуется
с предсказаниями теории. Без сомнения, этот
эксперимент можно считать эпохальным.
Галлиевый эксперимент
Согласно теоретическим представлениям
горючим в недрах звезд, подобных Солнцу,
является водород. Первая реакция протон-
протонного цикла p + p-»2D + e++v является
самой медленной среди всех реакций цикла
и поэтому скорость термоядерного
выделения энергии определяется именно ею. Для
однозначного ответа на вопрос, является ли
водород солнечным горючим или нет, требуется
детектирование именно нейтрино от первой
основной реакции протон-протонного цикла. В
ней генерируются нейтрино с непрерывным
спектром от нуля до 420 кэВ, поэтому нужен
детектор с низким порогом и выполнение
следующих условий: большая масса детектора,
радиоактивность ядра — продукта реакции,
возможность счета небольшого числа атомов.
В 1965 году В.А. Кузьмин предложил
реакцию 71Ga + v -> 71Ge -Ь е~ [3]. Порог этой
реакции 230 кэВ, то есть почти в два раза
меньше максимальной энергии спектра
нейтрино. Продуктом является 71Ge (германий),
который должен быть выделен из большой
массы галлиевого детектора.
В настоящее время в мире функционируют
две крупные установки: русско-американская
(с общей массой галлия в 60 т), расположенная
в специальной низкофоновой лаборатории на
Северном Кавказе, на глубине 4700 м водного
эквивалента (фоновое излучение на этой
глубине такое же, как если бы детектор находился
на глубине 4700 м под водой) и подземная
лаборатория Гран-Сассо (Италия) на глубине
3300 м водного эквивалента, где проводит
эксперименты физики стран Западной Европы
и США (масса галлия в последней установке

ТЕРМОЯДЕРНЫЙ КОТЕЛ В НЕДРАХ СОЛНЦА И ПРОБЛЕМА СОЛНЕЧНЫХ НЕЙТРИНО
33
составляет 30 т). Средняя по двум установкам
скорость реакции 71Ga + v -»• 71Ge + е~
составляет 77 db 10 СЕН (солнечных единиц нейтрино),
что значительно ниже предсказанных теорией
132 ± 7 СЕН. Существенно отметить, что вклад
первой реакции р—р цикла р + р —> 2D + e+ + v
вместе с сопутствующей р + р + е~ -»2D-fv
согласно теории составляет 74 ± 1 СЕН. Таким
образом, на долю нейтрино от реакций,
связанных с 7Ве, 8В и CNO циклом остается 3 ±10 СЕН
вместо 55 СЕН. Это оказалось очередным
сюрпризом, преподнесенным экспериментом. С
одной стороны экспериментально
подтверждено, что горючим является водород, однако и в
экспериментах с хлорным детектором, и при
прямой регистрации нейтрино (Камиоканде)
зафиксирован дефицит нейтрино. Эта загадка
еще требует разрешения. На первый план
выдвигается эксперимент по регистрации
нейтрино от реакции 7Ве + е~ -)• 7Li + v.
Литература
1. Кочаров Г.Е. Доклады АН СССР. 1964. Т. 156,
№4. С. 781.
2. Бакал Дж. Нейтринная астрофизика / Пер. с
англ. М.: Мир, 1993.
3. Кузьмин В.А. Журнал экспериментальной и
теоретической физики. 1965. Т. 496. С. 1532.

Б.А. Арбузов
ОТКРЫТИЕ САМОЙ ТЯЖЕЛОЙ ЭЛЕМЕНТАРНОЙ ЧАСТИЦЫ
Мир элементарных частиц
Весной 1995 года был открыт ?-кварк. Это
открытие попадает в разряд предсказанных,
сделанных, как говорили раньше, "на кончике
пера". Почему же открытие ?-кварка вызвало
большой интерес?
Как известно, вещество построено из
атомов, состоящих из электронов и ядер.
Последние, в свою очередь, состоят из протонов
и нейтронов. Протоны и нейтроны принадлежат
к классу частиц, участвующих в сильном
взаимодействии и называемых адронами.
Не участвующий в сильном взаимодействии
электрон входит в группу лептонов. О
классификации частиц и их основным свойствах
см., например, [1] и статьи в этом томе
Энциклопедии.
Как и ядра атомов, адроны, в свою
очередь, являются составными частицами. Их
составляющие — кварки имеют необычные
свойства.
Прежде всего, они существуют только
внутри адронов и не наблюдаются как
изолированные объекты. В составе протона и
нейтрона присутствуют два сорта кварков и
и d, причем u-кварк имеет электрический
заряд 2е/3, а d-кварк — заряд —е/3, где е —
элементарный заряд. Протон р состоит из трех
кварков (м, г/, d), нейтрон п также состоит из
трех кварков, но в другой комбинации (u, d, d)
(рис. 1). Другие адроны также состоят из
кварков, например, положительно заряженный
7С+-мезон имеет кварковый состав м, d. Здесь
черта над символом означает антикварк,
имеющий противоположный своему кварку заряд,
например, электрический заряд d есть е/3.
Кварки сильно взаимодействуют друг с другом,
что и удерживает их внутри соответствующей
частицы.
а б
Рис. 1. Кварковый состав протона (а) и нейтрона (б).
Темный кружок соответствует кварку и, а светлый
кружок — кварку d
Причиной сильного кварк-кваркового
взаимодействия является то, что кроме
электрического заряда кварки имеют еще и
новый необычный заряд, получивший название
цветового и приводящий к появлению сил,
связывающих кварки в адроны. Лептоны, в
частности, электрон и его античастица —
позитрон, таким зарядом не обладают (они
нейтральны или, как говорят, бесцветны) и
поэтому сильно не взаимодействуют. В адроне,
например, в протоне или нейтроне, цветовые
заряды составляющих их кварков
скомпенсированы и наблюдаемые частицы также
являются бесцветными. В бесцветности всех
наблюдаемых частиц и состоит поразительное
свойство сильных взаимодействий цветных
кварков.
Атомы обычно электрически нейтральны,
но, например, в сильно нагретом газе
происходит их ионизация, то есть один или
несколько электронов отрываются от атома, так
что вещество (плазма) состоит при высоких
температурах из заряженных частиц (ионов и
электронов). Оказывается, что для кварковых
атомов — адронов аналогичный процесс
невозможен. В адроне, например, в протоне цветовые
заряды трех кварков скомпенсированы. Из
этого следует, что три кварка должны
обязательно иметь различные цветовые заряды.
Оказывается, что большего разнообразия и не
нужно. Имеется три сорта (цвета) каждого
кварка и и каждого кварка d. Нумеруя их
индексом г — 1, 2, 3, получаем точное описание
компенсации цвета. Так, в протоне должны
быть кварки всех трех цветов р = и1 и2 d3 + ... ,
где многоточие обозначает перестановки
кварков. Известно, что с электрическим зарядом
связано электромагнитное поле. Аналогично, с
цветовыми зарядами связано поле, получившее
название глюонного. Это глюонное поле
связывает кварки внутри адронов и осуществляет
взаимодействие между ними.
Свойство бесцветности наблюдаемых
частиц и, наоборот, ненаблюдаемости цветных
частиц, например самих кварков, объясняется
тем, что если цветовой заряд оказывается не
скомпенсированным, глюонное поле становится
настолько сильным, что обязательно найдет
где-то недостающую для компенсации частицу,
притянет ее и вернет систему в бесцветное
адронное состояние. Таким образом, не может
произойти разделения адрона на его цветовые
составляющие. Это общее свойство сильного
взаимодействия было подтверждено
многочисленными экспериментами.
Однако мир элементарных частиц не
исчерпывается электроном, позитроном, цветовыми

ОТКРЫТИЕ САМОЙ ТЯЖЕЛОЙ ЭЛЕМЕНТАРНОЙ ЧАСТИЦЫ
35
и- и d-кварками и их антикварками, а также
электромагнитными и глюонными полями и
их квантами. Существует большое количество
других частиц, требующих для своего описания
расширения числа элементарных
составляющих — кварков и лептонов. Заряженному
электрону е~ соответствует нейтральная
частица электронное нейтринр ve, а
позитрону е+ — электронное антинейтрино ve. Таких
пар лептонов к настоящему времени открыто
три: в дополнение к электронной паре еще
мюон (который тяжелее электрона в 207 раз)
со своим нейтрино и тау-лептон (в 3478 раз
тяжелее электрона) и его нейтрино. Кварки
тоже группируются в пары. Одна из них:
и (заряд 2е/3) и d (заряд —е/3). Следующая пара
кварков: с (2е/3) и s (—е/3). Наконец, существует
тяжелый кварк Ь (—е/3), возможный партнер
которого с зарядом 2е/3 был назван ^-кварком.
Почему был предсказан ?-кварк? Совсем на
поверхности лежит проявляющаяся симметрия
между лептонами и кварками: три пары
лептонов — три пары кварков.
«-»
О С;
«+
^
С)
(1)
Эта, казалось бы, поверхностная симметрия
имеет глубокие основания. Оказывается, что,
если каждой паре лептонов нет
соответствующей пары цветных кварков именно с таким
распределением зарядов, какое указано выше,
то теория, описывающая электрослабые
взаимодействия кварков и лептонов, становится
противоречивой.
Таким образом, существование ^-кварка
необходимо с общей теоретической точки
зрения.
где М — масса частицы и д — соответствующий
полю заряд, который несет на себе лептон.
Всего имеется три таких массивных частицы:
две электрически заряженные W+ и W~
и нейтральная Z0. Объединенную теорию,
описывающую взаимодействия W+, W~, Z° и
фотона у между собой и с кварками и лептонами
предложили в 1967 году С. Вайнберг и А. Са-
лам [2]. Как следует из этой теории, частицы
W+, W~, Z°, называемые промежуточными
бозонами, имеют массы, значения которых
определяются при помощи экспериментально
наблюдаемых величин: времени жизни мюона
(распад мюона как раз обусловлен слабым
взаимодействием), элементарного
электрического заряда е и интенсивности взаимодействия
нейтрино с веществом. К середине 70-х
годов уточнение экспериментального значения
последней величины привело к предсказанию
значений масс заряженных частиц W+, W~
и нейтральной частицы Z0 (в энергетических
единицах):
Mw « 80 ГэВ, Mz « 90 ГэВ.
(3)
Далее, взаимодействие устроено так, что
нейтральный промежуточный бозон Z может
переходить в пары кварков и антикварков или
лептонов и антилептонов, а эти пары, в свою
очередь, могут объединяться в Z0. Возможны,
например, процессы
Z <-> е+е"
Z «-» ий
е+е- +> Z
ий<г± Z
Z ^ veve;
Z <->• dd\
veve +* Z\
dd^r Z\
Z^\i+\T\.
Z <н> ss\...
М+МГ <4 Z].
ss <-»• Z\...
(4)
Электрослабое взаимодействие
Электрослабое взаимодействие объединяет
электромагнитное и слабое взаимодействия в
рамках единого описания. Электромагнитное
взаимодействие определяет широкий круг
явлений, связанных с электромагнитным полем.
Это и закон Кулона, и магнитные явления,
и электромагнитные волны (фотоны).
Слабые взаимодействия, приводящие к распадам
частиц (например, к (3-распаду нейтрона),
во многом подобны электромагнитным, но
приводят к силам, которые, в отличие от
дальнодействующих кулоновских, являются
короткодействующими. Это означает, что
частицы, соответствующие полям,
осуществляющим перенос взаимодействий, имеют отличную
от нуля, причем довольно большую массу. Для
потенциальной энергии взаимодействия двух
лептонов вместо закона Кулона получается
закон Юкавы:
2е*г Мс
(2)
Здесь многоточием обозначены пары других
лептонов и кварков, которые приведены в
формулах (1).
Заряженные промежуточные бозоны Иг±
таким же образом взаимодействуют в обе
стороны с парами кварков и антикварков и
лептонов и антилептонов, имеющими суммарный
заряд ±е:
W+ ++ e+ve; W+ о |i+v, W+ <+ x+vT;...
W+ ** ud; W+ *+ cs; W+ о Ы;...
W~ 4+e~ve; W~ +* Mr\V; W~ «-> x~vT;...
W~ <* ud] W~ ^ cs; W <-> bt;... (5)
Теория электрослабого взаимодействия
хорошо описала известные факты, но
промежуточные бозоны W1^ и Z0 не были сразу же
экспериментально зарегистрированы. Для того
чтобы породить частицы с такими массами
(например, предсказанная масса W± в 85,5 раз
больше массы протона), нужно столкнуть
протоны очень высокой энергии, недоступной
в начале 70-х годов.

36
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Столкнем протонный и антипротонный
пучки, в каждом из которых энергия частицы равна
Е, тогда суммарная энергия столкновения
двух частиц в системе центра инерции будет
равна 2Е. При условии, что 2Е > Мс2, в этом
столкновении может быть рождена частица
массой М. Рассмотрим процесс
р + р^ W+ + X, (6)
где под X понимается набор всевозможных
состояний, например, до, ррк~,...
Рождение W проиллюстрировано
диаграммой рис. 2.
d
Р и
и
d
Р й
й
Рис. 2. Схематическое изображение процесса рождения
промежуточного бозона W в протон-антипротонном
столкновении. Кварки и и d сливаются в W+
Кварк и из протона и антикварк d из
антипротона сливаются в W+ согласно одному из
элементарных процессов (5). Аналогично, пары
гш, dd могут дать при слиянии нейтральный
промежуточный бозон Z0. За счет переходов
(4) и (5) частицы W и Z0 быстро распадаются.
Среди каналов распада W есть, например,
такие:
W+ -> e+ve; W+ -» м+v (7)
Позитрон или положительно заряженный
мюон с высокой эффективностью могут быть
зарегистрированы экспериментальной
аппаратурой, и это будет служить меткой рождения
W. Нейтрино при этом улетают, не оставляя
следа и унося значительную долю энергии.
Что касается Z0, то здесь положение лучше.
Согласно (4) идут распады
Z°->e+e-; Z° -+ ц+ц";... (8)
Таким образом, нужно зарегистрировать
пары положительно и отрицательно
заряженных лептонов, образующихся в распадах (8).
Итак, для обнаружения тяжелых
промежуточных бозонов W± и Z0 нужно иметь
встречные пучки протонов и антипротонов с
достаточно высокими энергиями и аппаратуру
для надежной регистрации высокоэнергичных
электронов и мюонов. Такая задача была
поставлена в середине 70-х годов и реализована
к 1983 году в ЦЕРНе большим коллективом
физиков под руководством итальянского
физика К. Руббиа. Столкновение пучков протонов
и антипротонов с энергиями 270 ГэВ каждый
дало возможность зарегистрировать первые
несколько десятков случаев рождения W и Z
и их распада по каналам (7) и (8). Массы W nZ°
оказались в блистательном согласии с
предсказаниями (2). Это было замечательное открытие,
доказавшее правильность представлений о
природе взаимодействий элементарных
частиц. Следует отметить, что промежуточные
бозоны W и Z — самые тяжелые из известных
частиц.
Детальное изучение электрослабых
взаимодействий
После открытия тяжелых промежуточных
бозонов началось планомерное изучение новых
явлений. Улучшилась точность экспериментов.
Исследования вышли на качественно новый
уровень, когда в ЦЕРНе были введены в строй
встречные пучки электронов и позитронов
с энергиями, достаточными для резонансного
рождения Z0. Если энергия каждого пучка
равна 45,51 ГэВ, то сумма энергий пучков
точно равна энергии Мс2 для Z-частицы. А
это означает, что электроны и позитроны из
таких пучков с очень большой вероятностью
сливаются в Z0, который затем распадается по
одному из своих возможных каналов. Изучая
каналы распада Z0, можно убедиться в том, что
переходы (4) действительно осуществляются с
предсказанной интенсивностью.
Дальнейшее повышение точности
позволяет решить еще более сложные задачи. При
вычислении эффектов с высокой точностью
отдельные каналы переходов в (4) начинают
влиять друг на друга. Например,
промежуточный Z-бозон может перейти в виртуальную
пару ti, которая в свою очередь (практически,
мгновенно) может опять слиться в Z, который
затем распадется на некоторое наблюдаемое
состояние. Метод учета таких "петлевых"
поправок называется теорией возмущений.
Этот термин пришел из астрономии, где он
означает метод точного вычисления орбит
планет с учетом влияния притяжения не только
Солнца, но и других планет. Действительно,
основные движения планеты, например, Урана
определяются по закону всемирного тяготения
Ньютона притяжением Солнца и соответствуют
законам Кеплера. Однако другие планеты
также притягивают Уран и тем самым
изменяют, "возмущают" его движение по орбите.
Последовательный учет такого влияния и
получил название теории возмущений. Именно
с помощью теории возмущений были
проведены расчеты, предсказавшие местоположение
новой планеты Нептун и приблизительное
значение ее массы.

ОТКРЫТИЕ САМОЙ ТЯЖЕЛОЙ ЭЛЕМЕНТАРНОЙ ЧАСТИЦЫ
37
Прослеживается яркая аналогия с
влиянием нового, неоткрытого t-кварка на
наблюдаемые процессы, в частности, в распадах
промежуточного бозона Z. Теория возмущений
здесь также учитывает, как существование
t-кварка влияет на вероятности измеряемых
процессов и их характеристики. Количественно
это влияние зависит от величины массы
t-кварка и от интенсивности его
взаимодействия. Интенсивность предсказывается
теорией (как сила тяжести), а масса определяется из
соответствия вычисленных малых возмущений
с измеренными эффектами (точно так же, как и
в случае движения планет).
На протяжении нескольких последних лет
были проведены очень точные
экспериментальные исследования распадов промежуточного
бозона Z0. Полученная точность позволила
измерить малые возмущения за счет петлевых
поправок. Среди них важное значение имеют
поправки, пропорциональные квадрату массы
^-кварка Mf. Была определена возможная
масса ^-кварка:
Mt = 169±1? ГэВ. (9)
Таким образом, предсказаны условия,
которые необходимо выполнить для открытия
^-кварка. Так же, как и планета Нептун, ?-кварк
оказался открытым на "кончике пера".
Открытие t-кварка. Новые вопросы
Еще до того, как было сделано предсказание
(9), были получены прямые экспериментальные
ограничения на массу ^-кварка (Mt > 62 ГэВ)
из измерения вероятностей распада
промежуточного бозона W. Интервал (9) указывает на
то, что не следует искать распад W+ -)• tb,
поскольку W-бозон оказывается легче ?-кварка
и, разумеется, не может распадаться по
этому каналу. Значит, надо, во-первых, искать
процесс парного рождения ^-кварка и его
антикварка при максимальной доступной
энергии. Для протон-антипротонных соударений
этот процесс схематически представлен на
рис. 3. Во-вторых, большая масса (9) определяет
доминирующий канал распада ^-кварка:
t-+W+h, i-*W'b. (10)
Таким образом, для поиска ?-кварка
следует зарегистрировать характерные для W
распады (7) и сопровождающий их 6-кварк.
Отличительной чертой частиц, содержащих
Ь-кварк, является малое время жизни, равное
примерно 1,5- Ю-12 с. Пробеги таких частиц до
распада составляют
/ « 1,5 • Ю-12 с « 4,5 • Ю-2 см, (11)
где с — скорость света. Измерение таких
расстояний в вершинных детекторах
экспериментальных установок вполне возможно.
Итак, после получения предсказания (9)
поиски ^-кварка сосредоточились на
ускорительной установке с максимальной в настоящее
время энергией 1800 ГэВ, расположенной
в Национальной ускорительной лаборатории
им. Э. Ферми (США). Основная трудность
поисков f-кварков заключалась в выделении
редкого процесса на огромном фоне обычных
процессов множественного рождения легких
частиц. Помогли целеуказания, связанные с
наблюдением энергичных лептонов распадов W и
регистрация пробегов (11) частиц, содержащих
Ь-кварки. В результате напряженной работы,
занявшей в общей сложности несколько лет,
были найдены первые твердо установленные
события рождения и распада ^-кварков и
их антикварков. Число событий в каждом
эксперименте не превышает двух десятков,
однако само существование нового кварка
является доказанным. Достигнутая точность
определения массы пока не очень высока и
составляет (у двух различных групп
экспериментаторов) 176 ± 13 ГэВ и 199 ± 30 ГэВ.
Результаты экспериментов находятся в согласии
с предсказанием (9). Таким образом, открытие
самой тяжелой из известных сейчас частиц
состоялось. Это еще раз доказало правильность
понимания основных закономерностей физики
элементарных частиц, физики микромира.
Однако, как всегда бывает, новое открытие,
новое достижение порождает и новые вопросы.
Оказалось, что наблюдавшаяся вероятность
рождения пары ti в процессе, представленном на
рис. 3, несколько больше расчетной. Возможно,
здесь проявляются новые, неизвестные пока
свойства ^-кварка, отличающие его от легких
кварков.
Расхождение теории с экспериментом
наблюдается еще в одном явлении — распаде
промежуточного бозона Z0 и, возможно,
связано с необычными свойствами ^-кварков. Как
видно из (1), Ь-кварк входит в одну пару с
^-кварком, поэтому взаимное влияние их друг
на друга является максимально возможным.
Самым максимальным образом необычность
^-кварка проявилась бы в распаде Z0 —> ti,
и
и
d
й
й _
Р
Рис. 3. Схематическое изображение процесса рождения
пары кварков й. Штриховая линия соответствует обмену
глюонами

38
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
если бы он осуществлялся. Но удвоенная
масса ^-кварка намного превышает массу Z0,
поэтому такой распад невозможен. Можно
рассчитывать на проявления свойств ?-кварка
при влиянии на другие процессы за счет
поправок теории возмущений.
Отношение вероятности распада Z0 -? ЬЪ к
суммарной вероятности распада Z0 по всем
адронным каналам обозначается через Щ и
является величиной, которую, с одной
стороны, можно с высокой точностью рассчитать
теоретически, а с другой стороны, с высокой
точностью измерить экспериментально.
Экспериментальный результат
Дь(эксп) = 0,2219 ± 0,0016
отличается от расчетного Дь(теор) = 0,2157.
Это отличие намного превосходит возможные
ошибки эксперимента и вызывает
обоснованную обеспокоенность физиков.
Получается, что практически одновременно с открытием
^-кварка обнаружены явления, возможно,
свидетельствующие о новых, необычных его
свойствах. Изучается вариант теории, в котором
?-кварк, в отличие от более легких кварков,
имеет дополнительное взаимодействие с
электромагнитным полем, которое связано с
происхождением его большой массы, и приводящее,
с одной стороны, к дополнительному рождению
^-кварков в процессе, соответствующем рис. 3, а
с другой стороны, увеличивающее значение Д&.
Расчеты показывают, что уточнение теории
за счет учета дополнительного
взаимодействия ведет к сближению ее результатов с
экспериментальными данными. Предлагаются
и другие объяснения указанных эффектов.
По-видимому, в ближайшие годы совокупные
усилия физиков позволят найти правильное
объяснение этим явлениям. Так или иначе,
обстоятельства открытия ^-кварка и
одновременного возникновения новых проблем,
которые, в свою очередь, разрешаются в
результате дальнейших научных исследований,
являются яркой иллюстрацией того, как живет
и развивается наука.
Литература
1. Намбу Е. Кварки / Пер. с англ. М.: Мир, 1984.
2. Окунь Л.Б. Лептоны и кварки. М.: Наука, 1982.

Г.А. Лексин
КВАРКИ В ЯДРАХ
Введение
Общеизвестно, что вещество состоит из
молекул, молекулы — из атомов,
представляющих собой планетарные системы, в
которых электроны по определенным орбитам
вращаются вокруг ядер. Сами ядра состоят
из "элементарных" частиц — протонов и
нейтронов. Помимо электронов, протонов и
нейтронов, из которых построено окружающее
нас вещество, известны другие элементарные
частицы и их античастицы. Таких частиц
больше, чем элементов и даже изотопов в
периодической таблице Менделеева.
Большинство так называемых
элементарных частиц вовсе не элементарны, а состоят
из более простых объектов: кварков и
антикварков. Известно всего шесть сортов кварков,
причем в каждом сорте — по три кварка,
отличающихся новым квантовым числом —
"цветом". Элементарные частицы бывают
только "белые", то есть содержат либо пару кварк—
антикварк, либо "белую" комбинацию из трех
кварков основных цветов.
Вещество не устроено как матрешка, не
повторяет предыдущий уровень на следующем
микроуровне. Каждый уровень полон своего
многообразия и обнаруживает принципиально
новые свойства. Так, на уровне молекул и
атомов появилось понятие валентности, на
уровне ядер — понятие дефекта массы,
которое позволило рассматривать легкие
объекты построенными из более тяжелых частиц.
Дефект масс для ядер сказывается в том, что
масса ядер меньше суммарной массы нуклонов
(нейтронов и протонов) в ядрах на величину
Дга, причем энергия связи всех нуклонов в ядре
есв = Дга -с2. На уровне элементарных частиц
утвердилось понятие виртуальной частицы, то
есть частицы, существующей очень короткое
время порядка h/m и отлетающей от
испускающей ее частицы на расстояние h/p, где га и
р — масса и импульс виртуальных частиц, a h—
постоянная Планка.
Понятие виртуальной частицы
нетривиально. Представление о виртуальной частице как о
реальности противоречит законам сохранения
энергии и импульса. Например, когда говорят,
что нуклон окружен шубой пионов или что
нуклоны взаимодействуют, обмениваясь
пионами — имеют в виду виртуальные пионы. Эти
частицы существуют малое время и на
малых расстояниях. Закон сохранения энергии-
импульса нарушается на то же короткое время
и на тех малых расстояниях, которые были
указаны выше.
Виртуальные частицы могут реально
рождаться, если передать им такую энергию,
чтобы их образование не противоречило закону
сохранения импульса и энергии. Осознание
этой возможности позволяет ярко представить,
как движущееся тело с энергией,
соответствующей нескольким ГэВ/нуклон,
"выворачивает" из вакуума вдоль своей траектории
куски вещества и антивещества. Уже сегодня
быстрые протоны образуют пары дейтрон—
антидейтрон, гелий—антигелий. Сам вакуум
непрерывно кипит, порождая самые
разнообразные виртуальные частицы.
На уровне кварков наблюдается новое,
неожиданное и пока до конца не понятое
явление — конфайнмент, или невылетание
кварков. Кварки не могут существовать в
свободном состоянии, они замкнуты в области
порядка размера элементарных частиц. Сила
взаимодействия между кварками,
обусловленная обменом глюонами, растет с расстоянием,
как сила в растянутой пружине, поскольку
глюон также имеет цветовой заряд.
Поведение кварковых систем в вакууме описывает
квантовая хромодинамика (КХД). Квантохро-
модинамические расчеты качественно, а для
некоторых случаев (например, для водородо-
подобных систем из двух тяжелых кварков) и
количественно описывают известные
экспериментальные данные.
Кумулятивные частицы
На первый взгляд вопрос о существовании
кварков в ядрах тривиален: ядра состоят из
протонов и нейтронов, последние — из кварков,
следовательно, ядра состоят из кварков. Но
вопрос заключается в том, собираются ли
сначала кварки в ядерной материи в нуклоны,
из которых и состоит ядро, или они существуют
в ядре сами по себе.
На рис. 1 показан спектр нейтронов,
вылетающих из ядер свинца под действием
протонов с энергией 7,5 ГэВ под углом 119°
в лабораторной системе отсчета. На рисунке
по оси ординат отложена величина /,
имеющая смысл сечения, отнесенного к единице
доступного фазового объема реакции. По оси
абсцисс отложена кинетическая энергия Тп
вылетающего нейтрона.
Из графика видно, что существует большая
вероятность испускания ядром относительно
медленных нейтронов с энергией порядка
10 МэВ (нейтроны с энергией менее 10 МэВ
легче регистрировать, чем протоны такой
же энергии, которые быстро замедляются в
веществе). Если функцию / описывать в виде
ехр(—Т/Т0), то ее наклон при Т, близких

40
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
f, Мб • ГэВ-2 • С3 • ср-1
106|-
р + РЬ -> п + X
7,5 ГэВ
104
104 7
2
1021 1 1 1 1
0 50 100 150 200
Тп, МэВ
Рис. 1. Зависимость инвариантной функции
кумулятивных нейтронов от их кинетической энергии. Шкала
ординат — логарифмическая. 1 — испарительные
нейтроны, 2 — кумулятивные нейтроны
к То, порядка энергии связи нуклонов в ядре
(5~8 МэВ). Такие нуклоны были давно
обнаружены и исследованы, и их происхождение
достаточно ясно. Это фрагменты
развалившегося ядра. Распад ядра хорошо описывается
моделью испарения при температуре порядка
5 МэВ. Испарение — медленный равновесный
процесс, характерная длительность которого
порядка 10~19-10~20 с, что много больше, чем
длительность прямой реакции 10~23 с.
Но в спектре нейтронов наблюдается
излом, свидетельствующий о наличии какого-
то другого процесса, связанного с
образованием быстрых нейтронов. Наклон спектра,
характеризующий процесс образования этих
нейтронов, в 10 раз больше, чем для испарения.
Известно, что нуклоны с энергией порядка
сотен МэВ вылетают из ядер быстро, за время
прямой реакции ~ Ю-23 с. Какому процессу
обязано образование этих нуклонов?
Обычно считалось, что при больших
энергиях налетающих частиц (показанный спектр,
был получен при энергии налетающих протонов
7,5 ГэВ) налетающий нуклон взаимодействует
с отдельным, почти свободным нуклоном ядра.
Это хорошо согласуется с утверждением,
что ядра состоят из виртуальных нуклонов.
Детальные эксперименты показывают, однако,
что упомянутая картина верна лишь при
определенных условиях. В приведенном случае
спектр нейтронов свидетельствует о наличии
нейтронов, вылетающих в лабораторной
системе отсчета в сторону, обратную импульсу
налетающей частицы (назад), куда, согласно
закону сохранения энергии и импульса, вылет
нейтронов запрещен.
С точки зрения законов сохранения
энергии-импульса нуклоны сталкиваются как
шарики. Закон сохранения импульса имеет вид:
Р0 = Pi +P2>
где р0 — импульс налетающего шарика, р1 и
р2 — импульсы шариков после столкновения.
В силу закона сохранения энергии
р2 =р2 + Р2, то есть треугольник,
образованный векторами р0, р1? р2, прямоугольный, и
вокруг него можно описать окружность, на
которой лежат концы векторов импульсов
шариков после разлета. Это означает, что угол
разлета двух шариков равен 90° и
максимальный угол вылета одного шарика относительно
направления р0 составляет 90°, причем шарик
имеет нулевой импульс. Релятивистское
рассмотрение лишь усугубляет выводы. Любые
неупругие процессы также делают
максимальный угол вылета еще меньше. Итак, в рамках
модели столкновения с покоящимся нуклоном
нейтрон не может вылететь назад в
лабораторной системе координат. Наблюдаемые быстрые
нейтроны, называемые сегодня
кумулятивными, имеют другое происхождение.
Шарик отлетает назад при столкновении
со стенкой или с более тяжелым шариком.
Чем тяжелее шарик-мишень, тем больший
импульс или большую энергию может иметь
шарик, отлетевший назад. Можно вычислить
минимальную массу объекта, с которым должна
столкнуться налетающая частица, чтобы под
данным углом могла вылететь кумулятивная
частица с данной энергией. Эта масса,
выраженная в единицах массы нуклона, называется
кумулятивным числом. Итак, кумулятивные
нейтроны образуются при столкновении
налетающей частицы с несколькими нуклонами
ядра.
Строгое определение кумулятивной
частицы таково — это такая частица, которая не
могла образоваться в силу законов сохранения
энергии и импульса при взаимодействии
налетающей частицы со свободным нуклоном. Сам
термин "кумулятивная частица" происходит от
латинского глагола cumulo — накапливать, что
означает накопление энергии на какой-то части
объекта.
Флуктоны
На рис. 2 показаны спектры кумулятивных
протонов, 7С+- и тс~-мезонов, К+- и К~-мезонов
и антипротонов, вылетающих из ядра меди
под углом 119° под действием протонов с
энергией 10 ГэВ, в зависимости от
величины а = (Е — р- cos 0)/mn, которая практически
совпадает при большой начальной энергии с
кумулятивным числом (нижняя шкала относится
к спектру протонов, на котором мы сначала
сосредоточимся, и показывает
соответствующий импульс). Следует обратить внимание, что
шкала по оси ординат логарифмическая, и в

КВАРКИ В ЯДРАХ
41
f, мб
102
101h
10°
ю-1
ю-2
10"3
10"4
10"5
ю-6
ю-7
ю-8
ю-9
ю-
ГэВ-2 • с3 • ср~1 • нуклон-1
Си
71-119°
7С+,119°
КМ19°
/Г, 119°
р,119°
/5.119°
Р,97°
0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5
I oc = (E-pcos9)/mn
0,5
1.0
р, ГэВ/с
2,0
Рис. 2. Зависимость инвариантных функций различных
кумулятивных частиц от их величин а. Нижняя шкала
абсцисс — импульс кумулятивных протонов при
соответствующем а
серии экспериментов, в которой был получен
график рис. 2, измеряемые величины менялись
на 12 порядков, то есть в 1000 млрд раз, что само
по себе говорит о высоком уровне эксперимента.
Спектр протонов хорошо согласуется с
показанным на рис. 1 спектром нейтронов и
продолжает его вплоть до больших значений а
или больших импульсов и энергий вторичных
протонов. Это означает, что в эксперименте
удалось зарегистрировать прямое
взаимодействие налетающих протонов с более, чем
четырьмя нуклонами. Чтобы обеспечить такое
взаимодействие, нуклоны должны находиться
на малых расстояниях — меньших, чем
размер нуклона, и меньших, чем
расстояние между кварками в нуклонах. В самом
деле, чтобы передать вылетающему нуклону
импульс 1 ГэВ/с необходимо, чтобы нуклоны
мишени сблизились до расстояния ~1/7фм
(переданный импульс 140 МэВ/с соответствует
размеру 1 ферми = 1 фм = 10~15 м). В нуклоне
три кварка, и расстояние между ними ~ 1 фм.
Объект, который фрагментирует на
кумулятивные частицы — это тесная группа
нуклонов, скорее всего потерявших
индивидуальность и ставших единым кварковым
мешком. Но это, по-видимому, и не мешки с
дискретным числом кварков 3, б, 9, 12, так
как на спектрах не видно особенностей при
соответствующих массах двух, трех нуклонов.
Это локальные флуктуации плотности ядерной
материи — флуктоны.
Быстро пролетающая через ядро частица
застает и фиксирует в глубинах ядра бурно
флуктуирующую кварковую материю, флук-
тон — его мгновенная "элементарная" частица
(на поверхности плотность меньше и там кварки
действительно собраны в квазинуклоны). По-
видимому, это очень плотное образование.
Размер флуктона порядка размера нуклона, но
в этой области собрано большее число кварков,
чем в нескольких нуклонах.
Ядерный скейлинг и суперскейлинг
Реакции с образованием кумулятивных
частиц обладают, начиная с некоторой энергии,
удивительными свойствами, совокупность
которых названа ядерным скейлингом. Суть
явления в том, что форма спектра кумулятивных
частиц не зависит от сорта и энергии налетающей
частицы и от атомного номера ядра-мишени.
Сами вероятности образования кумулятивных
частиц, отнормированные на вероятность
взаимодействия налетающей частицы с ядром (на
полное неупругое сечение), также не зависят от
сорта и энергии налетающей частицы. График
на рис. 3, где показана зависимость То для
разных налетающиих частиц от энергии этих
частиц Ео, иллюстрирует постоянство формы
спектров. Данные рис. 4 показывают
удивительное постоянство формы для самых разных
ядер. На этом графике по оси ординат отложено
отношение отклонения наклонов спектров от
среднего наклона к среднему наклону.
Постоянство наклонов сохраняется по всей
таблице элементов (начиная с ядра Be) с
точностью не хуже 2 %, что меньше, чем
изменения энергии связи нуклонов в ядрах,
которое отражает свойство ядра данного типа.
Выявление сохраняющихся величин важно
Т0, МэВ
60
50
40
30
20
10
0
р + А
К++А
к~ + А
К~ + А
у + А
р+А
V+A
0,1
10
е». гэв
100
1000
Рис. 3. Зависимость наклонов инвариантных функций
кумулятивных протонов, вылетающих под углом 120°, от
энергии различных налетающих частиц

42
А7о_
0,2
0,1 Еь
0
AEF
-0,2
10 А 100
Рис. 4. Зависимость разности наклонов
инвариантной функции кумулятивных протонов, нормированных
на средний наклон от массы ядра мишени. Кривые
представляют относительные изменения энергии связи
и фермиевского импульса для разных ядер-мишеней
само по себе, как всякое наблюдение
симметрии, но в этом случае оно означает, что
в реакциях с образованием кумулятивных
частиц изучаются не свойства конкретных
реакций, не свойства конкретных ядер на
нуклонном уровне, а свойства ядерной материи,
точнее флуктонов ядерной материи.
Рис. 2 иллюстрирует еще одно, более
глубокое свойство, названное суперскейлингом:
постоянство наклонов инвариантных функций
для кумулятивных частиц разного сорта
(протонов, 7С+ и 7С~ мезонов, К+ и К~ мезонов,
антипротонов). Нуклон, как уже было сказано,
состоит из трех разноцветных кварков, не
обладающих странностью, очарованием и т. д.
По современным воззрениям в нуклоне есть
еще целое море так называемых морских
кварков и антикварков, порождаемых глюонами
из вакуума и обладающих всеми
возможными квантовыми числами. Суперскейлинг,
по-видимому, означает, что форма функции,
описывающей валентные и морские кварки
в ядерной материи, совпадают. На языке
термодинамики можно говорить об одинаковой
температуре этих кварков.
Кварк-глюонная плазма
Квантовохромодинамические расчеты
показывают, что при определенных
температурах и плотностях ядерного вещества оно может
перейти в новое состояние — кварк-глюонную
плазму. Рис. 5 иллюстрирует это теоретиче-
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Г0, МэВ
200 Кварк-глюонная
плазма
150
100
50
0
Рис. 5. Диаграмма фазового состояния вещества при
различных температурах Т и плотностях р/р0. Плотность
дана относительно средней плотности ядра
ское предсказание. По оси ординат отложена
температура, а по оси абсцисс плотность,
нормированная на плотность ядер, так что
точка на оси абсцисс при р/р0 = 1 соответствует
обычным ядрам. Жирная линия — область
перехода ядерного вещества в кварк-глюонную
плазму.
Кварк-глюонная плазма (КГП) — такое
состояние вещества, в котором нет
индивидуальных нуклонов, нет отдельных многокварковых
мешков. Это как бы один большой кварковый
мешок с возбужденным кварковым морем. Не
исключено, что КГП в природе может
существовать в очень плотных астрономических
объектах. Возможно, она реализовалась и в
момент первичного взрыва.
Поиски КГП — заманчивая задача для
многих экспериментаторов в мире. Строятся
большие установки, создаются ускорители
тяжелых ионов на очень большие
начальные энергии. Идея состоит в том, чтобы
при столкновении тяжелых ионов, то есть
многих нуклонов, в области столкновения
образовалось как можно больше тс-мезонов,
которые и могут перейти при соответствующих
(см. рис. 5) условиях в КГП. Неизвестно,
случится ли такое при пока что освоенных
энергиях. Убедительного проявления КГП при
столкновениях ионов до сих пор не
обнаружилось. Возможно, изучение свойств флуктонов,
подаренных природой плотных образований,
позволит исследовать КГП в краткие моменты
существования флуктуации.
Литература
1. Майер В. Кумулятивный эффект в простых
опытах / Пер. с англ. М.: Наука, 1989.

Ю.Э. Пенионжкевич
ФИЗИКА ЭКЗОТИЧЕСКИХ ЯДЕР
Экзотические ядра
Одной из важных проблем ядерной физики
является получение и изучение свойств ядер,
находящихся в экстремальном состоянии —
экзотических ядер. Это ядра, имеющие большой
угловой момент ("бешено" вращающиеся ядра)
или высокую энергию возбуждения ("горячие"
ядра), сильно деформированные ядра (супер- и
гипердеформация, ядра с необычной
конфигурацией), ядра с аномально высоким числом
нейтронов или протонов (нейтроноизбыточные и
протоноизбыточные ядра), сверхтяжелые ядра
с числом протонов Z > 110. Изучение свойств
ядерной материи в экстремальных состояниях
дает информацию о свойствах микромира и
позволяет моделировать различные процессы,
происходящие во Вселенной. На рис. 1
схематично показаны состояния ядерной материи.
Первое состояние — симметричная ядерная
материя (1). Оно определяется свойствами
стабильных ядер — их энергией Е, плотностью
распределения нейтронов N и протонов Z,
массой га и другими параметрами. Второе
состояние — чисто нейтронная материя, аналогом
которой могут быть нейтронные звезды. Оно
достигается увеличением нейтронного избытка
в ядрах, искусственно синтезируемых в
лабораторных условиях на мощных ускорителях. И
наконец материя, соответствующая состоянию
вещества в космических образованиях,
характеризуемых чрезвычайно высокой плотностью
(~ 10 г/см3) и температурой (~109 К). Это
состояние материи также моделируется
искусственно в ядерных реакциях с ускоренными
Состояния ядерной материи
взрыв сверхновой
Симметричная
ядерная
материя
0,1
0,2 0,3
Z/iN + Z)
0,4
0,5
Рис. 1. Схематическое представление состояний
ядерной материи в зависимости от соотношения числа
протонов Z к общему числу нуклонов N + Z в ядре
до высоких энергий ядрами (несколько ГэВ на
нуклон).
Таким образом, синтезируя и изучая
экзотические состояния ядер, мы продвигаемся
в понимании не только фундаментальных
свойств самого ядра, но и окружающей нас
Вселенной.
Однако искусственный синтез
экзотических ядер — сложная задача, требующая
нетрадиционных методов решения. Для этого
используются ускорители тяжелых ионов с
энергиями от десятков МэВ до сотен ГэВ.
Для того чтобы началась ядерная реакция,
энергия ускоренного ядра должна превышать
кулоновскую энергию отталкивания двух
положительно заряженных ядер, которая обычно
составляет несколько десятков МэВ. При
энергиях выше кулоновского барьера
возможны различные каналы реакции, вероятность
которых зависит от энергии ядра-снаряда, от
свойств самих взаимодействующих ядер, а
также от расстояния, на котором
сталкиваются два ядра (радиус взаимодействия). На
рис. 2 схематически представлены различные
процессы, происходящие с двумя
сталкивающимися ядрами, в зависимости от радиуса
взаимодействия (центральные столкновения —
радиус взаимодействия минимальный и
периферические столкновения — радиус
взаимодействия равен или больше суммы радиусов
двух взаимодействующих ядер).
При лобовых столкновениях с
энергиями ниже порога фрагментации двух ядер
(~30МэВ/нуклон), когда происходит полный
развал ядер частицы и мишени, в основном
протекают реакции полного слияния ядер мишени
и бомбардирующего иона с образованием нового
составного ядра, имеющего заряд и массу,
близкую к сумме зарядов и масс двух
взаимодействующих ядер. Это новое составное ядро
имеет очень высокую температуру, так как
вся кинетическая энергия бомбардирующей
частицы переходит во внутреннюю энергию
возбуждения нового ядра, и большой угловой
момент, то есть большую скорость вращения.
В таком состоянии это экзотическое ядро
существует всего лишь 10~16 секунды и затем
переходит в менее экзотическое состояние,
"остывая" и уменьшая скорость вращения.
Релаксация может происходить по-разному.
Тепловая энергия кипящего ядра сбрасывается
в основном из-за испарения нейтронов и
заряженных частиц (по аналогии с горячей
водяной каплей), а энергия вращения благодаря
испусканию у-квантов. После этого ядро
переходит в основное состояние, уменьшая массу

44
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Упругое Реакция Последовательный
рассеяние передачи развал
Y
Неупругое
ядерное
Периферические
реакции п Y у
Р
Ядра
Центральные мишени Слияние- у у
испарение Конечная
Периферические охлажденная
реакции система
Y
Прямой
Кулоновское развал
возбуждение '
Y
Рис. 2. Различные ядерные реакции между двумя
сложными ядрами для центральных и периферических
столкновений. Стрелками показаны каналы "охлаждения"
образующихся "горячих" ядер: прямыми — испарение
протонов и нейтронов, извилистыми — вылет у-квантов
на число испарившихся нейтронов, которое
может достигать значительной величины (до
18-22 нейтронов).
Таким образом, масса конечного ядра может
быть меньше начального составного ядра на
18-22 единицы, то есть возникает новое
нейтронодефицитное экзотическое ядро,
расположенное на границе ядерной стабильности.
Это один из способов получения
экзотических ядер. Хотя горячее начальное составное
ядро и живет 10~16 секунды, испаряющиеся
из него нуклоны несут экспериментаторам
информацию о состоянии этого ядра — его
температуре (ядерный термометр), угловом
моменте, плотности нуклонов в этом ядре.
Следовательно, измеряя характеристики
испущенных из составного ядра нуклонов, можно
делать выводы о свойствах ядерной материи
в этом экзотическом ядре, имеющем высокую
температуру.
В ядро, как и в любое другое вещество,
нельзя закачать любую энергию. При
определенном значении переданной телу энергии
наступает фазовый переход: твердое тело
переходит в жидкость, затем в газ, а при некоторой
критической температуре газ превращается в
плазму. В ядрах к этому состоянию пытаются
приблизиться, используя ускорители тяжелых
ионов высоких энергий. Вопрос о значении
максимальной критической температуры ядра
является одним из фундаментальных вопросов
ядерной физики.
Кроме реакций слияния, при большом
радиусе взаимодействия двух ядер могут
протекать и другие процессы, например реакции
передачи нуклонов, развалы бомбардирующего
ядра с захватом его части ядром мишени. С
увеличением энергии бомбардирующего ядра
при ее определенном пороговом значении
(~ 30 МэВ/нуклон) ядра начинают фрагменти-
ровать, то есть раскалываться на множество
более легких ядер, имеющих массы, заряды
и температуры в широком диапазоне. В этом
случае основной задачей экспериментаторов
становится выделение ядер в определенном
состоянии на фоне во много раз большего
числа других ядер. Для этого используются
различные прецизионные детекторы частиц,
позволяющие определять с высокой точностью
заряд, массу, импульс, координаты (точки
возникновения ядра), а также его температуру,
угловой момент и время жизни, которое часто
достигает 10~20-10~21 с. В таких
детекторах измеряется степень ионизации вещества
детектора. Степень ионизации зависит от
массы, заряда и энергии ядра, проходящего
через детектор. Создают и очень сложные
спектрометры, состоящие из нескольких сотен
детекторов, расположенных вокруг мишени
и перекрывающих практически все углы
(4я-геометрия).
Оказалось, что в реакциях фрагментации
ядер в больших количествах могут
образовываться как сильно нейтроноизбыточные, так
и сильно нейтронодефицитные ядра. Избыток
и дефицит нейтронов в конечных ядрах
зависит от соотношения нейтронов и протонов в
бомбардирующем ядре. В совместных
экспериментах, проведенных учеными из Лаборатории
ядерных реакций Объединенного института
ядерных исследований в Дубне и Института
ядерной физики во Франции, был использован
пучок редкого изотопа кальция-48,
содержащегося в природе в ничтожных количествах и
полученного в российских институтах на
специальных электромагнитных разделительных
установках. Это самый нейтронообогащенный
изотоп (20 протонов и 28 нейтронов) из всех,
встречающихся в природе. В этих
экспериментах было синтезировано более 30 новых
нейтроноизбыточных ядер, расположенных у
самой границы ядерной стабильности — бор-18,
углерод-22, азот-23, кислород-24, фтор-29 и др.
На рис. 3 представлена (N—?)-карта изотопов.
Видно, что для легких элементов границы
ядерной стабильности практически достигнуты
и за нею начинается море нестабильных ядер,
хотя и среди них появляются относительные
островки стабильности, которые и пытаются
обнаружить физики.
Легчайшие экзотические ядра
Напомним основные сведения о
стабильности ядер. Ядерные силы чрезвычайно велики,
но действуют только на коротких расстояниях.
Стабильность ядер определяется балансом
ядерных сил притяжения между нейтронами п

ФИЗИКА ЭКЗОТИЧЕСКИХ ЯДЕР
45
Число протонов Z
140
120
а-Распад
или спонтанное деление
°126
Протонная линия
стабильности
в114
195U
100
80
60
40
20
ос-Распад
Р+- или р-распад
92Sn
Нейтронная линия
стабильности
11Са
6Sn
°Са
(3 - или п-распад
20 40 60 80 100 120 140 160 180 200 220
Число нейтронов N
Рис. 3. Нейтронно-протонная карта изотопов. Черными квадратиками представлены стабильные или долгоживущие
ядра. Красной кривой представлена область известных ядер, испытывающих электронный распад (р~- и р+-распады).
Внутренними синими линиями вблизи области р-распада показаны границы известных в настоящее время ядер.
Внешние голубые кривые ограничивают предполагаемую область стабильных ядер. За этими линиями начинается "море"
нестабильности. Нижняя линия определяет нейтронную границу стабильности (n-распад), верхняя — протонную {р-
распад). Штрих-пунктирной линией ограничена ожидаемая область стабильности сверхтяжелых ядер. На границе области
стабильности обозначены последние стабильные, еще не синтезированные изотопы
и протонами р, и кулоновских сил
отталкивания, действующих между заряженными
протонами. Таким образом, в ядре осуществляются
разного типа взаимодействия: пр, пп, pp.
Наиболее сильными являются пр-взаимодействия.
Поэтому наиболее стабильными являются ядра
с близким числом нейтронов и протонов,
так как в них осуществляется максимальное
число np-взаимодействий. Чистые пп-системы
являются нестабильными (за исключением
нейтронных звезд, где стабилизирующими
силами являются гравитационные силы).
Нестабильны и системы, состоящие из малого числа
протонов и большого числа нейтронов, и
наоборот. Это наглядно иллюстрирует карта
ядер, представленная на рис. 3. Стабильные
ядра, существующие в природе (их всего 273),
представлены на ней черными квадратами. Из
рисунка видно, что для ядер с массой
больше 40 (N = Z = 20) кулоновские силы сдвигают
линию стабильности в сторону нейтроноизбы-
точных ядер (больших N). Кулоновские силы
также ограничивают область существования
тяжелых ядер, для которых
короткодействующие ядерные силы не могут компенсировать
кулоновские силы отталкивания, и тяжелые
ядра с числом протонов Z > 90 распадаются
путем спонтанного деления с образованием
двух более стабильных кусков — осколков
деления. Этим же объясняется и то, что ядра
тяжелее урана {Z > 92) в природе пока не
обнаружены.
На рис. 3 также показана рассчитанная
теоретиками нейтронная и протонная линия
стабильности. Ядра, перегруженные
нейтронами (нейтроноизбыточные) или протонами (про-
тоноизбыточные), расположенные за линией
стабильности, являются несвязанными ядрами
(нет баланса между кулоновскими и ядерными
силами) и распадаются за время 10~22 с и менее.
Нахождение линии стабильности является
само по себе важной и достаточно сложной
задачей, так как ее положение зависит от
многих параметров, определяющих свойства
ядер. Радиоактивные ядра, находящиеся
между линиями стабильности, а их около 7000,
могут быть синтезированы только
искусственно. Число еще неизвестных ядер составляет
около 4000 (заштрихованные области на карте
изотопов). Физикам предстоит большая работа,
чтобы приблизиться к линии стабильности
особенно в области средних и больших масс
ядер (N > 30). Что касается ядер легчайших
элементов (изотопов водорода, гелия, лития,

46
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
бериллия), то здесь граница стабильности
уже достигнута, то есть синтезированы все
стабильные ядра.
Между тем даже нестабильные ядра (с
отрицательной энергией связи) могут
существовать в виде ядерных систем, в которых
взаимодействие нуклонов приводит к
появлению некоторых чрезвычайно короткоживущих
(~ 10~21 с) ядерных состояний. Исследование
таких состояний дает важнейшую информацию
о возможности дальнейшего продвижения к
островкам стабильности, которые
предположительно существуют в "море" нестабильности.
Первый такой островок может существовать
для чисто нейтронных ядер с числом нейтронов
около 20. Однако в настоящее время
экспериментально синтезировать такие нейтронные
ядра невозможно. Пока удалось исследовать
стабильность динейтрона (2п), тринейтрона
(Зп), тетранейтрона (4п). Они оказались
нестабильными, однако динейтрон оказался "почти
стабилен".
Интригующая ситуация существует со
свойствами сверхтяжелых изотопов водорода
и гелия. Сначала была обнаружена так
называемая "гелиевая аномалия", когда
стабильность ядер с увеличением числа нейтронов
при приближении к линии стабильности не
уменьшалась, а даже увеличивалась (ядро 8Не
оказалось более стабильным, чем ядро 6Не).
Такую же зависимость обнаружили и для
несвязанных изотопов гелия: гелия-5, гелия-7,
гелия-9, гелия-10. В системе гелия-10 (два
протона и восемь нейтронов) был обнаружен
резонанс, который свидетельствовал, что это
ядро не связано всего лишь на 1 МэВ.
Впоследствии такая же аномалия наблюдалась
и для тяжелых несвязанных изотопов водорода
(водород-6 оказался более стабильным, чем
водород-4), проявляющихся также в виде
резонансных состояний. Эти закономерности
в поведении энергии связи тяжелых изотопов
позволили более оптимистически взглянуть на
проблему существования острова стабильных
легких элементов.
Исследование свойств ядер, сильно
обогащенных нейтронами, позволило обнаружить
еще одно интересное явление — существование
нейтронных гало. Это явление появляется у
ядер, находящихся у границы стабильности,
таких, как 8Не, nLi, 14Be, 17В. В этих ядрах
было экспериментально обнаружено высокое
значение нуклонного радиуса. Оказалось, что
у nLi два слабосвязанных нейтрона находятся
на большом удалении от основного остова,
представляющего собой ядро 9Li. Радиусы этих
ядер в несколько раз превышают радиусы
соседних ядер. У ядра uLi радиус оказался
равным 12 фм (1 фм = Ю-15 м), тогда как у 9Li
он равен 2,5 фм. Необычная структура этих
ядер проявляется в увеличении вероятности
протекания ядерных реакций с их участием,
поскольку она пропорциональна радиусу
взаимодействующих ядер. Эта особенность ядер с
гало сыграла немаловажную роль в развитии
нового направления ядерной физики — физики
пучков ускоренных экзотических ядер.
Пучки ускоренных экзотических ядер
Для исследования свойств экзотических
ядер во многих случаях нужны их пучки,
ускоренные до энергий, превышающих кулонов-
ский барьер взаимодействия. Это необходимо
для того, чтобы могла протекать
соответствующая ядерная реакция между экзотическим
ядром и ядром мишени. Тогда, исследуя
продукты таких реакций, можно делать выводы
о свойствах самих взаимодействующих ядер.
Проблема использования пучков экзотических
ядер для физических исследований сводится
в основном к трем задачам: получение пучков
экзотических ядер нужной интенсивности,
ускорение их до необходимой энергии и
регистрация продуктов ядерных реакций.
При бомбардировке ядрами, ускоренными
до энергий выше порога фрагментации ядра,
образуется много новых ядер, летящих в
том же направлении, что и первоначальные
бомбардирующие ядра, и имеющих энергии,
близкие к энергии бомбардирующих ядер.
Таким образом, отпадает проблема последующего
ускорения этих ядер, если только научиться
каким-то способом выделять из всего потока
образующихся ядер моноизотопный пучок. Для
этого нужно произвести селекцию продуктов
ядерных реакций по массе {А) и заряду (Z)
и сформировать из выделенных продуктов
пучок с необходимыми для его дальнейшего
исследования параметрами (диаметром,
расходимостью, энергией и др.).
Эта проблема была решена с
использованием магнитных фрагмент-сепараторов, в
которых несколько последовательных магнитных
систем позволяют провести многократную
селекцию продуктов с одинаковым соотношением
импульса р к заряду q. В результате
использования фрагмент-сепаратора,
расположенного после производящей экзотические ядра
мишени, появилась возможность получения
пучков короткоживущих ядер, расположенных
у границ стабильности с временами жизни
до нескольких сотен мкс. Следующая задача,
стоящая перед экспериментаторами после
получения пучков экзотических ядер, — их
использование для изучения свойств этих ядер.
Интенсивность пучка таких ядер относительно
мала. Она на 5-6 порядков меньше
интенсивности первичного пучка ядер, их производящего.
В лучшем случае эта интенсивность
составляет 106 ядер в секунду. Поэтому для
эксперимента нужны очень чувствительные методики,
которые позволяли бы исследовать такие
редкие процессы. Располагая соответствующими

ФИЗИКА ЭКЗОТИЧЕСКИХ ЯДЕР
47
спектрометрами, физики могут использовать
уже вторичные реакции взаимодействия
экзотических ядер с ядрами мишени. Из таких
экспериментов в первую очередь извлекается
информация о новых видах радиоактивного
распада. Как известно, все радиоактивные ядра
испускают электроны (Р~-распад), позитроны
(|3+-распад), протоны, а-частицы (ос-распад)
или у-излучение (у-распад), переходя в
основное нерадиоактивное состояние. Исследования
пучков экзотических ядер, сильно удаленных
от линии стабильности, позволили обнаружить
новые виды радиоактивного распада —
кластерный распад, сопровождающийся вылетом
тяжелых частиц, таких, как углерод, магний,
а также более тяжелых фрагментов. У ядер,
сильно обогащенных нейтронами, таких, как
11 Li, 17B, наблюдается распад с вылетом
двух, трех и даже четырех нейтронов. Такие
экзотические распады исследуют с целью
поиска связанных систем из двух, трех и
четырех нейтронов. Для протонообогащенных
ядер наблюдается распад с вылетом нескольких
протонов и более тяжелых заряженных частиц.
Задача исследования свойств распада
экзотических ядер является важной не только для
получения информации о состояниях ядерной
материи, но и служит основой для современной
ядерной астрофизики — науки, изучающей
роль ядерных процессов, происходящих во
Вселенной. Наибольший интерес для ядерной
астрофизики представляют процессы
выделения энергии при образовании и взрыве
звезд, а также образование различных
химических элементов (нуклеосинтез) во Вселенной.
Обе эти проблемы непосредственно связаны
с исследованиями, основанными на методах
ядерной физики. Для моделирования процессов
образования и распада звезд изучаются
ядерные реакции: измеряются вероятности
взаимодействия двух ядер, вероятности распада
образующихся при этом сложных ядерных
систем, различного вида излучения,
сопровождающие распады таких систем. Специальные
космические телескопы, установленные на
спутниках, позволяют направленно измерять,
например, у-излучение от космических
объектов и определять его энергию. Если известно,
в каком ядерном процессе генерируется у-
излучение с определенной энергией, то можно
определить, какой процесс происходит в том
или ином космическом объекте.
Основную роль в астрофизических
процессах играют термоядерные реакции, идущие
с захватом ядрами протонов, ос-частиц или
нейтронов. Определение скорости протекания
таких реакций является сложной
экспериментальной задачей. Кроме этого,
вероятность таких реакций зависит от температуры
объекта. В процессе невзрывной эволюции
звезды ее температура относительно низка,
и вероятность протекания реакции невелика.
При взрыве звезды температура достигает
108-109 К и вероятность реакции
увеличивается на много порядков. Для моделирования
этих процессов необходимо иметь широкий
диапазон радиоактивных ядер, которые играют
основную роль при взрыве звезд. В этом
случае физики используют прямой метод
исследования характерных реакций с пучками
радиоактивных (экзотических) ядер, используя
при этом мишень из водорода или гелия.
Непрямой способ определения скорости
реакций, а также относительного содержания
элементов во Вселенной состоит в получении
данных о свойствах ядер, удаленных от
линии стабильности. Эти данные используются
для описания процессов медленного захвата
нейтронов и быстрого захвата нейтронов.
Последовательный медленный захват нейтронов
ядрами, сопровождающийся конкурирующим
позитронным (Р+) распадом этих ядер, ведет
к образованию различных изотопов в области
нейтронодефицитных ядер (рис. 3) и
определяет их содержание в природе. Быстрый
же процесс захвата нейтронов ответствен
за образование нейтроноизбыточных изотопов.
Скорость захвата нейтронов также зависит
от температуры объекта. Зная, например,
содержание элементов в нашей Галактике,
а также получив экспериментальную
информацию о времени жизни тех или иных
изотопов, входящих в цепочку процесса, можно
достаточно точно определить температуру
объекта, явившегося источником
образования элементов (температуру звезды). Таким
образом, реакции с пучками радиоактивных
(экзотических) ядер дают важную информацию
о процессах, происходящих во Вселенной.
Физики научились также использовать
необычные свойства экзотических ядер для
получения, в свою очередь, не менее экзотических
ядерных систем. Уже говорилось об интересе
к синтезу сильно нейтроноизбыточных ядер
легчайших элементов, таких, как водород-6,
гелий-10 и др. Реакции с пучками стабильных
ядер для этих целей уже оказываются
слабо эффективными из-за низкой вероятности
образования в них этих экзотических ядер.
С появлением пучков радиоактивных ядер
возможности исследований в этой области
существенно расширились. Так, используя
пучок ядер лития-11, японским исследователям
удалось получить информацию о стабильности
ядра гелия-10, которое является несвязанным
всего лишь на 1 МэВ, то есть является
более стабильным, чем ожидалось на основании
теоретических расчетов. Сейчас в реакциях с
радиоактивными пучками делается попытка
получения более тяжелых изотопов 7Н, 8Н, 12Не
и др.

ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Сверхтяжелые ядра
Последний тяжелый элемент,
существующий в природе, — это уран, порядковый номер
которого в периодической таблице Д.И.
Менделеева равен 92. Все известные элементы с
Z > 92 синтезированы искусственно с
использованием интенсивных потоков нейтронов или
пучков ускоренных тяжелых ионов.
Нейтронный метод синтеза новых элементов,
использующий потоки нейтронов из реакторов или
ядерных взрывов, дал возможность синтезировать
новые элементы вплоть до фермия Fm(Z = 100).
Метод этот основан на последовательном
захвате нейтронов ядрами урана. Например, ядро
урана 238U поглощает нейтроны, превращается
в ядро 239U, которое испытывает электронный
распад и превращается в ядро 93-го элемента —
нептуния 239Np. Если облучение в реакторе
проводится достаточно длительное время (год
или более), то за это время в образце
накопятся ядра не только нептуния, но и следующих
за ним элементов. Например, 239Np может в
результате электронного распада превратиться в
94-й.элемент плутоний 239Ри. Затем ядро
этого элемента захватывает два нейтрона, после
чего 241Ри испытывает электронный распад и
превращается в ядро 96-го элемента —
америция 241Ат и т.д. Однако ядра тяжелее Fm
нейтронным методом синтезировать не удалось.
Принципиальное ограничение на синтез новых
элементов таким способом связано с
существованием других типов распада в цепочке
образующихся ядер, например спонтанного деления,
которое разрывает цепочку ядер,
образующихся после захвата нейтронов. Восемь элементов,
завершающих первую сотню периодической
таблицы, были открыты американскими
учеными с использованием нейтронного метода.
Дальнейшее продвижение в область транс-
фермиевых элементов стало возможным лишь
с появлением ускорителей тяжелых ионов.
При слиянии двух ядер может образоваться
новое ядро с зарядом, равным сумме зарядов
двух ядер. Эти так называемые реакции
полного слияния, о которых говорилось выше,
были успешно реализованы на ускорителях
тяжелых ионов. И почти одновременно в России
(в Дубне) и в Америке (в Беркли) в 50-е годы
XX века был начат синтез новых трансфермие-
вых элементов в реакциях с тяжелыми ионами.
Позднее в эти работы включились немецкие
исследователи из Дармштадта.
Таким образом, в трех лабораториях
мира — Дубне, Беркли и Дармштадте — активно
занялись синтезом элементов "второй сотни" с
использованием реакций с тяжелыми ионами.
Эксперименты были чрезвычайно сложными.
Из миллиардов образующихся ядер нового
элемента выживало лишь одно. Все остальные
быстро распадались путем деления на два
осколка, испускания нейтронов и заряженных
частиц. Кроме этого, новые трансфермиевые
ядра имели время жизни порядка секунд (для
Z = 101-103), и оно катастрофически
уменьшалось с увеличением порядкового номера
элемента (см. рис. 4). История открытия
каждого элемента хорошо описана в [5]. Последние
работы в этой области дали существенный
толчок для дальнейшего продвижения в область
сверхтяжелых элементов с Z = 110-114.
Еще в 1966 году советский теоретик
В.М. Струтинский предсказал сильное
увеличение стабильности (времени жизни) ядер
вблизи магических чисел 114 для протонов и
184 для нейтронов (114-й элемент с числом
нейтронов 184). Эти предсказания
основывались на оболочечной модели, в которой ядро
рассматривается как ряд последовательно
заполняемых протонных и нейтронных оболочек.
Ядра с замкнутыми оболочками, имеющими
число протонов или нейтронов 2, 8, 20, 50, 82,
126, отличаются от своих соседей повышенной
стабильностью. Последним известным дважды
1-од7-сд(с)
25
20
15
10
5
0
-5
-10.
-
-
-
-
и
Ри
Cm
Cf
Fm
I
Оболочка
Л/=152
i
No 104
I
Оболочка
N=162
т
108
110
106
I
134 142 150 158
Число нейтронов
166
Рис. 4. Зависимость времени жизни изотопов различных
элементов по отношению к спонтанному делению (Тсд) от
числа нейтронов. Для 106,108 и 110 элементов показаны
расчетные кривые
магическим ядром является изотоп свинца-208
(82 протона и 126 нейтронов). Как показали
теоретические расчеты, магическими числами
являются также 114 для протонов и 184 для
нейтронов. Изотопы вблизи следующего за
208РЬ дважды магического ядра 298Хц4 должны
обладать повышенной стабильностью, и именно
здесь можно ожидать нового увеличения
времени жизни сверхтяжелых элементов.
Поиски сверхтяжелых элементов велись
более десятка лет. Их искали даже в природных
и космических объектах, надеясь, что их время
жизни составляет миллионы лет
(теоретические расчеты не отрицают существования столь
долгоживущих ядер). Однако только в 1994 году
был сделан значительный шаг, дающий
физикам надежду, что они близки к открытию новой

ФИЗИКА ЭКЗОТИЧЕСКИХ ЯДЕР
49
области стабильности сверхтяжелых ядер.
Почти одновременно в Дубне и Дармштадте
были проведены эксперименты по синтезу
110-го элемента. В Дармштадте использовалась
реакция "холодного синтеза". Этот метод был
предложен в Дубне в 1973 году Ю.Ц. Оганесяном
и заключался в том, что для получения новых
ядер в качестве ядер мишени и
бомбардирующих ядер используют магические ядра. Эти
ядра обладают повышенной стабильностью,
потому что нуклоны в них связаны особенно
прочно. При слиянии таких ядер большая часть
избыточной энергии бомбардирующего ядра
расходуется на "распаковку" составного ядра,
а на его нагревание идет лишь малая часть.
В реакции образуются "холодные" составные
ядра. В отличие от горячих, холодные ядра
остывают путем испарения не четырех или
пяти, а только одного или двух нейтронов.
В этом случае количество ядер, выживших
в конкуренции с делением образовавшегося
тяжелого ядра, увеличивается в 100-1000 раз.
В Дармштадте мишень из 208РЬ облучалась
ядрами 62Ni, что приводило к образованию
110-го элемента с числом нейтронов 159.
В Дубне использовалась реакция "горячего"
слияния, в которой мишень из 244Ри облучалась
ядрами 34S. Этот эксперимент проводился на
ускорителе в Дубне совместно с Ливерморской
лабораторией (США), которая предоставила
для экспериментов плутониевую мишень
высокого качества. В экспериментах было
зарегистрировано несколько атомов 110-го элемента
с числом нейтронов 163. Оцененный по этим
нескольким наблюдениям период полураспада
показал, что он гораздо выше того, что можно
было ожидать из экстраполяции свойств ядер
с Z = 100 — 104. На рис. 4 эти значения
представлены в общей систематике времени жизни
для спонтанного деления. Видно значительное
увеличение стабильности тяжелых изотопов
106, 108 и 110-го элементов вблизи числа
нейтронов, равного 162. Считается, что это
обусловлено существованием еще одной
нейтронной оболочки, связанной с деформацией
ядра.
Дальнейшее продвижение в новую область
стабильности элементов, определяемую
дважды магическим (по числу протонов Z — 114 и
нейтронов N = 184) ядром 298П4 происходило
следующим образом. В 1994 году в реакции
слияния ядер 64Ni с ядрами 208РЬ в Обществе
тяжелых ионов в Германии (г. Дармштадт)
было синтезировано два ядра изотопа 111-го
элемента — 272111 с периодом полураспада
1,5 мс. В этом же центре через два года было
синтезировано несколько ядер легкого изотопа
112-го элемента 277112, который распадался с
испусканием ос-частицы с периодом ~0,24мс.
В марте 1998 года в реакции "горячего"
слияния в Дубне был получен изотоп 112-го
элемента 283112, период полураспада которого
оказался равным ~100с. Таким образом, с
увеличением числа нейтронов при одном и том
же числе протонов (112) период полураспада
тяжелого ядра возрос более чем в 105 раз.
Этот важный результат послужил началом
штурма вершины "острова стабильности"
сверхтяжелых элементов. В реакции слияния
ядер 48Са и 244Ри, обладающих
максимальным избытком нейтронов, в ноябре—декабре
1998 года в Лаборатории ядерных реакций
им. Г.Н. Флерова Объединенного института
ядерных исследований в Дубне наблюдались
события спонтанного деления,
идентифицированные как распад двух изотопов 114-го
элемента — 289Ц4 и 288114 — с периодом
полураспада 30 с и 0,8 с соответственно. Таким
образом, времена жизни этих изотопов 114-го
элемента оказались намного больше времени
жизни обнаруженных ранее легких изотопов
111-го и 112-го элементов.
В марте—апреле 1999 года в Дубне была
осуществлена еще одна успешная попытка
синтеза более легкого изотопа 114-го элемента
287114 в реакции слияния 48Са и 242Ри. Было
обнаружено несколько ядер, испытывающих
ос-распад с периодом полураспада 5,5 с. Этот
период оказался меньше того, что наблюдался
для более тяжелого изотопа — 289114. Подобная
тенденция ожидается, как следует из теории,
с уменьшением числа нейтронов и удалением
тем самым от замкнутой нейтронной оболочки
N = 184. К сожалению, для продвижения в
область более тяжелых изотопов с Z > 114 и
N > 175 имеются ограниченные возможности.
Изотопы 116-го элемента с числом нейтронов
7У = 176и177 могут быть синтезированы в
реакциях'слияния ядер 48Са и 248Ст. Эксперименты
по синтезу этих изотопов 116-го элемента
готовятся в Дубне. Недавно на ускорителе
Берклиевской национальной лаборатории в
США была сделана попытка синтеза 118-го
элемента в реакции слияния 68Кг и 208РЬ.
Несколько наблюдаемых событий ос-распада
ядер авторы приписывают распаду нового
элемента. Однако проведенные в других центрах
эксперименты по синтезу 118-го элемента в
этой же реакции пока не подтвердили этого
результата. Дальнейшее повышение числа
нейтронов в синтезированном ядре может быть
достигнуто за счет использования пучков ней-
троноизбыточных радиоактивных ядер. Такие
возможности обсуждаются в настоящее время
в связи с созданием крупных ускорительных
комплексов — фабрик пучков радиоактивных
ионов.
Между тем Международный союз чистой
и прикладной химии создал специальную
международную комиссию, которая
рассматривает вопрос о приоритете в открытии новых
трансфермиевых элементов и выносит
предложения относительно их наименования. До этого
каждая группа физиков давала свои названия

50
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Таблица 1
Элемент
101
102
103
104
105
106
107
108
109
Название
Менделеевий
Нобелий
Лоуренсий
Резерфордий
Дубний
Сиборгий
Борий
Хассий
Майтнерий
Символ
Md
No
Lr
Rt
Db
Sg
Bh
Hs
Mt
вновь открытым химическим элементам. В 1997
году бюро Международного союза чистой и
прикладной химии утвердило названия новых
химических элементов, синтезированных в
реакциях с тяжелыми ионами. Установленные
названия и символы для трансфемиевых
элементов приведены в табл. 1.
Литература
1. Базь А.И., Голъданский В.И., Гольдберг В.З.,
Зельдович Я.Б. Легкие и средние ядра вблизи
границы стабильности. М.: Наука, 1972.
2. Валептэн Л. Субатомная физика: ядра и
частицы. Т. 2 / Пер. с фр. М.: Мир, 1986.
3. Конюшная Ю.П. Открытия советских ученых.
Ч. I. Физико-технические науки. М.: Издательство
МГУ, 1988.
4. Пенионжкевич Ю.Э. Физика элементарных
частиц и атомного ядра 1994, Т. 25. Вып. 4, С. 931.
5. Популярная библиотека химических
элементов. Кн. 2, 2-е изд. М.: Наука, 1977.
6. Флеров Т.Н.у Ильинов А.С. На пути к
сверхэлементам. (Биб-ка детской энциклопедии). М.:
Педагогика, 1977.

Л. И. Рудаков
ТЕРМОЯДЕРНЫЙ СИНТЕЗ
Военные исследования, результаты
которых могут найти применение и в гражданской
сфере, и наоборот, гражданские исследования,
используемые в военном деле, называются
дуальными разработками.
Примером может служить инерционный
термоядерный синтез, то есть попытка
создать в лабораторных условиях термоядерный
микровзрыв. Одна из целей такого
исследования — усовершенствование ядерного оружия,
вторая — совершенствование источников
энергии.
Сейчас есть возможность получить и
изучить в лабораторных условиях экстремальные
состояния вещества, возникающие при
ядерном взрыве.
Современные материалы и технологии
позволяют построить камеру, в которой можно
многократно производить термоядерные
взрывы с энерговыделением как от взрыва десятков
килограммов химической взрывчатки.
С другой стороны, термоядерный
микровзрыв — возможный источник энергии
будущего.
Интересны физические явления,
происходящие в мишени инерционного синтеза. Слово
"мишень" употреблено здесь в буквальном
смысле: это сфера, содержащая смесь изотопов
водорода, дейтерия и трития. Многослойная
оболочка сферы делается из разных веществ.
Она может нагреваться лучами мощных
лазеров или пучками заряженных частиц.
В результате многолетних исследований,
проводимых во многих лабораториях мира, со-
у, мм
_10-8-6-4-2 0 2 4 6 8 10 Чернотельное
-15 рентгеновское
излучение
-10
0
5
10
15
X, ММ
Рис. 1. Термоядерная мишень, нагреваемая излучением
черного тела в полости (изображен вырез части
сферической мишени). 1 — мишень, 2 — полость, 3 — DT-смесь
(твердая), 4 — конвертор-экран
здана оптимальная конструкция мишени. Ее
принципиальная схема изображена на рис. 1.
Мишень 1 диаметром около 1 см помещается
в полость 2 размером 2—3 см. Поверхность
мишени нагревается излучением стенок полости.
Испарение внешнего слоя оболочки приводит
в соответствии с третьим законом Ньютона к
ускорению оставшейся оболочки в
направлении к центру мишени. В результате оболочка
сжимает и нагревает деитериево-тритиевую
смесь 3. Расчеты показывают, что для
достижения зажигания термоядерной реакции
оболочка должна сжиматься со скоростью 200-
300 км/с. Чтобы достичь такой скорости
сжатия, температура испаряющейся части
оболочки должна быть выше двух-трех млн градусов.
Такую температуру в полости можно
получить, нагревая ее стенки мощными пучками
лазерного излучения или пучками
заряженных частиц от мощных ускорителей. Пучки
света можно ввести в полость через малые
отверстия, а пучки заряженных частиц можно
затормозить во внутренних слоях стенок
полости, если подобрать конструкцию и атомный
состав вещества стенок или нагреть пучками
конвертор — экран 4.
Излучение нагретых стенок в полости часто
называют излучением черного тела. Именно
таким излучением осуществляется
термоядерный взрыв в реальном термоядерном
устройстве. Несколько лет назад на ядерном полигоне
в штате Невада (США) был произведен
эксперимент, в котором малую часть энергии
подземного ядерного взрыва отвели по каналу
в полость, где была помещена мишень типа
изображенной на рис. 1. Таким образом, был
реализован самый маленький термоядерный
взрыв. Этот эксперимент позволил высказать
утверждение, что можно инициировать
термоядерный микровзрыв, если ввести в полость,
аналогичную изображенной на рис. 1,1-3 МДж
энергии за 0,01 мкс. В результате выделяется
около 100 МДж термоядерной энергии, что
эквивалентно взрыву 20 кг тротила.
В Курчатовском институте проблемой
инерционного синтеза занялись в начале 70-х
годов, руководствуясь идеей, что наиболее
дешевым видом энергии, способным поджечь
управляемую термоядерную реакцию,
является энергия пучков заряженных частиц.
Термоядерный реактор будущего —
чрезвычайно сложное, громоздкое и дорогое
устройство. Из рис. 2 можно составить представление
о размерах и сложности токамака —
реактора, где удержание горячей плазмы 1 вдали от
стенки тороидальной камеры 2
осуществляется с помощью магнитного поля гигантских

52
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Рис. 2. Термоядерный реактор — токамак. 1 — горячая
плазма, 2—тороидальная вакуумная камера, 3 — катушки
сверхпроводящих магнитов
сверхпроводящих катушек магнитов 3.
Стоимость токамака составляет около 10 млрд, а
устройства для однократного взрыва — около
3 млрд долларов. Возможно, что через 50 лет
эта цена будет вполне доступна, а кроме того, у
человечества не будет выбора. Людям
придется создавать такие реакторы, поэтому сегодня
важно доказать возможность их создания.
Еще одним направлением в развитии
термоядерного синтеза являются мощные разряды
10"7с
10 см
2
в плазме. Сегодня благодаря военной науке
созданы имитаторы — генераторы, способные
создавать гигантские мощности. Для таких
генераторов обычными являются токи величиной
1—5 МА. Новый американский проект
"Юпитер" стоимостью 250 млн долларов
предполагает строительство электрического импульсного
генератора, способного развить ток 60 МА за
0,1 мкс. Это ток такой силы, что, если он течет
по каналу толщиной несколько миллиметров,
деформируются внешние электронные орбиты
атомов. К тому же здесь образуется плазма не
водорода, а тяжелых веществ, например почти
полностью ионизованного урана. В России есть
несколько установок такого типа: "Ангара-5"
в г. Троицке под Москвой, "Стенд 300" в
Курчатовском институте.
Принципиальное устройство этих
установок изображено на рис. 3. Конденсаторная
батарея 1 диаметром около 20 м заряжается
от сети, система переключающих устройств 2
укорачивает время импульса. Таким образом,
происходит концентрация энергии во времени
и пространстве.
В устройстве, изображенном на рис. 3,
достигается огромная концентрация энергии.
Однако она пока еще много меньше той,
которая должна быть в термоядерном реакторе.
Следует подняться еще на одну ступень
концентрации энергии. Это шаг может оказаться
самым трудным. Речь идет об организации
Z-пинча (З на рис. 3). Это гигантской силы ток I,
который пропускается через плазменный столб
радиусом и высотой в несколько сантиметров
с целью его сжатия магнитным полем В. При
определенных условиях такой Z-пинч может
быть сжат в 100 раз, до объема в доли см3.
Физика этого явления очень интересна,
это физика сильно ионизованной плазмы,
но кроме физики представляет интерес и
чисто военная задача: превращение магнитных
полей в энергию носителей, возникающих
при атомном взрыве, — нейтронов, у-квантов
М,поле В
Ток /(мА)
3
2
1
Юм
Рис. 3. Схема импульсного генератора тока. / — конденсаторная батарея, 2 — разряди и к-ключ, 3 — Z-пинч

ТЕРМОЯДЕРНЫЙ СИНТЕЗ
53
и рентгеновского излучения. Легче всего в
лабораторных условиях получить нейтроны
и у-кванты, сложнее получить рентгеновское
излучение с энергиями 10-30 кэВ, характерное
для ядерного взрыва.
Считается, что наиболее реальный путь —
это излучение плазмы. Плазму из тяжелых
веществ (это может быть ксенон, уран) нужно
нагреть до 10 кэВ. Тогда возможно излучить
практически всю тепловую энергию в виде
короткого импульса рентгеновского излучения.
Взрыв ядерной бомбы длится 10-30 не. Поэтому
для испытаний стойкости военной техники
импульс должен быть столь же коротким.
Таким образом, требуется много достаточно
жесткого рентгеновского излучения в виде
коротких импульсов. Это трудная задача,
которая пока что не решена.
Главная трудность — это неустойчивость
плазмы. Если пинч неустойчив, то в результате
резко падает эффективное сжатие и излучение.
Само явление неустойчивости вполне обычно,
но, чтобы его преодолеть, следует понять
характер неустойчивости, то, каким динамическим
процессом она вызывается. При создании
атомной бомбы с этим также пришлось столкнуться.
Сам процесс сжатия урана, дейтерия или
трития порождает неустойчивость, названную
неустойчивостью Рэлея-Тейлора. Сейчас
найдены условия, при которых эта неустойчивость
не мешает решению поставленной задачи.

Л. И. Рудаков
Z-ПИНЧ - САМОСТЯГИВАЮЩИЙСЯ РАЗРЯД
Физический объект, о котором пойдет
речь ниже, — один из наиболее простых и
часто встречающихся объектов
электротехники. Это электрический разряд, в котором
электрическая энергия реализуется в виде
излучения. Условно Z-пинчем можно назвать
разряд в лампе накаливания, разряд молнии
или мощный дуговой разряд, используемый для
сварки металла.
По мере развития электротехники
ученые неоднократно обращались к этому типу
разряда, стремясь увеличить вклад энергии
в разряд и тем самым увеличить выход
излучения и повысить яркость свечения. Два
основных физических явления характерны для
протекания тока, например, по металлическому
проводнику. Во-первых, часть
электромагнитной энергии тратится на нагрев проводника. Это
омический нагрев. Выделяемая энергия,
переходящая в теплоту, пропорциональна квадрату
тока и удельному сопротивлению проводника. В
лампах накаливания стремятся обеспечить
стационарное протекание тока, когда теплоотвод
от проводника превращает омическую теплоту
в световое и тепловое излучение в
инфракрасной области спектра. Однако, если повышать
величину тока, но не обеспечить достаточного
теплоотвода, проводник начнет разогреваться,
плавиться, затем испарится и перейдет в новое
состояние частично или полностью
ионизованного газа — плазменное состояние. Удельное
электрическое сопротивление плазмы зависит
от температуры. При малых температурах оно
составляет величину порядка 100 Ом/м, а при
температуре 100 млн градусов снова достигает
электросопротивления металла.
По мере уменьшения удельного
сопротивления плазмы ток, первоначально текущий
однородно по сечению проводника, начинает
вытесняться из объема проводника на его
поверхность. Это явление называется скин-
эффектом.
В этот момент происходит другое
физическое явление, заключающееся в том, что
ток, текущий по поверхности плазменного
проводника, стремится сжать вещество. Это
легко понять, если представить ток как
большое число параллельно текущих нитевидных
токов. Взаимные магнитные силы притягивания
стремятся сжать токи к оси вместе с плазмой,
находящейся внутри токового слоя. Такой
самостягивающийся разряд называют
динамическим Z-пинчем. Это простейший объект,
в котором проявляются как электрические,
так и газодинамические свойства плазменного
проводника.
В 30-х годах XX столетия один из
основоположников физики плазмы, американский
ученый Беннет рассмотрел условия стационарного
существования Z-пинча, когда магнитная сила
стягивания пинча, пропорциональная квадрату
тока, уравновешивается силой расталкивания
горячей плазмы за счет ее внутреннего
давления. Беннет нашел, что равновесие возможно
при выполнении условия I2 = 3 • 10~10 NT,
Замечательно, что в этом соотношении
присутствуют только интегральные величины:
полный ток / (А), текущий по цилиндрическому
пинчу, число частиц на сантиметр длины
пинча N (1/см) и температура частиц в пинче
Г (эВ). В начале 50-х годов, когда появилась
идея создания управляемой термоядерной
реакции в лаборатории, физики, вовлеченные
в эту программу, прежде всего обратили
внимание на Z-пинч. Термоядерная реакция
может происходить при температуре выше
100 млн градусов, или 10 кэВ. При токах
в несколько миллионов ампер, достижимых
в то время, нужно было, согласно формуле
Беннета, создать цилиндрический плазменный
Z-пинч с числом частиц порядка 1018. Тогда
давление магнитного поля сожмет пинч,
совершив работу, и нагреет его до необходимой
для термоядерной реакции температуры. Это
простейший объект, в котором термоизоляция
термоядерной плазмы осуществляется за счет
удержания плазмы вдали от стенок камеры
магнитным полем.
Эксперименты с Z-пинчем были проведены
в Советском Союзе, Великобритании, Америке.
Вскоре стало ясно, что Z-пинч неустойчив
и быстро распадается после его образования.
Физические причины такой неустойчивости
очевидны и изображены на рис. 1. Если по
какой-то причине на поверхности Z-пинча
возникла, перетяжка, то равновесие Беннета
не выполняется в районе перетяжки, так как
ток, текущий вдоль Z-пинча, одинаков по всей
длине, а число частиц в перетяжке после
выравнивания давления и температуры внутри
пинча, очевидно, меньше. Перетяжка в этих
условиях будет продолжать сжиматься, и пинч
потеряет свою однородность. Возникновение
неустойчивости перетяжки настолько просто,
что ее трудно предотвратить. Время развития
этой неустойчивости определяется временем
вытекания части плазмы из области
перетяжки. Оно весьма коротко, и за это время
не успевает произойти достаточного числа
термоядерных реакций.
Стало очевидно, что Z-пинч в простом
варианте не может служить устройством для
получения мощной термоядерной реакции.

Z-ПИНЧ - САМОСТЯГИВАЮЩИЙСЯ РАЗРЯД
55
Рис. 1. Образование перетяжки на равновесном Z-пинче
Однако физики продолжали изучать этот
объект и искать ему применения. Наиболее
очевидный способ избежать описанной выше
неустойчивости — организовать необходимый
процесс быстрее, чем разовьется
неустойчивость. Это уже другой вид пинчей, в которых
нагрев плазмы осуществляется не омическим
способом, а электродинамическим ускорением.
Первоначально газ или плазма
представляют собой полую цилиндрическую оболочку,
через которую начинает протекать мощный
разряд. Ток величиною в млн А течет вдоль
оболочки с радиусом и длиной в несколько
см и создает вокруг оболочки магнитное
поле напряженностью в сотни кЭ. Давление
магнитного поля разгоняет вещество оболочки
до скоростей в сотни км/с, и в момент прихода
вещества на ось происходит остановка потоков
и переход энергии движения в тепло.
Таким способом можно достичь очень
высоких концентраций энергии, к чему и
стремятся ученые. На первом этапе за счет
правильного построения генераторной батареи
и системы подводов тока к пинчу удается
сконцентрировать энергию, первоначально
запасенную в конденсаторной батарее с объемом в
несколько кубических метров, в виде магнитной
энергии, окружающей Z-пинч, в объеме в
несколько десятков кубических сантиметров.
Это обеспечивает современная высоко развитая
электротехника. На втором этапе за счет
кумуляции радиального потока плазмы на
ось мыслимо сконцентрировать эту энергию в
цилиндре с радиусом в несколько миллиметров.
Если в качестве первичного источника
энергии использовать современную рекордную
конденсаторную батарею с энергозапасом до
10 МДж, то при этом есть надежда достигнуть
концентрации энергии, дающей плазму с
температурой в десятки миллионов градусов
и плотностью, приближающейся к плотности
твердого тела. В такой плазме из тяжелых
веществ возможна 30-50-кратная ионизация
атомов. Магнитное поле вокруг пинча будет
порядка ста миллионов эрстед. Такой Z-пинч
является лабораторным объектом,
позволяющим изучать уникальное состояние вещества.
Так, например, внешние электронные оболочки
атомов будут уже определяться не
электрическими силами в атоме, а магнитным полем.
Кроме того, такая плазма является
источником рентгеновского излучения. В последние
десятилетия ученые, работающие в области
мощной электротехники и импульсной
физики плазмы, ставят две важнейшие задачи:
создание мощных рентгеновских источников
и достижение импульсной термоядерной
реакции. На базе импульсной электротехники
предполагается достичь поджига
термоядерного микровзрыва с энерговыделением,
эквивалентным взрыву нескольких сот килограммов
взрывчатки. В начале 80-х годов физики из
лаборатории Сандия (США) и Курчатовского
института (Россия) предложили использовать
импульсные генераторы тока для создания
динамического Z-пинча для поджига
термоядерной реакции. Эти исследования ведутся
уже более 15 лет, и в последние годы получены
существенные достижения, о которых пойдет
речь ниже.
Процесс динамического пинча, в котором
плазменная оболочка сжимается давлением
магнитного поля, также неустойчив.
Последствия неустойчивости иллюстрирует рис. 2.
Пусть на оболочке возникла перетяжка—часть
оболочки, слегка ушедшая вперед. Головка этой
перетяжки движется с ускорением,
определяемым давлением магнитного поля и массой
головки. В крыльях перетяжки вещество имеет
возможность двигаться вдоль плазменного слоя
по инерции. Поэтому вещество из головки
утекает вдоль крыльев, масса вещества в головке
уменьшается, а ускорение увеличивается. Если
учесть, что давление магнитного поля в головке
больше, чем в крыльях, то очевидно, что
относительно крыльев головка быстро убегает к
центру. Это проявление универсальной
неустойчивости Рэлея—Тейлора. Оно было детально
изучено в связи с проблемой инициирования
термоядерного взрыва. Единственный способ
борьбы с неустойчивостью Рэлея-Тейлора —
это качество эксперимента. Надо организовать
эксперимент таким образом, чтобы
ускоряемая оболочка не имела даже самых мелких
перетяжек, и вещество с высокой степенью
однородности было распределено вдоль оси

56
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
6
а б
5
4
3
2
1
О 1 20 1 2
Рис. 2. Численное моделирование разрушения
плазменной оболочки, ускоряемой магнитным давлением.
Изображены линии уровня плотности; а — состояние
первоначально однородной по длине оболочки на момент
сжатия ее от начального радиуса 6 см до радиуса
2,5 см; б — то же, но плотность оболочки вначале была
промодулирована на 10 %
цилиндра. Только в этом случае можно
осуществить необходимое сжатие оболочки до того,
как неустойчивость Рэлея-Тейлора разовьется
и разрушит оболочку. Ученые многих
лабораторий мира, занимающиеся проблемой создания
ярких рентгеновских источников на основе
динамических Z-пинчей, много лет
преодолевают трудности, связанные с неустойчивостью
оболочки, сжимаемой магнитным полем. Только
в последние годы ученые лаборатории Сандия в
США сумели достичь существенного прорыва.
Их достижением является высокоэффективное
преобразование магнитной энергии Z-пинча
в импульс мягкого рентгеновского излучения
с длительностью в несколько наносекунд, в
то время как импульс тока, ускоряющего
оболочку, нарастал более 50 не. Было получено
рекордное количество равновесного
рентгеновского излучения — около 1 МДж. При такой
энергии уже можно говорить об использовании
импульса рентгеновского излучения для под-
жига термоядерного микровзрыва.
Трансформация большого количества
магнитной энергии в рентгеновское излучение и
создание мощного источника рентгена в широком
спектральном диапазоне, начиная от сотен эВ
до десятков кэВ на основе Z-пинча, является
одной из важнейших научно-технических
задач текущего десятилетия.
Успех лаборатории Сандия в генерации
мягкого рентгеновского излучения весьма
значителен. Однако он не решает всей задачи.
Необходимо найти такой путь, на котором
можно было бы управлять спектром
импульсного рентгеновского источника. В
Курчатовском институте в Москве развивается
оригинальный подход, основанный на идее
превращения магнитной энергии сначала в
кинетическую энергию сжимаемой плазмы,
а затем в тепловой поток вдоль Z-пинча.
Эта схема позволяет с достаточно высокой
эффективностью сконцентрировать тепловую
энергию в объеме тонкой пластинки радиатора
с площадью масштаба 1 см, находящегося на
торце цилиндра. Меняя состав вещества
радиатора, можно менять спектр рентгеновского
излучения в необходимых для практического
использования пределах.
Мощный электрический разряд всегда был
в центре внимания физиков. По мере появления
новых технических возможностей физики
возвращались к сильноточному электрическому
разряду и каждый раз сталкивались с тем,
что этот вроде бы простой физический объект
есть совокупность весьма сложных явлений,
порой необъяснимых в данный момент. В
подтверждение этих слов приведем
выдержки из монографии, изданной в 1781 году
и описывающей исследования голландского
физика Мартинуса Ван Марума, который
200 лет назад построил гигантскую даже
по современным масштабам электрическую
батарею, заряжаемою электрофорной машиной
с диском диаметром 2 м. Ван Марум изучал
взрыв электрических проводников. Нам мало
известно о характере разряда, но
эксперименты наглядно демонстрируют, что
электрический взрыв проводника — довольно сложное
явление. Электрический взрыв проводников
остается и доныне объектом исследования. В
современных экспериментах на каждую
частицу взрывающегося проводника приходится
энергия в несколько кэВ, то есть в тысячу
раз больше, чем у Ван Марума. В результате
взрыва образуется горячая плазма, сильно
излучающая рентгеновские кванты. Как и
200 лет назад, теории процесса не создано,
а есть только численное моделирование этого
процесса. Но пока не удается выбрать из многих
теоретических моделей единственно верную
для данного эксперимента.
Сжимающийся сильноточный
электрический разряд представляет собой сложное
физическое явление, которое изучается уже
не одно столетие. Это пример того, что даже
простой объект может оказаться трудным
для понимания, так как в нем происходят
сложные трехмерные физические процессы, а
теория пока свободно оперирует лишь в области
одномерных и двумерных процессов.

Б.А. Арбузов
ПОДКРИТИЧЕСКИИ ЯДЕРНЫЙ РЕАКТОР
Введение
Основным прикладным результатом
фундаментальных исследований в ядерной
физике явилось становление ядерной энергетики.
Энергия, производимая в ядерных реакторах,
составляет около б % всего мирового
производства энергии. В таких странах, как Франция и
Швеция, атомные электростанции дают более
половины всей электроэнергии.
Однако развитие атомной энергетики
породило и общественные проблемы, которые
наиболее ярко проявились в трагической
Чернобыльской катастрофе. После Чернобыля
проблемы опасности для здоровья людей и
окружающей среды, связанные с ядерной
энергетикой, вызвали обоснованную
негативную реакцию общественного мнения. Поэтому
развитие безопасной ядерной энергетики,
проведение фундаментальных исследований по
этой тематике в последние годы привлекают
повышенное внимание.
Уже давно известен возможный безопасный
вариант — освоение управляемого
термоядерного синтеза. Но, несмотря на
принципиальную осуществимость этой программы, до
сих пор перед исследователями стоят еще
не преодоленные технологические трудности.
Для завершения работ необходимы большие
средства и значительное время.
В то же время достаточно давно известен
и другой вариант безопасной энергетики,
основанный на работе ядерного реактора,
работающего в подкритическом режиме, для
чего требуется облучение реактора потоком
нейтронов. Эти нейтроны могут быть получены
с помощью интенсивных пучков протонов
или более тяжелых ядер. В последние годы
значительно активизировалась работа как в
области фундаментальных исследований в этом
направлении, так и в разработке конкретных
проектов установок, производящих энергию.
Атомный реактор
Источником энергии ядерного реактора
служит процесс деления тяжелых ядер. Ядра
состоят из нуклонов, то есть протонов и
нейтронов. При этом количество протонов Z
определяет заряд ядра Ze и равно номеру
элемента в периодической системе Менделеева, а
массовое число ядра А равно суммарному
количеству протонов и нейтронов. Ядра, имеющие
одинаковое число протонов, но различное число
нейтронов являются различными изотопами
одного и того же элемента и обозначаются
символом элемента с атомным весом слева
вверху. Например, существуют следующие
изотопы урана: 238U, 235U, 233U,...
Масса ядра М не равна просто сумме масс
составляющих его частиц, а меньше этой суммы
на величину ДМ, определяющую энергию
связи АЕ = А(А) • А • с2,
М = Zmp + (А - Z)mn - А(А) • А,
где А(А) • с2 — энергия связи, приходящаяся
на один нуклон. Величина А(А) определяется
строением соответствующего ядра и зависит
от массового числа. Пренебрегая мелкими
деталями, можно описать эту зависимость
плавной кривой, возрастающей при малых А,
достигающей максимума в середине таблицы
Менделеева и убывающей после максимума к
большим значениям А. При разделении
тяжелого ядра с массовым числом А и с массой М на
два ядра А\ и А2 с массами соответственно М\ и
М2, суммарное массовое число А\ + А2 меньше
или равно А, так как в процессе деления могут
вылететь несколько нейтронов. Возьмем для
наглядности случай А\ + А2 — А. Рассмотрим
величину разности масс начального ядра и
двух конечных ядер, причем будем считать, что
А\ « Ач, так что A(Ai) = А(А2) и пренебрежем
энергией, уносимой нейтронами:
AM = М -М1-М2 =
= -А(А) • А + А(Аг) • (Аг + А2) =
= А.(А(А1)-А(А)).
Если А соответствует тяжелому ядру в
конце периодической системы, то А\ находится
в середине и имеет максимальное значение
A(Ai). Это означает, что ДМ > 0 и,
следовательно, в процессе деления выделяется энергия
Ед = АМ-с2. (1)
Для тяжелых ядер, например для ядер
урана, (A(Ai) - А(А))с2 « 1 МэВ, так что при
А « 200 имеем оценку Ед « 200 МэВ. Например,
средняя энергия, выделяемая при делении ядра
235U, равна 180 МэВ.
Таким образом, тяжелые ядра являются
потенциальными источниками энергии. Однако
самопроизвольное деление ядер происходит
исключительно редко и практического
значения не имеет. Если же в тяжелое ядро
попадает нейтрон, то процесс деления может
резко убыстриться. Это явление происходит
с различной интенсивностью для различных
ядер и мерой его служит эффективное
поперечное сечение процесса оЭфф. Представим себе
пучок частиц, например нейтронов, падающий

58
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
на мишень, состоящую из ядер. Пусть АГ0 —
число нейтронов в пучке, п — число ядер в
единице объема (1 см3). Пусть нас интересует
число событий определенного сорта, например,
деление ядер мишени. Тогда число таких
событий N будет определяться соотношением
N = ЛГ0п/аЭфф, (2)
где I — длина мишени. Величина (ТЭфф
называется эффективным поперечным сечением
процесса (в данном случае процесса деления) при
заданной энергии Е, соответствующей энергии
налетающих нейтронов. Как видно из формулы
(2), эффективное сечение имеет размерность
площади (см2). Оно имеет вполне понятный
геометрический смысл площади той площадки,
при попадании в которую происходит
интересующий нас процесс. Очевидно, если сечение
большое, процесс идет интенсивно, маленькое
сечение соответствует малой вероятности
попадания в эту площадку, следовательно, в этом
случае процесс происходит редко.
Пусть для некоторого ядра мы имеем
достаточно большое эффективное сечение процесса
деления. При этом, как уже отмечалось, наряду
с двумя большими осколками А\ vi А%, может
вылететь несколько нейтронов п. Среднее число
этих дополнительных нейтронов называется
коэффициентом размножения и обозначается
символом коо. Тогда реакция идет по схеме
п + А ->- Ах + А2 + кооП... (3)
Родившиеся в процессе (3) нейтроны в
свою очередь реагируют с ядрами А, что
дает новые реакции деления и новое, еще
большее число нейтронов. Если к^ > 1, такой
цепной процесс происходит с нарастающей
интенсивностью и, вообще говоря, приводит
к взрыву с выделением огромного
количества энергии. Однако процесс этот можно
контролировать. Во-первых, не все нейтроны
попадают в ядро А, они могут выйти наружу
через внешнюю границу реактора, могут
поглотиться в веществах, специально вводимых
в реактор. Таким образом, величину коо,
характеризующую процесс (3), можно уменьшить
до некоторой величины &Эфф, незначительно
превышающей единицу. В этом случае можно
успеть отвести производимую энергию и работа
реактора становится устойчивой. Тем не менее
при кЭфф > 1 реактор работает в критическом
режиме. Неполадки с отводом энергии могут
привести к нарастающей цепной реакции и
катастрофе. Разумеется, во всех действующих
системах предусмотрены меры безопасности,
однако аварии, пусть с малой вероятностью,
могут происходить и, к сожалению, происходят.
Как выбирается рабочее вещество для
атомного реактора? Необходимо, чтобы в
топливных элементах присутствовали ядра
изотопа с большим эффективным сечением деления.
Изотопы, характеризуемые оЭфф, существенно
большим единицы, обычно называют
делящимися изотопами, и именно с их применением
можно осуществлять цепную реакцию деления.
Основных делящихся изотопа три — 235U,
233 U и 239Ри. В табл. 1 приведены значения
эффективного сечения деления для некоторых
изотопов при реакциях с достаточно быстрыми
нейтронами с характерными энергиями
порядка нескольких МэВ (1 барн = 10~24 см2).
Таблица 1
Изотоп
Фэфф, б
232 грг^
0,006
233-у
2,784
235-д
1,972
238 jj
0,025
239ри
1,781
Из табл. 1 видно, что есть две группы
значений сечений: большие (235U, 233U и 239Pu)
и малые (232Th, 238U). Для оценки расстояния,
которое должен пролететь нейтрон, чтобы
произошло событие деления, можно
воспользоваться формулой (2). При N = No = 1
* = -L_.
Здесь п = р/(Ат) — концентрация ядер,
р — плотность вещества, т = 1,66 • Ю-27 кг —
атомная единица массы. Для урана и тория
п = 4,8 • 1022 см~3. Тогда для 235U I = 10 см, а
для 232ТЪ / = 35 см. Таким образом, для
реального осуществления процесса деления следует
использовать делящиеся изотопы (235U, 233U
и 239Pu). Изотоп 235U в небольшом количестве
содержится в природном уране, поэтому в
качестве топлива обычно используют уран,
обогащенный 235U. При этом в процессе работы
реактора вырабатывается значительное
количество еще одного расщепляющегося изотопа
239 Ри. Плутоний получается в результате
цепочки реакций
238П + п _> (у)239и _> (p)239Np _> (P)239pU5
(4)
где у означает излучение фотона, ар — (3-рас-
пад по схеме
Z-+(Z + l) + e-+v. (5)
Здесь Z — заряд ядра, е~ — электрон, v —
электронное антинейтрино. При распаде (5)
происходит переход к следующему элементу
таблицы Менделеева с тем же атомным весом А.
Необходимо отметить, что изотопы А\
и А2, получающиеся в процессе деления,
как правило, являются радиоактивными с
временами полураспада от года до сотен тысяч
лет, так что отходы атомных электростанций
(выгоревшее топливо) очень опасны и требуют
специальных мер хранения. Здесь возникает
проблема геологического хранения, которое

ПОДКРИТИЧЕСКИЙ ЯДЕРНЫЙ РЕАКТОР
59
должно обеспечивать надежность на миллионы
лет вперед.
Таким образом, несмотря на очевидную
пользу современной атомной энергетики,
основанной на работе ядерных реакторов в
критическом режиме, она имеет серьезные недостатки.
Это, во-первых, риск аварий, аналогичных
Чернобыльской, а во-вторых, проблема
радиоактивных отходов.
Предложение использовать для атомной
энергетики реакторы, работающие в подкрити-
ческом режиме, полностью разрешает первую
проблему и в значительной мере облегчает
решение второй.
Ядерный реактор в подкритическом
режиме как усилитель энергии
Пусть собран атомный реактор, имеющий
эффективный коэффициент размножения
нейтронов &Эфф немного меньше единицы. Если
облучить это устройство постоянным внешним
потоком нейтронов TVo, то каждый нейтрон (за
вычетом вылетевших наружу и поглощенных,
что учтено в &Эфф) вызовет деление, которое
даст дополнительный поток АГ0А:Эфф; каждый
нейтрон из этого числа снова произведет в
среднем кЭфф нейтронов, что даст дополнительный
поток А^о&эфф и т. д. Таким образом, суммарный
поток нейтронов, дающих процессы деления,
оказывается равным
N = N0(l + &эфф + /гэ2фф + *4ф + •••) =
оо
= ЛГо$>зфф- (6)
п=0
Если &Эфф > 1, то ряд в (6) расходится, что и
является отражением критического поведения
процесса в этом случае. Если же &Эфф < 1, ряд
сходится и по формуле суммы геометрической
прогрессии имеем
N =
N0
1 ^эфф
Выделенная в единицу времени энергия
(мощность) определяется выражением
P = N-ER-k =
NpEAk
1 &эфф
(7)
где к < 1 — коэффициент, равный
отношению числа нейтронов, вызвавших деление, к
полному их числу. Этот коэффициент зависит
от конструкции установки, используемых
материалов и т.д. Он надежно вычисляется. В
рассматриваемых ниже примерах к = 0,6.
Для получения первоначального потока
нейтронов iVo можно использовать ускоритель,
дающий достаточно интенсивный поток
протонов или других частиц, которые, реагируя
с некоторой мишенью, порождают большое
количество нейтронов. Действительно, при
столкновении с массивной свинцовой мишенью
каждый протон, ускоренный до энергии 1 ГэВ
производит в результате развития ядерного
каскада в среднем 22 нейтрона. Их энергии
составляют несколько МэВ, что как раз
соответствует работе реактора на быстрых
нейтронах. Поток нейтронов можно выразить
через ток пучка в ускорителе:
No = —,
(8)
где е — заряд протона, п — среднее число
нейтронов. Если записать энергию в эВ, то есть
представить Ед = eVA, где V —
соответствующий этой энергии потенциал в вольтах, то с
учетом (8) можно переписать (7) в виде
Р =
Удпк
Мощность установки
VAnk
Р =
V(l - кэфф)
^эфф
VI = ДоРо,
(9)
где V — потенциал, соответствующий энергии
ускорителя, так что мощность пучка
ускорителя Pq = VI, а До в (9) есть коэффициент
усиления этой мощности. Пусть кЭфф = 0,98, что
обеспечивает надежный запас подкритичности.
Все остальные величины известны, так что для
протонного ускорителя энергией 1 ГэВ
180-Ю6-22-0,6
*° 10». 0,02 12°-
(10)
Полученный коэффициент усиления,
равный 120, очень велик. Однако такой
коэффициент соответствует идеальному случаю, когда
полностью отсутствуют потери энергии и в
ускорителе^ и при производстве
электроэнергии. Для получения реального коэффициента
нужно умножить До на эффективность
ускорения г у и на КПД тепловой электростанции гэ.
Тогда Д = гугэД(). Эффективность ускорения
может быть достаточно высокой, например, в
реальном проекте сильноточного циклотрона
энергией 1 ГэВ гу = 0,43. Эффективность
производства электроэнергии может
составлять 0,42. Окончательно, реальный
коэффициент усиления Д = 21,8. Это достаточно высокая
цифра, так как всего 4,6 % производимой
установкой энергии нужно возвращать для
поддержания работы ускорителя. Следует
подчеркнуть, что реактор работает только при
включенном ускорителе и никакой опасности
неконтролируемой цепной реакции не
существует.

60
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Воспроизводство топлива
Для производства энергии в подкритиче-
ском режиме требуется использование
реактора на быстрых нейтронах. В качестве
топлива можно использовать 239Pu, 235U,
233U. Последний вариант, связанный с 233U,
имеет ряд преимуществ. Этот изотоп может
воспроизводиться в реакторе при облучении
интенсивным потоком нейтронов, а это и
есть непременное условие работы реактора
в подкритическом режиме. Пусть в качестве
рабочего вещества выбрана смесь природного
тория 232Th и 233U. Тогда при облучении
реактора нейтронами, полученными с помощью
ускорителя, идут два основных процесса:
во-первых, при попадании нейтрона в 233и
происходит деление, являющееся источником
энергии, и, во-вторых, при захвате нейтрона
ядром 232Th идет цепочка реакций
п + 232Th _> (y)233Th _> ((3)233ра ^ (0)233^
(И)
Каждая реакция деления приводит к убыли
одного ядра 233U, а каждая реакция (11)
приводит к появлению такого ядра. Если
сравнить вероятности процесса деления и
процесса (11), то количество 233U при работе
реактора остается постоянным, то есть топливо
воспроизводится автоматически. Вероятности
процессов определяются их эффективными
сечениями (2). Из этой формулы вытекает
условие стабильной работы реактора с постоянным
содержанием 233U:
n(232Th) • а3ахв(232ТЬ) = n(233U) • адел(233и),
(12)
где п — плотность ядер соответствующего
изотопа. Сечение деления адел(233и) = 2,784 барн
(табл. 1), а сечение захвата нейтрона торием
при тех же энергиях а3ахв(232Тп) = 0,387 барн.
Отсюда отношение концентраций урана-233 и
тория-232
n(233U) _ g(232Th) 0,387 _
n(232Th) - а(2ззП) ~ 2,784 " '
Таким образом, если в качестве рабочего
вещества выбрать смесь из 86%
природного тория и 14% изотопа 233U, то такой
состав будет длительное время сохраняться
при работе реактора. Положение изменится
после того, как будет выработано достаточно
большое количество тория. После этого нужно
производить смену рабочего вещества, но 233U
следует выделить из отработанного вещества
и использовать в следующей загрузке. Для
оценки времени, которое может проработать
реактор при одной загрузке, рассмотрим
параметры установки, предлагаемые группой
проф. К. Руббиа, объединяющей физиков и
инженеров из ряда западноевропейских стран.
Ток ускорителя равен 12,5 мА при энергии
1 ГэВ, исходная масса топлива, состоящего из
окислов 232Th02 и 233U02, — 28,41 т. Начальное
количество ядер 232Th — 5,58 • 1028. При
приведенном значении тока производится 1,72 • 1018
нейтронов в секунду. В силу соотношений (12) и
(2) половина нейтронов захватывается торием.
Это соответствует 2,7 • 1025 захватов в год.
Отсюда делается заключение, что при времени
работы на одной загрузке порядка нескольких
лет будет выработано менее процента всего
количества тория. В проекте принята
периодичность замены топлива раз в 5 лет.
Необходимо отметить, что продукты
деления 233U, представляющие большую
радиационную опасность, с большой вероятностью
участвуют в реакциях с нейтронами, в
результате которых наиболее опасные продукты
деления со средним временем жизни
"пережигаются", то есть либо переходят в устойчивые
изотопы, либо, наоборот, в очень нестабильные,
которые быстро распадаются. Таким образом,
отпадает необходимость геологического
хранения отходов работы атомной электростанции.
Это еще одно несомненное преимущество
подкритического режима работы ядерного
реактора. При этом, разумеется, часть потока
нейтронов расходуется на пережигание
отходов, что несколько понижает коэффициент
усиления R. Однако эти затраты, вне всякого
сомнения, оправданы. Нужно отметить, что
усилитель энергии может быть использован
и для утилизации запасов плутония. Это
достигается просто заменой 233U на 239Ри в
первоначальной загрузке совместно с торием.
Тогда в процессе работы реактора плутоний
будет перерабатываться в 233U. Усилитель
энергии может перерабатывать не только свои
отходы, но и "чужие", например,
переработанные на обычных тепловых АЭС. На это
потребуется еще дополнительный нейтронный
поток.
О выборе сорта частиц в ускорителе
В проекте группы К. Руббиа, а также в ряде
других проектов для получения пучка
нейтронов предлагается использовать ускоритель
протонов. Действительно, технология
сооружения сильноточных ускорителей протонов
хорошо разработана, изучены процессы рождения
нейтронов при взаимодействии пучка протонов
с массивными мишенями.
Однако в последние годы развиваются
исследования с использованием пучков более
тяжелых ядер высоких энергий, в том числе и в
применении к проблеме создания интенсивных
пучков нейтронов. В этом случае при
столкновений ускоренного ядра с ядром мишени
рождается некоторое количество нейтронов и
ядерные фрагменты, которые, будучи
достаточно энергичными, сами вступают в реакции,
порождающие нейтроны и новые ядерные

ПОДКРИТИЧЕСКИЙ ЯДЕРНЫЙ РЕАКТОР
61
фрагменты, вновь вступающие в реакции и т. д.
Такой процесс называется ядерным каскадом. В
результате развития ядерного каскада
рождается значительное число нейтронов. Проблема
заключается в выборе исходной частицы,
дающей максимальное число нейтронов на
единицу затраченной на ее ускорение энергии.
Для анализа процессов, вызываемых
ускоренными ядрами, удобно ввести удельную
энергию, то есть энергию
Е* = Е/А,
приходящуюся на один нуклон. В первом
приближении ядро, летящее в пучке с энергией Е,
можно рассматривать, как совокупность А
нуклонов с энергией Е* каждый. Тогда действие
пучка ядер представляется эквивалентным
действию пучка протонов в А раз более
интенсивного и в А раз менее энергичного,
что даст то же число нейтронов на единицу
затраченной на ускорение энергии (при этом
ускорение ядер — процесс технологически
более сложный, чем ускорение протонов).
Однако этот вывод справедлив лишь в
первом приближении. Величина п в выражении
(8), вообще говоря, является функцией двух
переменных Е и А, а не только их отношения Е*.
С одной стороны, эту зависимость можно
рассчитать на основе теоретической модели,
а с другой стороны — изучить на опыте.
Теоретический расчет дает максимальное число
нейтронов на единицу затраченной энергии
для пучка дейтронов 2Н, далее с ростом А
эффективность ядерного пучка медленно
убывает. В эксперименте проявился неожиданный
эффект. Эти экспериментальные результаты
были получены двумя группами физиков
на синхрофазотроне Объединенного института
ядерных исследований (ОИЯИ) в г. Дубна
(Россия), работающего в режиме ускорения
пучков ядер. Обе группы получили
согласующиеся между собой результаты: измеренный
поток нейтронов, порожденный пучком ядер
12С с полной энергией 44 ГэВ (Е* = 3,65 ГэВ),
в полтора раза превышает теоретический.
При этом отклонение результатов наблюдений
от расчетных предсказаний начинается при
достаточно большом значении энергии Е,
превышающем 22 ГэВ. С большой степенью
уверенности причиной такого рассогласования
можно считать коллективные эффекты в ядрах.
Дело в том, что при столкновении двух
ядер наряду с взаимодействием отдельных
составляющих их нуклонов между собой может
происходить обмен энергией между
взаимодействующими ядрами как целыми, то есть
используется вся энергия 44 ГэВ, запасенная
ядром 12С. В результате образуется сильно
возбужденное ядерное состояние, дающее при
развале большое количество также
возбужденных ядерных фрагментов. По-видимому,
эти процессы с заметной интенсивностью
происходят при значениях энергии Е выше
40 ГэВ.
В настоящее время исследуется
возможность того, что для коллективных эффектов
в ядре важным является действие вязкости
ядерной материи, что приводит к
эффективному трению при движении частиц в ядре. Такое
трение приводит к расширению области
взаимодействия налетающего ядра и ядра мишени.
Вследствие этого увеличивается вероятность
вылета возбужденных ядерных фрагментов и,
в конечном счете, к увеличению выхода
нейтронов. Справедливость такой интерпретации
составляет в настоящее время предмет
теоретических и экспериментальных исследований.
Изучение этой проблемы даст возможность
выбрать оптимальный пучок для поддержания
работы подкритического ядерного реактора. В
самом деле, усиления ядерных каскадов при
реакциях тяжелых ядер с достаточно высокой
энергией может привести к выводу о
преимуществе использования тяжелых ядер вместо
протонов для описанной выше установки.
Таким образом, технический вопрос о выборе
пучка для генерации потока нейтронов связан
с фундаментальными проблемами физики ядра
и элементарных частиц.
Ядерный реактор в природе
Геологические исследования показали, что
самоподдерживающаяся цепная реакция
деления может осуществляться и реально
осуществлялась в природе. В африканском
государстве Габон, в местечке Окло имеются
залежи урана с сильно пониженным
содержанием 235U — 0,64% вместо обычного 0,72%.
Изучение геологии района показало, что здесь
существуют мощные урановые жилы в виде
линзы с содержанием урана в руде более 20 %.
Времена полураспада 238U и 235и составляют
соответственно 4,51 • 109 и 7,13 • 108 лет. Это
означает, что раньше содержание делящегося
изотопа было больше, например, 2 млрд лет
тому назад оно составляло около 3 %. При
таком обогащении урана цепная реакция может
развиваться в естественной смеси урана с
водой. Исследования доказали, что именно это
и происходило 2 млрд лет тому назад. Работа
природного реактора продолжалась сотни
миллионов лет, что определяется по количеству
наработанного плутония. Выгоранием 235и при
работе природного реактора и объясняется
низкое его содержание в уране из этого
месторождения.
Литература
1. Вальтер А. К., Залюбовский И. И. Ядерная
физика. Харьков: Основа, 1991.
2. Воронько В. А. и др. Атомная энергия. 1990.
Т. 68. С. 449; 1991. Т. 71. С. 563.

AS. Литвак
НА ПУТИ К УСКОРИТЕЛЯМ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ XXI ВЕКА
Современные ускорители
заряженных частиц
В настоящее время широкое применение в
науке и технике нашли ускорители
заряженных частиц — установки для получения пучков
заряженных частиц (протонов, электронов,
античастиц, ядер других атомов) высоких
энергий — от десятков кэВ (103 эВ) до
нескольких ТэВ (1012 эВ). В технике такие
ускорители используются для получения
изотопов, упрочнения поверхностей материалов и
производства новых материалов, для создания
источников электромагнитного излучения (от
микроволнового до рентгеновского излучения),
широко применяются в медицине и т. д. Однако,
по-прежнему, к числу основных областей
применения ускорителей относятся ядерная
физика и физика высоких энергий.
Современные ускорители заряженных частиц —
главные источники информации для физиков,
изучающих вещество, энергию, пространство и
время. Подавляющее большинство
элементарных частиц, известных сегодня, не встречаются
в естественных условиях на Земле и получены
на ускорителях. Именно потребности физики
элементарных частиц являются главным
стимулом для развития ускорительной техники,
и в первую очередь для повышения энергии,
до которой могут быть ускорены заряженные
частицы.
В современной физике высоких энергий
используются ускорительные установки двух
типов. Традиционная схема эксперимента на
ускорителе такова: пучок заряженных
частиц ускоряется до максимально возможной
энергии и затем направляется на
неподвижную мишень, при столкновении с частицами
которой рождается множество элементарных
частиц. Измерения параметров рождающихся
частиц дают богатейшую экспериментальную
информацию, необходимую для проверки (или
создания) современной теории элементарных
частиц. Эффективность реакции определяется
энергией сталкивающейся с мишенью частицы
в системе центра масс. Согласно теории
относительности при неподвижной мишени
и одинаковых массах покоя сталкивающихся
частиц энергия реакции
где Е — энергия налетающей на мишень
частицы, гао — ее масса, с — скорость света.
Так, при соударении с неподвижной мишенью
протона, ускоренного до энергии 1000 ГэВ,
только энергия 42 ГэВ идет на рождение новых
частиц, а большая часть энергии расходуется
на кинетическую энергию частиц, родившихся
в результате реакции.
Предложенные в конце 60-х годов XX века
ускорители на встречных пучках (коллай-
деры), в которых реакция осуществляется при
столкновении встречных ускоренных пучков
заряженных частиц (электронов и
позитронов, протонов и антипротонов и др.) дают
существенный выигрыш в энергии реакции.
В коллайдерах энергия реакции равна сумме
энергий сталкивающихся частиц Е\ + Е<ь, то
есть при равных энергиях частиц выигрыш
составляет ^2E/m,QC2. Разумеется,
эффективность коллайдера оказывается более низкой,
чем ускорителя с неподвижной мишенью,
так как частицы двух разреженных пучков
сталкиваются между собой гораздо реже, чем
частицы пучка и плотной мишени. Тем не
менее основная тенденция физики высоких
энергий — это продвижение во все более
высокие энергии, и большинство крупнейших
ускорителей сегодня — это коллайдеры, в
которых ради достижения рекордных энергий
жертвуют числом столкновений.
Современные ускорители заряженных
частиц являются самыми крупными
экспериментальными установками в мире, причем
энергия частиц в ускорителе линейно связана
с его размером. Так, линейный ускоритель
электронов SLC на энергию 50 ГэВ в Стэнфорд-
ском университете (США) имеет длину 3 кмг
периметр протонного синхротрона Тэватрон на
энергию 900 ГэВ в лаборатории им. Э. Ферми
(Батавия, США) составляет 6,3 км, а длина
сооружаемого в Серпухове кольца ускорительно-
накопительного комплекса УНК, рассчитанного
на энергию 3 ТэВ, равна 21 км. Самый
большой из создаваемых сегодня ускорителей —
Большой адронный коллайдер LHC на энергию
8 ТэВ, сооружаемый в 27-километровом
ускорительном тоннеле европейской организации
ядерных исследований (ЦЕРН) в Женеве.
Постоянно возрастающие размеры
ускорителей уже достигли границы разумного
соотношения физических характеристик и
финансовых затрат, превращая
строительство ускорителей в проблему национального
масштаба. Можно говорить, что чисто
инженерные решения тоже близки к своему
пределу. Очевидно, что дальнейший прогресс
в ускорительной технике должен быть связан
с поисками новых подходов и физических
решений, делающих ускорители компактнее
и дешевле в сооружении и эксплуатации.
Последнее также немаловажно, так как энерго-

НА ПУТИ К УСКОРИТЕЛЯМ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ XXI ВЕКА
63
потребление современных ускорителей близко
к энергопотреблению небольшого города.
Прикладная ускорительная наука формулирует
перед современной физикой интересную и
чрезвычайно важную проблему. Нужно
обратиться к новым достижениям в радиофизике,
физике плазмы, квантовой электронике и
физике твердого тела, чтобы найти достойные
решения.
Наиболее многообещающим является поиск
способов увеличения темпа ускорения частиц.
В современных ускорителях темп ускорения
частиц ограничен максимальной
напряженностью ускоряющего электрического поля,
которое можно создать в вакуумных системах.
Эта величина не превышает сегодня 50 МВ/м.
В более сильных полях возникают явления
электрического пробоя на стенках резонатора
и образование плазмы, поглощающей энергию
поля и препятствующей ускорению частиц.
В действительности величина максимально
допустимого высокочастотного поля зависит
от его длины волны. Современные ускорители
используют электрические поля с длиной
волны больше 10 см. Например, переход
к длине волны 1 см позволит увеличить
максимально допустимые электрические поля
в несколько раз и тем самым уменьшить
размеры ускорителя. Разумеется, для реализации
этого преимущества необходима разработка
в этом диапазоне сверхмощных источников
излучения, способных генерировать импульсы
электромагнитных волн с мощностью в сотни
МВт и длительностью импульса короче 100 не.
Это представляет собой крупную научно-
техническую проблему, решением которой
заняты многие исследовательские центры мира
(см., например, [1]).
Другой возможный путь — это отказ
от традиционных вакуумных микроволновых
резонансных систем и использование лазерного
излучения для ускорения заряженных частиц.
С помощью современных лазеров возможно
создание электрических полей с
напряженностью, намного превышающей предельные поля
в микроволновом диапазоне. Однако
непосредственное использование лазерного излучения
в вакууме не позволяет достичь эффекта
заметного ускорения заряженных частиц из-
за невозможности резонансного черенковского
взаимодействия волны с частицей, так как
скорость света в вакууме всегда больше
скорости частицы. В последние годы активно
изучаются методы ускорения заряженных
частиц лазерным излучением в газах и плазме,
причем, поскольку в сильных электрических
полях происходит ионизация вещества и
образование плазмы, в конечном счете речь идет
об ускорении заряженных частиц интенсивным
лазерным излучением в плазме.
Коллективные электрические поля в
плазме
Плазма — это ионизованный газ,
состоящий из электронов, ионов и нейтральных
атомов. Одним из важнейших свойств плазмы
является существование в ней коллективных
электрических полей, напряженность которых
может достигать очень больших величин. Такие
электрические поля связаны с нарушением
нейтральности (равенства локальных значений
концентраций электронов и ионов). Для оценки
напряженности возможного электрического
поля рассмотрим простейшую ситуацию, в
которой из некоторого плоского слоя плазмы,
состоящей из электронов и однократно
ионизированных ионов, все электроны перенесены на
расстояние I, так что внутри этого слоя остались
одни ионы. Величина электрического поля в
зазоре тогда определяется выражением
Е = 4по = AneNAx, (1)
где а — поверхностная плотность заряда в
слое, N — концентрация электронов, е — заряд
электрона, Ах — толщина слоя.
При концентрации N = 1016см~3 (в
воздухе при атмосферном давлении концентрация
молекул составляет 3 • 1019 см-3) и Ах = 0,1 см
величина напряженности поля Е = 2 • 1011 В/м.
Если I = 1 см, то возникающая разность
потенциалов равна 2 • 109 В, то есть заряженная
частица, пролетев через эту область,
приобретает энергию 2 ГэВ.
Разумеется, электрическое поле, связанное
с разделением зарядов в плазме, не может
быть статическим (не зависящим от
времени), так как даже если с помощью какого-
то первоначального воздействия нам удастся
реализовать такое полное разделение зарядов,
возникающая в сильном электрическом поле
возвращающая сила приведет к движению
слоя электронов в обратном направлении
(движением тяжелых ионов можно при этом
пренебречь). В результате электроны вернутся
к первоначальному положению, а
электрическое поле обратится всюду в нуль. Однако
набравшие скорость электроны проскочат
состояние равновесия и будут двигаться дальше,
тормозясь возникающим электрическим полем
противоположной полярности, то есть процесс
будет носить колебательный характер.
Возникающие колебания концентрации электронов и
электрического поля называются плазменными
(или ленгмюровскими) колебаниями, их
циклическая частота определяется выражением
Un2eN
у гпе
где те — масса электрона. При
концентрации N = 1016 см-3 плазменная частота
сопл «5-1012с"1. Наличие таких коллективных

64
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
плазменных колебаний облегчает проблему
создания сильных электрических полей в
плазме, так как для их возбуждения можно
использовать резонансное воздействие
относительно умеренных силовых полей.
Недавний прогресс в создании компактных
лазерных систем мощностью порядка 1012 Вт
сделал возможным использование
лазерного излучения для резонансного возбуждения
релятивистски сильных плазменных волн с
фазовой скоростью, близкой к с. В
настоящее время известен ряд схем возбуждения
плазменных волн с помощью лазерных пучков.
Наиболее перспективными из них считаются
лазерный ускоритель на биениях и лазерный
ускоритель кильватерной волной. Рассмотрим
последовательно основные физические
процессы в этих схемах ускорения и проанализируем
результаты существующих экспериментов по
проверке концепций ускорителей,
использующих коллективные плазменные волны.
Лазерный ускоритель на биениях
Рассмотрим поведение плазмы в поле двух
лазерных пучков с близкими частотами coi
и а>2, распространяющихся в одном и том
же направлении (с линейно поляризованным
электрическим полем, ориентированным вдоль
оси у). Суммарное электрическое поле
Е = Ei cos(o>i? - к\х) + Е2 cos(co2? - к2х)
может быть в этом случае представлено в виде
высокочастотной синусоиды, промодулирован-
ной в пространстве и во времени на разностной
частоте. Максимумы и минимумы модуляции
(волны биений) двигаются в направлении х
со скоростью г>гр = (coi — (o2)/(ki — к2), которая
при близких частотах coi и (й2 называется
групповой скоростью. В плазме групповая
скорость несколько меньше скорости света и
определяется выражением
^гр
Щ
СО?'
где сос — (coi + СО2)/2 — средняя частота
электромагнитных волн.
На заряженную частицу в этом поле
действует обычная сила Лоренца. В
нерелятивистском случае, который реализуется при
плотностях потока энергии лазерного
излучения, много меньшей 1019 Вт/см2, уравнение
движения электрона имеет вид
движение в направлении электрического поля
волны
eEi . , , , ч еЕ2 • . , t 7 ч
vv = sin(a>i? — kix) H suitor - к2х)
у ma>i mco2
(2)
и, кроме того, на них действует усредненная
по высокой частоте сила, являющаяся
результатом комбинированного действия обеих
лазерных волн (слагаемое v x В). Эта сила,
называемая обычно усредненной пондеромо-
торной силой или силой Миллера, направлена
вдоль х и изменяется в пространстве и времени
с частотой биений (разностной частотой coi - (02
и разностным волновым числом к\ — к2)
Fx = 1—2- COSKO)! - 0)2)* - (h - fc2)]. (3)
zmcoi CO2
Эта сила приводит к выталкиванию электронов
из областей с более сильным полем и создает
неравномерность распределения электронов в
пространстве, то есть возбуждает в плазме
коллективное пространственно-периодическое
электрическое поле на частоте биений.
Таким образом, два лазерных пучка
создают в плазме бегущую волну силового
поля, распространяющуюся в направлении х
с групповой скоростью лазерной волны. Если
эта сила окажется в резонансе с
плазменными колебаниями, то есть частота лазерных
биений совпадет с плазменной частотой, а
групповая скорость лазерной волны совпадет
с фазовой скоростью плазменной волны, то
даже при сравнительно малой величине силы
Миллера возможно резонансное возбуждение
плазменной волны с большой амплитудой
(рис. 1). (Это явление аналогично резонансному
возбуждению колебаний вынуждающей силой
в обычном колебательном контуре.)
Позже Т. Таджима и Дж. Даусон
предложили использовать возбуждаемое таким
образом электрическое поле в плазме для
ускорения заряженных частиц. Чтобы ответить
на вопрос о реальной возможности
ускорения, необходимо определить максимальную
величину электрического поля в плазменной
волне, возбуждаемой на частоте биений двух
лазерных волн. Если в формулу (1) вместо
со2, к2
dv ,^ 1 „ч
m— = e(E+-vxB),
at с
где В — магнитное поле лазерных волн, v —
вектор скорости. Под действием
электрического поля электроны совершают колебательное
Рис. 1. Механизм генерации плазменной волны биений
двумя лазерными пучками

НА ПУТИ К УСКОРИТЕЛЯМ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ XXI ВЕКА
65
Ах подставить Ах = Хр/(2к) = с/а>пл, гДе ^>
длина плазменной волны, то получим
Ем = а
ШССОо
(4)
^гр = С
Здесь а — максимальная глубина модуляции
плотности в волне а = Nm/N. Численно это
дает значение Ем = VolN В/см, где N
выражается в см-3. Величина а обычно
определяется нелинейными процессами,
нарушающими резонансные условия и приводящими
к насыщению роста возмущения плотности.
Наиболее существенным из них является сдвиг
собственной частоты плазменных колебаний
от значения сопл, связанный с релятивистским
утяжелением массы электронов,
осциллирующих в поле сильной плазменной волны.
Как показывают компьютерное
моделирование и экспериментальные исследования, при
использовании релятивистски сильных
лазерных пучков с плотностью потока энергии до
1018-1020 Вт/см2, модуляция плотности может
достигать 30 %, то есть при концентрации
jV = 1017cm~3 электрическое поле может иметь
аномально высокую напряженность 1011 В/м.
Фазовая скорость возбуждаемой волны
несколько меньше скорости света. Для
электронов, синхронных с волной, то есть имеющих
начальную скорость, равную фазовой скорости
волны, действующее на них электрическое
поле оказывается не зависящим от времени и
периодическим в пространстве. Максимальное
увеличение энергии электрона в ускоряющем
поле можно определить, если вычислить
энергию, приобретенную им при скатывании с
потенциального барьера в системе координат,
движущейся вместе с волной, и пересчитать эту
энергию в лабораторную систему координат. В
результате максимальное приращение энергии
АЕ = 2ау2тс2, где у= а>/а>пл. Приобретая эту
энергию, электрон начинает двигаться быстрее
волны и выходит из ускоряющей фазы. Длина,
на которой это происходит, LycK = у^/сОпл-
Именно таким размером и следует
ограничить ускоряющую область. Например, при
использовании излучения газового СОг лазера
с длинами волн около 10 мкм в плазме с
плотностью электронов N = 1017 см-3 длина
ускорения составляет 3 см, а максимальная
приобретаемая электроном энергия при этом
может достигать величины 1 ГэВ.
Ускорение кильватерной плазменной
волной
Еще один вариант возбуждения сильной
плазменной волны реализуется при
распространении в плазме очень короткого лазерного
импульса. Сила Миллера со стороны огибающей
импульса выталкивает электроны из области
поля, возбуждая так называемую
кильватерную плазменную волну с фазовой скоростью,
Кильватерная Сгустки
волна ускоряемых
электронов
Лазерный
импульс
Рис. 2. Возбуждение кильватерной плазменной волны
мощным лазерным импульсом
равной скорости лазерного импульса (рис. 2).
Максимальная амплитуда кильватерной волны
достигается, когда длина импульса равна
длине плазменной волны Tip = схимп. Она
определяется соотношением емаКс = 0,38\/iVa2, где
ао — eEi/(m(Oic) — отношение скорости
осцилляции электрона в лазерном поле к скорости
света. Например, для лазерного импульса с
длиной волны 1 мкм и мощностью Р = 10 ТВт,
фокусируемого в пятно с радиусом Гф = 20 мкм,
а0 = 1.
В случае импульса длительностью 100 фем-
тосекунд максимальная амплитуда
кильватерной волны достигается в плазме с
концентрацией электронов N = 4 • 1017см_3, где она
составляет -Емакс = 250 МВ/см, то есть почти
на три порядка превышает максимальную
напряженность поля в вакуумных системах.
Важным фактором, определяющим
эффективность ускорения частиц, является
протяженность области сильного поля, связанная
с дифракционным расплыванием
сфокусированного пучка — так называемая длина
Рэлея /ф = 2(ОГф/с. В рассматриваемом примере
эта длина составляет всего лишь 0,5 см. В
результате полная энергия, которую может
набрать электрон при проходе через область
кильватерной волны, составляет около 100 МэВ.
Длина взаимодействия и приобретаемая
электроном энергия могут существенно
увеличиться, если использовать нелинейный
эффект самоканалирования лазерного импульса
в плазме. В этом эффекте дифракционное рас-
плывание пучка света компенсируется
нелинейной рефракцией, связанной с зависимостью
показателя преломления плазмы от
амплитуды лазерной волны, возникающей из-за
релятивистского утяжеления массы электрона.
Вследствие зависимости массы электрона от
энергии его высокочастотных осцилляции в
волне показатель преломления плазмы в
сильном лазерном поле может быть представлен в
виде
20)2
Я

66
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Возникающее в неоднородном поле лазерного
пучка линзоподобное распределение
показателя преломления удовлетворяет необходимому
условию для самоканалирования пучка —
требованию максимума показателя преломления
на оси пучка, обеспечивающему фокусировку
излучения на оси.
Более детальное рассмотрение показывает,
что нелинейная зависимость показателя
преломления устанавливается за время порядка
со^"1, а на переднем фронте лазерного импульса
нелинейность мала; следовательно, передняя
часть импульса испытывает дифракционное
расплывание. В режим самоканалирования
захватывается основная часть длинного
импульса, если его мощность превышает некоторое
критическое значение, зависящее от плотности
плазмы и численно равное Ркр = 17(ю/с0пЛ), где
Ркр — мощность в ГВт. Протяженность области
сильного поля (длина канала) может на порядок
превышать длину взаимодействия,
определяемую линейным дифракционным расплывани-
ем, что подтверждается экспериментально.
Для предотвращения эффекта
дифракционного расплывания можно также
использовать полый канал в плазме, который можно
создать с помощью другого более длинного
лазерного импульса с умеренной мощностью,
обеспечивающего вытеснение плазмы с оси
пучка под действием силы Миллера. Такой
полый канал может направлять лазерный
импульс так же, как это делает
оптоволоконный волновод. При этом из-за пониженной
плотности плазмы на оси могут ослабиться и
различные паразитные нелинейные процессы,
приводящие к рассеянию мощного лазерного
импульса.
Кильватерную волну можно также
возбудить с помощью сгустка релятивистских
электронов, распространяющегося в плазме.
Расталкивая кулоновским полем электроны
плазмы, сгусток оставляет позади себя
плазменную волну с фазовой скоростью,
равной скорости сгустка. В этой схеме
плазма служит своеобразным трансформатором,
передавая посредством кильватерной волны
энергию плотного сгустка электронов с
умеренной энергией существенно меньшему числу
электронов, ускоряемых до высоких энергий.
Чтобы обеспечить эффективное возбуждение
кильватерной волны, следует задать
специальный профиль плотности сгустка с плавным
нарастанием от переднего фронта и резким (в
масштабе Хр) обрывом на конце. Если длина
такого сгустка много больше, чем с/сор, то при
его прохождении через плазму выталкивание
электронов плазмы под действием кулонов-
ского поля обеспечивает квазинейтральное
состояние, при котором суммарная плотность
электронов сгустка и плазмы примерно равна
плотности ионов. При выходе сгустка из плазмы
в ней остается область с резко уменьшенным
количеством электронов, так что возбуждаются
плазменные колебания с большой амплитудой.
В этой схеме можно ускорить электроны до
энергии, на один-два порядка превышающей
энергию электронов сгустка.
Результаты экспериментальных
исследований
Описанные выше физические идеи
послужили основой для постановки экспериментов,
демонстрирующих возможности возбуждения
релятивистски сильных электрических полей
в плазме с помощью лазерных импульсов и
использования этих полей для эффективного
ускорения электронов.
Эксперименты по возбуждению
плазменной волны биений двумя лазерными пучками
были выполнены в лабораториях США,
Великобритании, Японии, Франции. Эксперименты
выполнялись с использованием СО2-лазеров,
генерирующих на длинах волн 10 мкм, либо
лазеров на неодимовом стекле, длина
волны излучения которого 1 мкм. Оба лазера
позволяют работать в режиме двухчастотной
генерации, обеспечивающем одновременное
получение излучения на двух длинах волн.
Один из первых экспериментов был
выполнен в Калифорнийском университете (США)
группой С. Джоши. Использовался СО2-лазер,
одновременно генерирующий излучение с
длинами волн 10,59 и 10,29 мкм. Резонансу
разностной частоты с плазменной частотой
соответствовала плотность плазмы 1016 см-3.
Энергия лазерных импульсов была
соответственно 60 и 10 Дж, длительность импульса
300 пс. Лазерное излучение фокусировалось
в вакуумный объем, наполненный атомарным
газом. Радиус лазерных пучков в фокусе
составлял 150 мкм, рэлеевская длина была чуть
меньше 1 см, а плотность потока энергии в
фокусе достигала 3 • 1014 Вт/см2. Такой
интенсивности излучения было достаточно, чтобы
при прохождении лазерного импульса через
газ происходила туннельная ионизация, при
которой электроны вырываются из атомов
под действием электрического поля лазерного
импульса. Полная ионизация атомов
газообразного водорода происходила за время порядка
1 пс, так что все последующие процессы
протекали в полностью ионизованной плазме.
В эксперименте использовали пучок
электронов с энергией 2 МэВ, который
инжектировался вдоль оси лазерных пучков. Источником
пучка являлся промышленный ускоритель,
генерирующий последовательность импульсов
с длительностью 1 пс и периодом следования
100 пс. Электроны после прохождения области
взаимодействия перехватывались
анализатором энергии частиц, который позволял
измерять распределение приходящих электронов по
энергиям. На рис. 3 представлены результаты

НА ПУТИ К УСКОРИТЕЛЯМ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ XXI ВЕКА
67
Число электронов на МэВ
106
105
104
103
102
1П1 Энергия
1и инжекции
10°
1 3 10 30
Энергия электронов, МэВ
Рис. 3. Возбуждение кильватерной плазменной волны
мощным лазерным импульсом
наблюдений [6] зависимости числа электронов
от энергии, полученные при анализе большого
числа импульсов. Видно, что существуют
электроны, ускоренные до энергии 30 МэВ при
энергии инжектируемых электронов 2 МэВ.
Существенно большее число ускоренных
электронов имеют энергии до 10 МэВ. Предельная
энергия 30 МэВ означает, что в эксперименте
было реализовано электрическое поле 3 ГВ/м,
а оценка по формуле (4) позволяет
утверждать, что в плазменной волне на частоте
биений возмущение плотности составило 30 %
от невозмущенного значения. Эти результаты
подтверждают теоретические предсказания и
дают хорошую основу для проектирования
компактного ускорителя электронов на энергию
порядка 1 ГэВ.
Рекордные электрические поля были
наблюдены недавно в эксперименте,
выполненном с использованием лазерной установки
"Вулкан" в Резерфордовской лаборатории
(Великобритания). Лазер на неодимовом стекле
генерировал импульсы мощностью 25 ТВт,
длительностью 0,8 пс на длине волны 1,06 мкм.
Лазерный пучок фокусировали в пятно с
радиусом 10 мкм и рэлеевской длиной 350 мкм.
При прохождении лазерного импульса через
плазму с плотностью до 1019 см-3
развивался процесс вынужденного рамановского
рассеяния (ВРР), при котором происходило
одновременное нарастание плазменной волны и
света с частотой, равной разности частоты
исходного лазерного излучения coi и плазменной
частоты сопл- (02 = coi - сопл- Этот процесс также
реализует взаимодействия на частоте биений,
но не требует от лазера генерации излучения
на второй (пониженной) частоте — излучение
возникает одновременно с возбуждением
плазменной волны в результате усиления тепловых
шумов плазмы. В описываемом эксперименте,
согласно теоретическим оценкам, амплитуда
нарастающей в процессе ВРР плазменной
волны достигает максимального значения,
соответствующего почти стопроцентной модуляции
плотности. При этом происходит так
называемое опрокидывание плазменной волны, энергия
которой передается электронам, захваченным
в потенциальную яму электрического поля
волны. В эксперименте без всякой инжекции
пробного пучка от ускорителя наблюдалось
значительное число электронов, с энергиями
в диапазоне 15-30 МэВ со спаданием числа
ускоренных электронов к энергии 44 МэВ —
максимальной энергии, которая могла быть
измерена с помощью используемого
анализатора. Результаты измерений показывают,
что электрическое поле плазменной волны в
области взаимодействия достигало величины
порядка 1 ГВ/м, что представляет собой
рекордно сильное электрическое поле, когда-
либо реализованное в лабораторных условиях.
В работе [4] наблюдался эффект самока-
налирования лазерного пучка в плазме при
его распространении в газе высокого давления
за счет туннельной ионизации. Эксперимент
проводился в криптоне при давлении 3870 торр
с использованием ультрафиолетового лазера
с длиной волны 248 нм, пиковой мощностью
460 ГВт и длительностью импульса 270 фс.
Измеренная длина канала составляет 0,3 см, что
превышает рэлеевскую длину более чем в 100
раз. Многообещающие результаты получены
также в экспериментах по возбуждению
кильватерной волны в плазме фемтосекундными
лазерными импульсами.
Изложенные выше ключевые физические
идеи о способах возбуждения в плазме
релятивистски сильных плазменных волн и их
использовании для ускорения заряженных
частиц позволили реализовать в первых
экспериментах рекордно сильные электрические
поля (вплоть до 1011 В/м), более чем на три
порядка превышающие уровень, достижимый
в вакуумных системах в радиодиапазоне. Эти
результаты существенно усиливают интерес
к исследованию ускорителей, использующих
коллективные электрические поля в плазме
и уже позволяют рассматривать конкретные
проекты ускорителей. Разумеется, сегодня еще
рано прогнозировать, что крупномасштабные
ускорители XXI века будут использовать
лазерно-плазменные методы ускорения.
Плазма — слишком капризная среда, обладающая
богатым набором неустойчивостей,
переводящих ее в турбулентное состояние. Большие
трудности возникают при попытке реализовать
высокие ускорительные градиенты на больших
длинах, необходимых для набора энергии
порядка ТэВ. Только дальнейшие исследования
могут ответить на все возникающие
вопросы. В то же время полученные результаты
уже сегодня позволяют построить компактные
ускорители с умеренной энергией частиц
(порядка 1 ГэВ), не требующие сложных и
громоздких высоковольтных устройств. Подобные
ускорители могут найти широкое применение в
науке, медицине и промышленности, открывая

68
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
подчас совершенно новые возможности,
неосуществимые при использовании традиционных
систем.
Литература
1. Wurtele, J.S. Physics Today. 1994. Vol. 47. № 7.
P. 33.
2. Горбунов JIM. Природа. 1988. № 5. С. 15.
3. Абрамян Л.А., Литвак А.Г., Миронов В.А.,
Сергеев A.M. Журн. эксперим. теорет. физ. 1992. Т. 102.
С. 1816.
4. Borisov A.B. et al. Journal of Optical Society of
America. 1994. Vol. 11. P. 1941.
5. Clayton C. E. et al. Physical Review Letters. 1993.
Vol. 70. P. 37.
6. Modena A, et al. Nature. 1995. Vol. 377. P. 606.

СП. Денисов
ИЗЛУЧЕНИЕ СВЕРХСВЕТОВЫХ ЧАСТИЦ (ЭФФЕКТ ЧЕРЕНКОВА)
Введение
В 1934 году экспериментально обнаружено,
а в 1937 году теоретически объяснено одно из
красивейших физических явлений — свечение,
вызываемое заряженной частицей,
движущейся в среде с постоянной скоростью,
превышающей скорость распространения света в этой
среде. Ниже это явление называется по имени
первооткрывателя излучением П.А. Черенкова,
как это принято в зарубежной
литературе. В отечественных публикациях его часто
называют излучением Вавилова-Черенкова,
поскольку СИ. Вавилов играл активную роль
в опытах, проводимых П.А. Черенковым.
История открытия эффекта Черенкова
весьма интересна и поучительна. Ниже
приводятся три простых объяснения возникновения
излучения Черенкова. Два из них основаны
на законах классической волновой оптики —
теории интерференции и принципе Гюйгенса,
третье — на квантовых корпускулярных
представлениях об излучении. Рассмотрены также
принципы действия и современные применения
детекторов черенковского излучения для
регистрации элементарных частиц в экспериментах
в физике высоких энергий и астрофизике.
История открытия
В начале 30-х годов молодой аспирант
Павел Черенков начал изучать люминесценцию
растворов солей урана, облучаемых у-квантами
от радиоактивного источника, содержащего
несколько десятых долей грамма радия.
Руководителем Черенкова был известный
специалист по люминесценции СИ. Вавилов.
Люминесценция — это "холодное" свечение
вещества под действием внешнего облучения
(например, ультрафиолетовыми или
рентгеновскими лучами), имеющее длительность,
значительно превышающую период световых
колебаний. Механизм люминесценции
заключается в возбуждении атомов вещества
внешним источником и испускании ими света при
переходе в основное состояние. Время жизни
атома в возбужденном состоянии может быть
очень малым (10~9 с) или очень большим
(несколько часов), но оно всегда конечно. Ко
времени опытов Черенкова основные
закономерности люминесценции были установлены.
Они сводились к следующему:
— интенсивность и спектральный состав
люминесценции зависят от типа вещества, его
чистоты и температуры;
— излучение изотропно (происходит
равномерно во все стороны);
— даже малые примеси некоторых
веществ могут заметно уменьшить
интенсивность люминесценции (так называемый эффект
"тушения", связанный с конечным временем
жизни атома в возбужденном состоянии и
возможностью передать за это время энергию
возбуждения молекуле примеси, а не излучить
ее в виде фотона).
В результате весьма трудных и детальных
исследований, продолжавшихся несколько лет,
Черенкову удалось доказать, что наряду с
люминесценцией при облучении всех
использованных в опыте жидкостей некоторыми
радиоактивными р- и у-источниками появляется
совершенно новый тип свечения, многие
характеристики которого прямо противоположны
свойствам люминесценции. Именно:
— интенсивность и спектр излучения
почти не зависят от типа вещества, его чистоты и
температуры;
— излучение связано с движением в среде
электронов (это было установлено в
специальных опытах, в которых сосуд с исследуемой
жидкостью помещали в магнитное поле);
— излучение поляризовано и направлено
вдоль пучка электронов;
— излучение имеет сплошной спектр,
максимум интенсивности приходится на синюю
часть спектра;
— излучение имеет пороговый характер;
оно не вызывается, например, рентгеновскими
лучами с максимальной энергией 30 кэВ.
Основные проблемы в исследованиях
Черенкова были связаны с тем, что новое
свечение оказалось очень слабым. Это сейчас
существуют фотоумножители (ФЭУ),
позволяющие регистрировать отдельные фотоны,
а в 30-х годах наиболее чувствительным
детектором света был человеческий глаз. Чтобы
заметить свечение, вызванное даже очень
мощным по тем временам радиоактивным
источником, П.А. Черенков по часу-полтора
адаптировался в полной темноте. За это время
чувствительность глаз возрастала в десятки
тысяч раз, и можно было наблюдать весьма
слабое свечение. Чтобы не вносить в результаты
измерений ошибок, связанных с быстрым
утомлением глаз, приходилось часто отдыхать,
так что общая продолжительность измерений
не превышала 2,5 часов в сутки. За три
года П.А. Черенков провел десятки тончайших
опытов.
Первая работа с новыми результатами
была опубликована в 1934 году в журнале
"Доклады Академии наук СССР" и была
воспринята неоднозначно. Н. Бор произнес:
"Wtmderbar, Wunderschohn!" несколько раз

70
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
после того, как было ему показано одно из
самых существенных свойств излучения — его
пространственная асимметрия. Тем не менее
атмосфера недоверия к новому эффекту со
стороны научной общественности продолжала
сохраняться. Наиболее открытым и резким
проявлением этого недоверия был отказ журнала
"Nature" опубликовать посланную П.А.
Черенковым краткую статью с изложением сути
явления и его основных свойств ...
Обнаруженное свечение носит
универсальный характер в том смысле, что под
действием излучения с достаточной энергией
должны "светиться" все прозрачные тела, а
не только жидкости. Скорее всего, первым
ученым, наблюдавшим новое излучение, была
знаменитая Мария Кюри, которая заметила
голубое свечение бутылей с концентрированными
растворами радия. В 1926 году французский
физик Малле обратил внимание на голубой
цвет прозрачных веществ, расположенных
рядом с радиоактивными источниками. Он
даже определил спектр свечения и указал
на некоторые его отличия от люминесценции.
Но Малле не довел своих исследований до
конца, не попытался объяснить обнаруженное
им излучение. Поэтому его работам (возможно,
незаслуженно) не придали особого значения.
Заслуга П.А. Черенкова состояла в том,
что он не только обратил внимание на новое
явление, но и детально изучил все его свойства
в той мере, в какой это позволяла сделать
экспериментальная техника 30-х годов.
Объяснение
Первую интерпретацию результатов
опытов Черенкова дал СИ. Вавилов в том же номере
"Докладов Академии наук СССР", где была
опубликована первая статья П.А. Черенкова.
СИ. Вавилов справедливо считал, что
обнаруженное излучение есть излучение
движущегося в среде электрона, а не атомов среды, но при
этом полагал, что оно связано с торможением
электронов при их взаимодействии с атомами
среды: ведь из классической электродинамики
было хорошо известно, что заряд, движущийся
с ускорением, излучает. Однако такая простая
гипотеза не могла объяснить всей совокупности
экспериментальных фактов, в частности
интенсивности излучения и его слабой зависимости
от атомного номера атомов среды, и ее пришлось
отбросить.
Правильное объяснение оказалось простым
и очень красивым. Оно было дано в 1937 году,
через три года после первой публикации
П.А. Черенкова и принадлежало И.Е. Тамму и
И.М. Франку, которые показали, что
заряженная частица, движущаяся в среде равномерно
и прямолинейно со скоростью, превышающей
скорость распространения света в данной
среде, порождает излучение Черенкова.
До публикации работы Тамма и
Франка считалось, что заряд, движущийся с
постоянной скоростью, не может излучать.
Однако при этом молчаливо предполагалось,
что скорость движения заряда не может
превышать скорость распространения света.
Но последнее утверждение справедливо только
для вакуума. Действительно, согласно теории
относительности, скорость распространения
света в вакууме с — 3 • 108 м/с является
максимальной скоростью, и скорость движения
частицы v < с. В веществе с показателем
преломления п скорость света равна с/п, и
возможно выполнение условия v > с/п без
противоречия с теорией относительности.
Как из классической волновой оптики, так и
из квантовых корпускулярных представлений
о свете следует, что заряд, движущийся в среде
с постоянной сверхсветовой скоростью,
должен непременно излучать. Для доказательства
рассмотрим заряд, движущийся с постоянной
скоростью v в прозрачной среде с показателем
преломления п вдоль оси z (рис. 1).
С
А в z
Рис. 1. К расчету разности хода лучей черенковского
света
Согласно классической волновой теории
света, каждую точку траектории заряда можно
рассматривать как источник
электромагнитных волн, распространяющихся во все стороны
со скоростью с. Разность хода А/ волн,
испущенных в точках А и В под углом 9 к траектории
заряда, определится временем t\ = АС • п/с
прохождения светом отрезка АС (рис. 1) и
задержкой ^ = AB/v начала излучения в
точке Б, равной времени перемещения заряда
из А в В:
Al = --{t2-t1) = AB- (— -cose), p=-.
п \рп ) с
(1)
Из элементарной теории интерференции
известно, что при А1 = тХ/2 (га = 0, 1, 2, ...,s)
и га нечетном волны полностью погасят друг
друга, а при га четном или равном нулю —
максимальным образом усилятся (здесь / —
длина волны излучения). Пусть cosG ф 1/фп).
Тогда отрезок АВ всегда можно выбрать так,
что Д/ = А,/2, и в данном направлении свет
распространяться не будет (траектория заряда
считается достаточно протяженной, и
эффекты, связанные с ограниченностью траектории,

ИЗЛУЧЕНИЕ СВЕРХСВЕТОВЫХ ЧАСТИЦ (ЭФФЕКТ ЧЕРЕПКОВА)
71
не рассматриваются). Волны, излученные под
углом 0, определяемым из соотношения
cos6=l/(pn), (2)
будут всегда иметь нулевую разность хода,
независимо от точки излучения. Так как
cos 8 < 1, то Рп > 1, или v > с/п, то есть
излучение возможно только для заряда, движущегося
со сверхсветовой скоростью (в пределе — со
световой скоростью) и только в направлении,
удовлетворяющем условию (2).
Соотношение (2) можно также получить,
пользуясь принципом Гюйгенса. Согласно
этому принципу, каждая точка пространства, в
которую пришло излучение, сама является
источником электромагнитных волн.
Поверхность, огибающая вторичные волны в
некоторый момент времени, является фронтом
реальной волны. На рис. 2 показано построение
Гюйгенса для излучения заряда, движущегося
со скоростью v > с/п.
Волновой фронт
излучения Черенкова
0
Рис. 2. Построение Гюйгенса для фронта волны
черенковского излучения
Построением, аналогичным изображенному
на рис. 2, пользуются для объяснения
происхождения волн, расходящихся от корабля,
плывущего со скоростью, большей скорости
распространения волн на поверхности воды.
Так же объясняются акустические волны
Маха, возникающие при движении снаряда
или самолета со сверхзвуковой скоростью. В
обоих случаях направление распространения
волн определяется формулой типа (2):
cos0 = u/v,
где и — скорость распространения волн, v —
скорость движения источника волн. Таким
образом, черенковское излучение по существу
не является чем-то принципиально новым. Оно
имеет аналоги в гидродинамике и акустике.
Рассмотрим теперь излучение
"сверхсветовой" заряженной частицы, пользуясь
квантовыми представлениями об излучении. С
квантовой точки зрения излучение света это
поток фотонов. Как и любая частица, фотон
обладает энергией Ес и импульсом рс, которые
связаны с частотой света соотношениями
Ес с
Ес = /iv, рс = —, vc = -, (3)
vc п
где h — постоянная Планка, v — частота
фотона, vc — скорость света в среде, п —
показатель преломления среды. Фотон отличается
от обычных частиц тем, что его масса равна
нулю и поэтому он находится в непрерывном
движении. Для частиц с ненулевой массой т
зависимость энергии Е и импульса р от скорости
v определяется формулами релятивистской
механики
_ тс2 $Е v ,.ч
Е= у =, р=—, (3=-. (4)
Пусть заряженная частица движется вдоль
оси z со скоростью v и в некоторой точке
траектории излучает фотон с энергией Ес
под углом 0 (рис. 3). При этом сама частица
отклоняется от первоначального направления
на угол ф и ее энергия становится равной Е'.
Рс
е
ф z
Рис. 3. К выводу уравнений сохранения энергии и
импульса для процесса черенковского излучения
Напишем, пользуясь рис. 3, уравнения
законов сохранения энергии и импульса для
процесса излучения фотона. Закон сохранения
энергии:
Е = ЕС + Е'. (5а)
Закон сохранения проекции импульса на ось z:
p = pccosQ + p' cos ф. (56)
Закон сохранения проекции импульса на ось,
перпендикулярную оси z:
О = рс sin 0 - р' sin ф. (5в)

72
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Решение системы уравнений (5) с учетом
связей (3), (4) приводит к результату
Л 1 Л 2п2
COS 6 = -г Ь — • ;
рп
(6)
где X = vvc/n = c/(nv) — длина волны фотона,
Л = h/p — длина волны де Бройля.
Как видно, квантовое выражение (6) для
угла черенковского излучения отличается от
"классической" формулы (2) наличием
дополнительного слагаемого, учитывающего отдачу
(изменение импульса) частицы при
излучении. Оценим, насколько важно это слагаемое,
например, при излучении фотона длиной
волны X « Ю-7 м в обычном стекле с п = 1,5.
Максимальные значения Л достигаются для
электрона как самой легкой частицы при
скорости, близкой к порогу черенковского
излучения р = 1/п. С учетом этих замечаний
выражение для длины волны де Бройля примет
вид
h
А = - = ^—Jl-f = 2icWn2-l,
р ртесv
(7)
-13
где Хе = 3,86 • 1СГХ" м — комптоновская длина
волны электрона. Теперь легко оценить, что
"квантовая" поправка к cos 9 не превышает
2 • 10~6. Столь малой величиной всегда можно
пренебречь и пользоваться для определения
угла черенковского излучения формулой (2).
Итак, объяснение излучения Черенкова
весьма просто. Более того, оно имеет хорошо
изученные аналоги в других областях физики
волн и могло быть предсказано за десятки лет
до открытия. Так неужели никто до Тамма
и Франка не догадался о возможности
излучения "сверхсветового" заряда? Оказывается,
догадывались. Но эти работы были прочно
забыты после создания А. Эйнштейном в
1905 году теории относительности. В лекции,
прочитанной в 1958 года в Стокгольме при
получении Нобелевской премии, И.Е. Тамм так
объяснил это:
"Мне кажется, что мы имеем дело с
поучительным примером отнюдь не редкой в
развитии науки ситуации, когда научный
прогресс тормозится некритическим применением
правильных физических принципов к
явлениям, выходящим за пределы применимости
этих принципов. В течение многих десятков
лет всех молодых физиков учили, что свет (и
электромагнитные волны вообще) может
излучаться только при неравномерном движении
электрических зарядов. При доказательстве
этой теоремы, явно или неявно, используется
тот факт, что теория относительности не
допускает движений со сверхсветовой скоростью;
согласно этой теории, никакое материальное
тело не в состоянии даже достичь скорости
света. Тем не менее в течение долгого времени
эта теория считалась справедливой без всяких
оговорок. Более того, когда И.М. Франк и я
уже разработали математически правильную
теорию излучения Вавилова-Черенкова, мы все
еще пытались разными способами, которые
для нас самих сегодня уже непостижимы,
примирить наши результаты с утверждением,
что для излучения необходимо ускорение.
И лишь на следующий день после первого
нашего доклада об этой теории на коллоквиуме
Физического института мы внезапно узрели
простую истину: предельной скоростью для
материальных тел является скорость света в
вакууме..."
После работ Черенкова, Тамма и Франка
начался лавинообразный рост числа
экспериментальных и теоретических исследований
в этой области. В частности, В.Л. Гинзбург
создал квантовую теорию излучения
"сверхсветового" заряда. Были разработаны новые
методы регистрации элементарных частиц,
использующие черенковское излучение (см.
следующий раздел). Признанием выдающейся
роли П.А. Черенкова, И.Е. Тамма и И.М. Франка
в обнаружении и объяснении излучения
заряда, движущегося в веществе с постоянной
сверхсветовой скоростью, явилось
присуждение им в 1958 году Нобелевской премии.
Приведем формулу для расчета энергии
черенковского света, излученного частицей с
зарядом е на единице пути L в единичном
интервале частот ш = 27W:
dcodL
-ш'
1-
1
pv
(8)
Пропорциональность энергии излучения
частоте определяет голубой оттенок свечения
Черенкова. Соотношение (7) не может быть
выведено, подобно формулам (2), (6), из
простых кинематических соотношений. Оно
было получено И.Е. Таммом и И.М.
Франком путем решения уравнений классической
электродинамики — уравнений Максвелла.
Если в некотором диапазоне длин волн Х\ — Х2
можно пренебречь дисперсией среды, то есть
зависимостью п от со, то число фотонов N,
излученных в этом диапазоне, на пути длиной
Lравно
N = 2naZL [ - — ) sin2 9, Хг < Х2, (9)
где а « 1/137 — постоянная тонкой структуры
и Z — заряд частицы в единицах заряда
электрона.
Формулу (8) обычно используют для
приближенных оценок интенсивности
черенковского излучения в некотором спектральном
интервале.

ИЗЛУЧЕНИЕ СВЕРХСВЕТОВЫХ ЧАСТИЦ (ЭФФЕКТ ЧЕРЕПКОВА)
73
Применения
Широкое практическое использование че-
ренковского излучения началось после
создания высокочувствительных детекторов света —
фотоэлектронных умножителей (сокращённо
ФЭУ). Оно применяется в основном для
регистрации релятивистских частиц в физике
высоких энергий и космических лучах при
помощи черенковских счетчиков. В этом разделе
будут рассмотрены основные разновидности
детекторов Черенкова.
Дифференциальные черенковские
счетчики. Дифференциальные счетчики
используют для идентификации (определения сорта)
частиц в пучках на ускорителях. Обычно
такие пучки содержат несколько типов частиц
(электроны, мюоны, пионы, каоны, протоны или
антипротоны) с разными массами покоя. Пучки
формируют при помощи магнитных элементов
(магнитов и квадрупольных линз), и поэтому
все частицы в них, независимо от массы, имеют
одинаковый импульс. Задача
дифференциального счетчика — выбрать частицы того сорта, с
которыми проводится эксперимент.
Принцип работы дифференциального
счетчика иллюстрируется на рис. 4. Черенковское
излучение, испускаемое частицей под углом
0, собирается в фокальной плоскости
сферического зеркала в узкое кольцо с радиусом
г = (R/2) tg 0, где R — радиус зеркала.
Поскольку частицы в пучке имеют разные
массы и одинаковый импульс, то их скорости и,
следовательно, углы излучения (см. (2)) будут
отличаться, а значит, черенковский свет
фокусируется в кольца разного радиуса г.
Поместив в фокальной плоскости зеркала кольцевую
диафрагму подходящего диаметра, можно
выделить свет от частиц с определенной массой и
зарегистрировать его расположенными за
диафрагмой ФЭУ. На рис. 5 показана фотография
кольца черенковского света, излученного про-
Колыдевая диафрагма
Сферическое зеркало
ФЭУ
Я/2
ФЭУ
Рис. 4. Фокусировка черенковского света при помощи
сферического зеркала и устройство дифференциального
черенковского счетчика
Рис. 5. Фотография кольца черенковского света,
излученного в стекле протонами с энергией 660 МэВ.
Фотография сделана В.П. Зреловым в Объединенном
институте ядерных исследований (г. Дубна)
тонами с энергией 660 МэВ в стекле с п = 1,51.
Центральное пятно связано с прохождением
через фотопластинку пучка протонов.
Основной характеристикой
дифференциального счетчика является разрешение по
скорости Ар/Р, продифференцировав формулу
(2), получим
Др/Р = A6tg е + Дп/п.
(Ю)
Угол Д6 определяется в основном
угловым разбросом частиц в пучке, а Дп —
дисперсией среды (черенковского радиатора).
Из (9) следует, что для получения высокого
разрешения по скорости нужно использовать
хорошо сформированный "параллельный"
пучок частиц, малые углы 0 и радиаторы с низкой
дисперсией. Современные дифференциальные
счетчики обладают разрешением Др/Р « 10~6.
В них применяются газовые радиаторы, а
угол излучения составляет ~1°. Чтобы при
столь малых углах получить достаточное для
эффективной регистрации частиц количество
фотонов (см. (8)), счетчики имеют большую
длину (до десятков метров). Для компенсации
дисперсии иногда используют специальную,
достаточно сложную оптику.
Счетчики типа RICH с регистрацией
кольца черенковского света. Целью многих
экспериментов на ускорителях является
изучение взаимодействия пучков высокоэнергичных
частиц с мишенями из различных материалов.
Образующиеся при взаимодействии вторичные
частицы вылетают из мишени в широком
диапазоне углов и поэтому не могут быть
идентифицированы при помощи описанных
выше дифференциальных счетчиков. Для этого

74
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
используются детекторы типа RICH (Ring
Imaging Cherenkov Counter). Они отличаются
от дифференциальных счетчиков тем, что в
фокальной плоскости сферического зеркала
вместо узкой кольцевой диафрагмы
располагаются детекторы, позволяющие определить
радиус и положение центра кольца
сфокусированного черенковского света. По радиусу
кольца определяют скорость частицы (и массу,
если известен импульс), а по положению его
центра — угловые координаты траектории
частицы.
Пороговые черенковские счетчики. В
пороговых счетчиках регистрируется черенковский
свет, излученный в широком диапазоне углов. В
них отсутствует прецизионная фокусирующая
оптика. Любая частица, скорость которой
превышает пороговое значение v = с/п, может
быть ими зарегистрирована (отсюда их
название). В пороговых счетчиках обычно
используются газовые среды. Для газов величина п — 1 с
хорошей степенью точности пропорциональна
давлению. Это позволяет плавно и просто
менять показатель преломления радиатора и,
следовательно, значение пороговой скорости.
Пороговые счетчики широко применяют в
экспериментах на ускорителях для
идентификации самых легких частиц (как пучковых,
так и вторичных). Для этого давление газа
устанавливают таким, чтобы скорости всех
других частиц были меньше пороговой и
они не могли излучать. Основное достоинство
пороговых счетчиков по сравнению с
дифференциальными и типа RICH — их простота.
Черенковские счетчики полного
поглощения. Идентификация и определение энергии
электронов и у-квантов — одна из самых
актуальных задач в физике высоких энергий
в настоящее время. Это связано, в
частности, с тем обстоятельством, что большинство
элементарных частиц нестабильно и многие
из них через очень короткое время, не
позволяющее зарегистрировать их
непосредственно, распадаются на электроны и у-кванты.
Изучение таких частиц возможно только путем
регистрации продуктов их распада.
Основным способом регистрации
электронов и у-квантов высокой энергии (больше
нескольких ГэВ) является метод полного
поглощения создаваемых ими в среде детектора
электромагнитных ливней. Рассмотрим кратко,
как возникают и что представляют собой
электромагнитные ливни.
Главной реакцией для
ультрарелятивистских электронов и позитронов является
тормозное излучение у-кванта в поле атомных ядер:
е + А->у+е' + А'.
(штрих означает изменение энергии частицы).
Аналогично, самым вероятным процессом для
у-квантов с энергиями в десятки МэВ и выше
является образование электрон-позитронных
пар:
у + А ->- е+ + е" + А'.
Пусть высокоэнергичный у-квант попадает
в достаточно толстый слой вещества, толщина
которого во много раз превышает средний
пробег у-кванта до образования е+е~-пары (для
плотных сред с большим А средний пробег
составляет всего 5-10 мм). Через короткое
время у-квант превратится в электрон и
позитрон, те, в свою очередь, быстро излучат
тормозные у-кванты, и в результате вместо
одного у-кванта получатся два у-кванта, е+
и е~~, причем энергия каждой частицы будет
в среднем равна 1/4 от первоначальной.
Процесс лавинообразного размножения частиц
и дробления энергии будет продолжаться до
тех пор, пока реакции тормозного излучения
и рождения пар играют доминирующую роль.
Затем, при малых энергиях, в дело вступят
другие процессы (например, ионизационные
потери энергии для электронов и позитронов),
приводящие к уменьшению потока частиц.
Образовавшиеся в веществе электроны,
позитроны и у-кванты представляют собой
электромагнитный ливень. Ливень от первичного
электрона или позитрона будет развиваться
аналогично ливню от у-кванта.
Если электромагнитный ливень возник в
прозрачном веществе, то электроны и
позитроны будут излучать черенковский свет.
Если толщина вещества к тому же достаточна
для,полного поглощения ливневых частиц, то
число черенковских фотонов и, следовательно,
сигналы с регистрирующих их ФЭУ будут
пропорциональны энергии первичного
электрона или у-кванта. На этом основан принцип
измерения энергии черенковскими
спектрометрами полного поглощения. В качестве
радиаторов в них используются очень прозрачные
свинцовые стекла (тяжелые флинты) и
некоторые кристаллы. В последнее десятилетие
в экспериментах в физике высоких энергий
широко используют спектрометры типа ГАМС,
разработанные в Институте физики высоких
энергий под руководством Ю.Д. Прокошкина.
Они представляют собой "стенки",
составленные из блоков оптического стекла.
Характерный размер блока 4x4x40см3. Каждый
блок "просматривается" своим ФЭУ. Важной
особенностью спектрометров ГАМС является
возможность наряду с энергией измерять с
высокой точностью координаты попадающих
в детектор частиц по распределению энергии
ливня в поперечном направлении. Самый
большой спектрометр ГАМС содержит 4000 блоков
стекла. Он используется в экспериментах в
Европейском центре по ядерным исследованиям
(ЦЕРН) вблизи Женевы. Крупные
спектрометры типа ГАМС используются в Институте
физики высоких энергий, Фермиевской
национальной ускорительной лаборатории (США),

ИЗЛУЧЕНИЕ СВЕРХСВЕТОВЫХ ЧАСТИЦ (ЭФФЕКТ ЧЕРЕПКОВА)
75
Брукхэйвенской национальной лаборатории
(США).
Детекторы черенковского излучения для
регистрации космических лучей.
Электромагнитные ливни могут развиваться не только в
плотных средах, но и в газах, в частности в
воздухе. Например, у-кванты с энергиями в
десятки и сотни ТэВ, попадающие в атмосферу
Земли из космоса, дают мощное черенковское
излучение. Источниками таких у-квантов
являются далекие звезды, и изучение спектров
у-излучения помогает лучше понять процессы,
происходящие во Вселенной. Этим занимается
молодая наука — гамма-астрономия. Первые
эксперименты по наблюдению черенковских
вспышек от космических частиц были
выполнены еще в 50-х годах В. Голбрайтом и
Дж. Джелли, а также Н.М. Нестеровой и А.Е. Чу-
даковым. В настоящее время функционируют
несколько крупных экспериментальных
установок, на которых ведутся исследования в
области гамма-астрономии. Черенковский свет
в них регистрируется либо непосредственно
ФЭУ с большими фотокатодами, либо
детекторами, похожими на прожекторы (в фокусе
прожекторных зеркал, имеющих диаметр до
нескольких метров, располагаются
чувствительные ФЭУ). Чтобы уменьшить фон от
постороннего света и определить
направление движения первичного у-кванта, в одной
установке используют ряд таких детекторов,
расположенных на некотором расстоянии друг
от друга. Регистрируются события, когда
сигналы в детекторах появляются одновременно.
Эксперимент, естественно, ведется только в
безлунные ночи при прозрачной атмосфере.
Черенковское излучение сопровождает не
только электромагнитные ливни, но и так
называемые широкие атмосферные ливни (ШАЛ),
возникающие от сильновзаимодействующих
космических частиц (адронов). Для изучения
ШАЛ также применяются черенковские
детекторы.
Но есть один тип космических частиц,
которые очень слабо взаимодействуют с
веществом, и их нельзя зарегистрировать по
ливням в атмосфере — это нейтрино. Изучение
космических нейтрино представляет особый
интерес, так как может дать информацию о
процессах, происходящих в глубинах галактик
и звезд, в частности внутри Солнца. Этим
занимается новая наука — нейтринная
астрономия. Чтобы "уловить" нейтрино, приходится
строить очень массивные детекторы — весом
в тысячи тонн и более и помещать их глубоко
под землей или под водой, чтобы уменьшить
фон от всех других менее проникающих
космических частиц. Ниже рассматриваются
два примера нейтринных детекторов, в которых
регистрируется черенковское излучение от
вторичных заряженных частиц, возникших при
взаимодействии нейтрино с водой. Вода
является самым дешевым, а иногда и бесплатным
черенковским радиатором.
Первый пример — установка Камиокан-
де II, расположенная на глубине 1 км в шахте
Камиока в 300 км от Токио. В установке
используется цилиндрический стальной танк
диаметром 15,6 м и высотой 16 м, наполненный
водой (вес 3000 т), очищенной от радиоактивных
загрязнений. Длина пробега черенковского
фотона в воде доходит до 55 м. Более 1000 ФЭУ
с полусферическим фотокатодом диаметром
0,5 м используют для регистрации
черенковского света. В настоящее время в той же
шахте сооружается значительно более крупная
установка Супер Камиоканде, которая будет
иметь водяной черенковский детектор (вес
50 000 т) с 13 000 ФЭУ. Установки Камиоканде
предназначены для регистрации нейтрино от
Солнца и взрывов сверхновых звезд, а также
поиска распада протона с временем жизни до
1033-1034 лет.
Другой пример — Байкальский
Нейтринный Телескоп (БНТ), использующий воду озера
Байкал как черенковский радиатор. Выбор
Байкала для создания подводного нейтринного
детектора неслучаен. Озеро имеет большую
глубину (до 1,7 км), и вода его достаточно
прозрачна. Кроме того, зимой оно покрывается
толстым слоем льда, что упрощает монтаж
установки. Черенковский свет от взаимодействий
нейтрино на больших глубинах регистрируется
фотоумножителями, опускаемыми под воду на
специальных тросах — стрингах. В настоящее
время работает только часть БНТ, содержащая
около сотни ФЭУ. Предполагается, что число
ФЭУ и соответственно объем
"просматриваемой" ими воды будет постепенно нарастать.
Программа исследований на БНТ включает
изучение спектров космических нейтрино и
мюонов при высоких энергиях. Отметим, что
"свечение" океана на очень больших глубинах
связано в значительной степени с черенковским
излучением электронов от р-распада 40К.
Литература
1. Первые советские нобелевские лауреаты-
физики. М.: Знание, 1984.
2. Болотовский Б.М. Свечение Вавилова ~Че-
ренкова. М.: Наука, 1964.
3. Джелли Док. Черенковское излучение и его
применения. М.: Иностранная литература, 1960.
4. Зрелое В.П. Излучение Вавилова-Черенкова
и его применение в физике высоких энергий. М.:
Атомиздат, 1968. Т. 1, 2.
5. Гинзбург B.JI. Теоретическая физика и
астрофизика. М.: Наука, 1981.
6. Черенковские детекторы и их применение в
науке и технике. М.: Наука, 1990.

В. в. Михайлин
СИНХРОТРОННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
Введение
Синхротронное излучение (СИ) в
последнее время стало важнейшим инструментом
исследования свойств вещества. Во всем мире
создаются центры по использованию синхро-
тронного излучения, строятся дорогостоящие
источники. В 1999 году в Москве, в
Российском научном центре "Курчатовский институт"
начал функционировать источник синхротрон-
ного излучения — накопитель электронов
на 2,5 ГэВ (и это дополнительно к шести
уже действующим в России источникам —
синхротронам и накопителям в Москве,
Новосибирске и Томске). Синхротронное излучение
используется сегодня практически во всех
областях современной науки, где изучается
взаимодействие электромагнитного излучения
с веществом.
Открытие и исследование СИ
Синхротронное излучение — это
электромагнитное излучение ультрарелятивистских
электронов или позитронов, ускоряемых в
циклических ускорителях. Если посмотреть шире,
то это излучение заряженных частиц,
движущихся по криволинейным траекториям, так как
и это соответствует ускорению. То, что
ускоряемый заряд излучает, известно давно. Особый
интерес к излучению ускоряемых заряженных
частиц появился в 40-х годах, когда возникла
проблема, связанная с предельной энергией
электронов, достижимой в бетатронах. Еще в
1944 году Д.Д. Иваненко и И.Я. Померанчук
показали, что потери на магнитотормозное
излучение в циклическом ускорителе
пропорциональны четвертой степени энергии, до
которой ускорены электроны. Первоначально это
явление называлось "светящийся электрон".
Но в работе Д.Д. Иваненко и И. Я. Померанчука
не уточнялось, в какой области спектра
излучает светящийся электрон. Потери на
излучение безусловно стали учитываться при
конструировании циклических ускорителей.
Поиск излучения "светящегося электрона"
начали экспериментаторы. Американский физик
Д. Блюитт, работая на бетатроне, подтвердил
теоретически предсказанные потери энергии
на излучение по сокращению орбиты (1946 год).
Само излучение он не обнаружил, так как
искал его в СВЧ-области. Годом позже на
синхротроне на 70 МэВ фирмы "Дженерал
Электрик" Ф. Хабер при проведении
профилактических работ на камере ускорителя
в месте, где было снято металлизированное
непрозрачное покрытие стеклянной камеры
ускорителя, увидел яркий голубоватый свет,
идущий от орбиты электронов. Поскольку
экспериментально излучение впервые было
обнаружено на синхротроне, его и назвали
синхротронным.
Теоретики довольно скоро показали, что
максимум излучения смещен в область высоких
частот (по отношению к частоте вращения
электрона на орбите coo = c/(2kR), где с — скорость
света, R — радиус орбиты электрона) и даже
для маломощного ускорителя энергией всего
70 МэВ максимум уже смещается в область
вакуумного ультрафиолета, а для современных
синхротронов и накопителей — в
рентгеновскую область и даже в область у-излучения.
В 1948 году появилась работа А.А. Соколова
и Д.Д. Иваненко по спектральному и угловому
распределению СИ (годом позже независимо
аналогичная работа Ю. Швингера). Именно в
этих работах приведена используемая сейчас
формула для расчета спектральных и угловых
характеристик СИ.
Следующим этапом было
экспериментальное исследование свойств СИ и проверка
теории. В 1956 году была опубликована работа
П. Гартмана и Д. Томбуляна по
экспериментальному исследованию спектральных и угловых
характеристик ультрафиолетового излучения
Корнельского синхротрона (США) на 300 МэВ. В
эти же годы поляризационные характеристики
СИ активно исследуют физики Московского
университета (О.Ф. Куликов и др.). С начала
б0-х годов началось использование СИ в
эксперименте, сначала в атомной спектроскопии, а
вскоре и в физике твердого тела. С 1967 года в
совместных работах Московского
университета и Физического института АН СССР (ФИАН)
синхротронное излучение начали применять
в спектроскопии твердого тела и для
исследования высокоэнергетического возбуждения
люминесценции. На синхротроне ФИАН на
680 МэВ С-60 был построен первый в России
вакуумный ультрафиолетовый канал СИ.
Циклический ускоритель
Рассмотрим устройство циклического
ускорителя электронов (рис. 1). Из инжектора 1 (это,
как правило, линейный ускоритель или
микротрон) предварительно ускоренные электроны
попадают на круговую орбиту ускорителя.
Захват электронов в режим синхротронного
ускорения возможен при достижении
релятивистских скоростей частиц, ибо синхротронная
равновесная орбита, по которой электрон
движется с постоянной средней угловой частотой и
медленно меняющимся радиусом, требует уже
в начальном периоде, чтобы энергия
частицы была релятивистской (Е > тс2). Поэтому

СИНХРОТРОННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
77
5
Рис. 1. Схема циклического ускорителя. 1 — инжектор,
2 — вакуумная камера, 3 — ускоряющие промежутки, 4 —
квадранты магнита, 5 — сгусток электронов
синхротронному режиму ускорения
предшествует предварительный этап ускорения либо
в бетатроне, либо в специальном инжекторе
типа линейного ускорителя или микротрона. На
круговой орбите электроны 5 удерживаются
магнитным полем поворотных магнитов 4. В
индукционном ускорителе (бетатроне) и
несущее, и ускоряющее поля магнитные. Предел
энергии, до которой ускоряются электроны
в бетатроне, равен примерно 300 МэВ. В
синхротроне магнитное поле в поворотных
магнитах увеличивается по мере увеличения
энергии электронов, чтобы удержать
электроны на равновесной синхротронной орбите
(синхронно с ускорением — отсюда и название
синхротрон). Обычно круговая камера 2
синхротрона разделяется на 4 части (квадранты 4),
между которыми образуются прямолинейные
промежутки 3. В один из них устанавливается
резонатор с меняющимся электрическим
полем, в котором электроны "подталкиваются"
(ускоряются). Преимущества синхротрона
существенны, так как магниты, в отличие от
бетатрона, установлены только на криволинейных
участках траектории, а потери энергии на СИ
компенсируются. Предел достижимой энергии
определяется теперь линейными размерами
ускорителя, магнитными полями и потерями на
СИ. Итак, в синхротроне ускоренный электрон
движется со скоростью v, близкой к скорости
света с.
Характеристики синхротронного
излучения
Излучение нерелятивистских электронов
имеет угловое распределение, характерное для
диполя Герца (рис. 2). Для релятивистских
частиц это распределение сдвигается в
направлении движения из-за эффекта Доплера
(источник движется со скоростью v ~ с). При
продольном ускорении (линейный ускоритель)
векторы скорости и ускорения совпадают и
распределение симметрично относительно
направления. При поперечном ускорении
распределение искажено в направлении движения,
в
а
v
V
б
(тс2 Л
v,v V. Е )
Рис. 2. Угловое распределение излучения ускоряемого
электрона, а — нерелятивистский электрон, б —
релятивистский продольно ускоряемый электрон, в —
релятивистский поперечно ускоряемый электрон
которое перпендикулярно ускорению.
Деформированный конус излучения имеет здесь
средний угол раскрытия 8\|/ « тс2/Е (рис. 3).
При таком узком угловом
распределении внешний наблюдатель видит излучение
электронов не на всем круговом пути, а на
коротком участке орбиты. Он регистрирует
не только частоту обращения электронов, но,
вследствие ультрарелятивистских скоростей,
также и высшие гармоники излучения вплоть
до лежащих в высокоэнергетической области
спектра (длина волны излучения достигает
10"9 см).
Наиболее важны для практических
применений следующие свойства СИ. Для
ультрарелятивистского электрона СИ сосредоточено
в плоскости орбиты электрона и благодаря
релятивистским эффектам является
остронаправленным. В каждый момент излучение
заключено в конусе с углом раствора 1/у и
направлено по касательной к траектории в
точке излучения (у — релятивистский фактор,
у=Е/(тс2)). Благодаря острой
направленности излучение приходит в точку наблюдения в
виде короткого импульса
Дт=1/(©оу),
где а>о = c/(2kR) — частота обращения
электрона по орбите. Эффект Доплера приводит
к тому, что максимум мощности излучения
не приходится на частоту обращения <х>о>
а смещен в область более высоких частот,
соответствующих
At = Дт(1 - р • cosy) « Дт/у2 = 1/(©о'У3),
где At — время, в течение которого
наблюдатель видит импульс СИ электрона, а \|/ —
угол наблюдения, р = v/c. Отсюда естественно

78
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
1,0
Я
v
0,5
2 " *-(¦*)
V
D
Рис. 3. Угловое распределение излучения
релятивистского электрона, движущегося по круговой орбите.
7 — орбита, 2 — направление излучения, D — точка
наблюдения
следует, что максимум излучения смещен в
область частот
сокр ~ 1/At ~(о0у*,
а критическая длина волны излучения
С учетом того, что ^макс = 0,42^кР,
оценка для длины волны максимума излучения
^макс = 2,54Д/1?3, где R выражается в метрах,
а ? в ГэВ.
Даже такое элементарное рассмотрение
дает две важные для практики характеристики
СИ — угол раствора излучения и длину волны
максимума излучения. Кривая спектрального
распределения СИ по виду напоминает план-
ковское распределение для абсолютно черного
тела. При таком условном сопоставлении
синхротрон ФИАН на 680 МэВ подобен черному
телу с температурой ~ 106 К, а синхротрон
ДЭЗИ — с температурой 107 К. Другими
наземными источниками, обладающими таким
спектром, могут быть высокотемпературная
плазма или ядерный взрыв (существенно менее
удобный источник для целей спектроскопии).
Одними из первых в 1956 году спектральное
распределение интенсивности СИ исследовали
-30' -20х -10' 0' 10' 20' 30' у
Рис. 4. Сравнение теоретических зависимостей (кривые)
интенсивностей а- и я-компонент линейной поляризации
от угла \|/ с экспериментальными (точки, крестики) (по
данным О.Ф. Куликова)
Ю.М. Адо и П.А. Черенков. Исследования
были проведены в видимой области спектра
при энергиях электронов 150-250 МэВ;
результаты хорошо согласуются с
теоретическими данными. Пионерами в исследовании
поляризационно-угловых характеристик СИ
были О.Ф. Куликов с соавторами. На
синхротроне ФИАН на 680 МэВ ими были получены
фотографии углового распределения
интенсивности СИ в компонентах линейной поляризации
излучения для энергии электронов 250 МэВ.
Сравнение экспериментальных данных,
полученных в этих работах, с теоретическими
представлено на рис. 4, где показаны
теоретические кривые для углового распределения
излучения" электронов и экспериментальные
данные, полученные в результате
суммирования излучения электронов за все время цикла
ускорения. Эксперимент в согласии с теорией
показал, что компонента линейной
поляризации с электрическим вектором,
перпендикулярным плоскости орбиты (р-компонента),
имеет характерное угловое распределение с
минимумом в плоскости орбиты. Компонента с
электрическим вектором, параллельным
плоскости орбиты (s-компонента), имеет максимум
в плоскости орбиты. Непосредственно в
плоскости орбиты излучение почти полностью
линейно поляризовано (эксперимент показал, что
провал в угловом распределении компоненты
все же не доходит до нуля). Вырезая излучение
в плоскости орбиты, можно получить линейную
поляризацию, достигающую 98 %. Усредненная
по всем углам и длинам волн степень линейной
поляризации все еще очень высока и достигает
75 %. В выражении для линейной поляризации
р _ 1(5 - h

СИНХРОТРОННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
79
Ic — интенсивность компоненты с
электрическим вектором в плоскости орбиты, 1п — с
вектором, перпендикулярным плоскости
орбиты.
Временная структура СИ связана с типом
машины. На синхротроне цикл ускорения,
как правило, повторяется с частотой 50 Гц,
и с такой же частотой повторяются пакеты
импульсов СИ, промодулированные внутри
пакетов с частотой обращения электронов на
орбите «о = c/(2nR). Длина сгустка электронов
на орбите определяет длительность этого
минимального импульса, которая достигает
сотен пикосекунд. Если на орбите несколько
сгустков, то частота повторения будет кратной
частоте обращения со' = iVco0j где N — число
сгустков. В накопителях электроны живут на
орбите часами. Здесь важно учесть длину
сгустка, достигающую нескольких сантиметров
(длительность до 100 пс), число сгустков на
орбите и частоту обращения электрона.
Постепенно интенсивность импульсов СИ снижается
из-за потери частиц с орбиты.
Накопитель имеет серьезные
преимущества перед синхротронами как источник СИ, в
частности, благодаря возможности длительного
использования излучения моноэнергетических
электронов. На синхротроне в отличие от
накопителя в каждом цикле ускорения
необходимо при помощи прерывателя (механического
модулятора) выделять временной участок (при
частоте 50 Гц этот участок ~5 мс), на котором
электроны можно считать
моноэнергетическими (вершина синусоиды). Это существенно
снижает эффективность использования
синхротрона в качестве источника.
У накопителей как источников СИ есть
и другие важные преимущества, связанные с
меньшим сечением пучка электронов,
возможностью накопления большого числа частиц на
орбите, более высоким вакуумом (10~9 торр),
более низким радиационным фоном вокруг
накопителя, что позволяет располагать
аппаратуру в непосредственной близости от источника
СИ, и др. Синхротроны как источники СИ
сыграли важную историческую роль в освоении
СИ: на них оно было обнаружено, исследованы
его основные характеристики, начаты (и идут
до сих пор) эксперименты по его использованию.
Но будущее, конечно, за накопителями: именно
на основе накопителей созданы и
разрабатываются специализированные источники СИ.
Применения синхротронного
излучения
Основными областями спектра, в которых
наиболее эффективно применяется СИ,
являются вакуумная ультрафиолетовая, мягкая
рентгеновская и рентгеновская области.
Именно в этих областях СИ имеет наибольшее
преимущество перед другими источниками.
Исследование в области ВУФ и мягкого
рентгена дают очень важную информацию для
понимания электронной структуры твердого
тела. Существенный прогресс в этой области
стал возможен благодаря, с одной стороны,
применению СИ, с другой — теоретическим
расчетам зонной структуры. Теоретический
расчет дает дисперсию энергии от волнового
вектора и приведенную плотность состояний в
зависимости от энергии.
На рис. 5 показана упрощенная зонная
схема твердого тела с указанием переходов,
вызванных взаимодействием излучения с
3/7
N
Ея Д Э П
ЗВ
О
Рис. 5. Схема взаимодействия синхротронного
излучения с твердым телом. Е — ось энергий, Е9 —
ширина запрещенной зоны, Д — переходы с уровней
дефектов, Э — экситоны, /7 — основное поглощение, N —
приведенная плотность состояний
твердым телом. Край зоны фундаментального
поглощения кристалла связан с шириной
запрещенной зоны Е9 и вызван переходом
электрона из валентной зоны ЗВ в зону
проводимости ЗП. В запрещенной зоне
показаны уровни, связанные с примесями и
собственными дефектами решетки. На схеме
приведены оптические переходы,
определяющие структуру поглощения кристалла, как
фундаментального, так и примесного. Однако
лишь одна зонная схема без включения
экситонных переходов не позволяет надежно
интерпретировать всю наблюдаемую
структуру в области фундаментального поглощения.
На схеме показаны переходы, связанные с
экситонами, коллективными возбужденными
состояниями кристалла. Кулоновское
взаимодействие электрона и дырки приводит к
образованию связанных состояний и появлению
водородоподобной дискретной структуры для
плотности состояний для значений энергий,
лежащих ниже края поглощения.
Использование СИ для исследования спектров
твердых тел позволило расширить спектральную
область измерений и систематически
исследовать переходы из внутренних состояний

80
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
остова, являющихся плоскими в пространстве
квазиимпульса. Исследование таких переходов
позволяет получить дополнительную
информацию о структуре зоны проводимости. На
схеме показаны также и переходы, связанные с
фотоэмиссией электронов.
С поглощением в рентгеновской области
связан успешно развиваемый метод измерения
протяженной тонкой структуры
рентгеновского поглощения EXAFS [5]. Метод EXAFS
основан на измерении с высоким разрешением
тонкой структуры в коэффициенте поглощения
при энергиях на сотни электрон-вольт выше
if-края поглощения исследуемого атома.
Модуляция поглощения вызвана интерференцией
электронной волны, излученной возбужденным
атомом, и волн, отраженных соседними
атомами. Метод позволяет определить взаимное
расположение атомов в твердом теле с
точностью до 10~10 см. Этот метод применяется и для
исследования поверхности.
Разработана модификация метода, в
которой для получения информации о структуре
EXAFS используются спектры возбуждения
люминесценции. Этот вариант метода,
развитый итальянским физиком А. Бьянкони,
позволяет исследовать структуру
кристаллов и биологических объектов, обладающих
люминесценцией. Необходимость применения
СИ для исследования люминесценции вызвана
тем, что в качестве оснований люминофоров
применяются, как правило, широкозонные
кристаллы. Характерный для этих
кристаллов электронный спектр лежит в вакуумной
ультрафиолетовой области (5-50 эВ). Именно
в этой области — области
фундаментального поглощения — проявляются межзонные
переходы валентных электронов, экситоны и
плазмоны. Для понимания механизма
возбуждения люминофоров особенно важны и более
высоко энергетические возбуждения
люминесценции кристаллофосфоров при энергиях, во
много раз превышающих ширину запрещенной
зоны. В этом случае возбуждаются уже
переходы электронов из внутренних
оболочек образующих кристалл атомов. Понимание
процессов возникновения и миграции этих
высокоэнергетических возбуждений к центру
свечения является фундаментальной задачей
люминесценции кристаллофосфоров. При этом
важную роль играют механизмы размножения
элементарных возбуждений. При поглощении
фотонов с энергией, большей двух или более
ширин запрещенной зоны, в результате
распада созданных непосредственно в момент
поглощения высокоэнергетических электронных
возбуждений каждый фотон генерирует в
кристалле более одного электронного возбуждения
меньшей энергии. Положение границы начала
процесса размножения электронно-дырочных
пар связано с отношением эффективных масс
электрона и дырки и меняется для разных
кристаллов от 2Ед до 4Ед.
Высокая яркость источников СИ позволяет
проводить спектроскопические исследования
с экстремально высоким спектральным
разрешением при более коротких экспозициях.
Использование поляризационных свойств СИ
позволяет исследовать пространственную
анизотропию объектов. Исследование поглощения
и флюоресценции газов и паров несет
информацию о строении внутренних оболочек атомов.
Исследование молекулярных спектров с
помощью СИ позволяет получить информацию о
процессах фотоионизации и фотодиссоциации в
молекулярных системах. При этом удается
зарегистрировать спектры поглощения молекул с
предельным разрешением.
Наряду с многочисленными применениями
СИ в научных исследованиях есть ряд работ,
имеющих важное прикладное значение, в
частности, применение СИ в
микролитографии. В последнее время американская фирма
IBM провела ряд исследований, показавших
большие преимущества применения СИ в
микролитографии для получения элементов
микросхем. Стоимость специализированных
источников СИ (накопителей электронов)
довольно высокая: накопитель на 700 МэВ стоит
порядка 20 млн долларов, однако качественное
улучшение параметров микросхем и резкое
повышение производительности в
значительной мере окупают затраты на такой источник.
Разрабатываются и другие применения СИ,
имеющие прикладное значение. Мощность
СИ можно использовать для фотосинтеза
углеводородов, окисей азота и др. СИ можно
использовать для исследования радиационного
воздействия на материалы и приборы вне
атмосферы, что очень важно для космического
материаловедения. Рентгеновское монохрома-
тизированное СИ может найти применение в
рентгенодиагностике, что позволит на порядки
снизить радиационную нагрузку на человека
при рентгеновском обследовании. Возможно
применение СИ в радиационной технологии и
радиационно-химических процессах. В
последнее время наблюдается бурное развитие работ
по применению СИ и в науке, и в технике.
Литература
1. Михайлин В.В., Тернов ИМ. Синхротронное
излучение. М.: Знание, 1988.
2. Тернов ИМ., Михайлин В.В. Синхротронное
излучение. Теория и эксперимент. М.: Энергоатом-
издат, 1986.
3. Тернов ИМ. Успехи физич. наук. 1995. Т. 165.
С. 429.
4. Михайлин В.В. Краткие сообщения по физике
ФИАН. 1995. № 3/4. С. 78.
5. Ведринский Р.В. Соросовский образоват.
журн. 1996. № 5. С. 79.

А. С. Кингсеп
ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПЛАЗМЫ
Введение
Идея, выраженная словами: "Плазма —
четвертое состояние вещества", отнюдь не
устарела до наших дней.
Какое состояние вещества наиболее
характерно для Вселенной? Ответ может показаться
неожиданным: таковым состоянием является
плазма, и человек — твердожидкое создание —
проживает на одном из маленьких твердых
островков в плазменном мире.
Плазму нередко определяют как
ионизованный газ. Такое определение, однако, не более
содержательно, чем, например, "газ есть
испаренная жидкость" или "жидкость есть
расплавленное твердое тело". В процессе ионизации
газ приобретает существенно новые свойства,
позволяющие с полным основанием говорить о
новом агрегатном состоянии. Правда, поскольку
ионизация — процесс непрерывный и может
быть проведен адиабатически медленно, здесь
нет выраженного фазового перехода. Но эта
ситуация в физике не уникальна. Скажем,
жидкость можно перевести в газообразное
состояние, избежав фазового перехода, — для
этого переход нужно совершить по кривой,
огибающей на Р, Т-плоскости критическую
точку. Другой близкий пример — плавление
стекол, при котором фазовый переход вообще
отсутствует, но механические свойства
вещества изменяются принципиально.
Плазменные объекты окружают нас. Это
Солнце и звезды, молния, дуга электросварки,
лампы дневного света. Плазменный слой в
ионосфере определяет дальнюю радиосвязь на
коротких волнах, и т. п. Неудивительно, что
круг явлений, столь широко представленный
в природе и технике, составляет предмет
пристального внимания физиков.
Плазма как сплошная среда
Первое отличие плазменного состояния
вещества от газообразного — высокая
электропроводность. Даже холодная плазма
поверхности Солнца (Т0 = 5700 К « 0,5 эВ) по
этому параметру приближается к металлам,
а при "термоядерной" температуре 10 кэВ
водородная плазма оказывается примерно в
20 раз лучшим проводником, чем медь при
нормальных условиях. Во многих
экспериментальных ситуациях плазма ведет себя
как идеальный проводник. Наиболее
выразительным свойством идеального проводника
является вмороженность магнитного поля в
проводящую среду. Выберем внутри
проводящей среды произвольный замкнутый контур
и предположим, что магнитный поток через
него изменяется во времени. Как известно, в
соответствии с законом Фарадея это создало бы
электродвижущую силу
где Е — напряженность электрического поля,
а Ф — магнитный поток через контур. Если
проводимость бесконечна, любая ненулевая
ЭДС привела бы к бесконечному току через
контур, следовательно, в случае очень высокой
проводимости силовые линии магнитного поля
как бы "приклеены" к веществу, так что
магнитный поток через любой материальный
контур остается постоянным. Это явление не
имеет ничего общего со сверхпроводимостью.
Идеальным можно считать любой проводник,
если при заданных характерных временных
и пространственных масштабах задачи его
сопротивление несущественно. При переходе
же в сверхпроводящее состояние магнитное
поле из проводника просто выталкивается
(эффект Мейснера).
Поскольку проводимость реальной плазмы
все же конечна, то и утверждение о вморо-
женности не абсолютно. Поле и ток
перестраиваются при перемещении или деформации
проводника либо при изменении условий на
его границе. Приближение идеальной
проводимости означает, что за характерные времена
процесса такая перестройка несущественна.
Известно, например, что ток достаточно
высокой частоты способен течь лишь в тонком
слое вблизи поверхности проводника (скин-
эффект). При этом в глубину проводящей среды
ток и поле просто не успевают проникнуть из-
за слишком быстрого чередования знака поля
на границе.
Прямым следствием вмороженности
магнитного поля в плазму оказываются гигантские
поля нейтронных звезд (пульсаров). Они
генерируются в процессе гравитационного коллапса
звезды. На рис. 1 показано, как это происходит.
Представим себе некоторое плазменное
образование с нулевым (или достаточно слабым)
магнитным полем в объеме плазмы и
ненулевым (соответственно большим по величине) —
вне его. Иными словами, предположим, что
внешнее поле не успело проникнуть в плазму.
Тогда в некотором поверхностном слое плазмы
обязан протекать ток, обеспечивающий скачок
магнитного поля. Эта ситуация изображена на
рис. 2 в упрощенной двумерной модели.

82
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Вакуум
Рис. 2. Магнитное удержание
В
б
Рис. 1. Эффект вмороженности магнитного поля: а —
начальное состояние звезды; б — конечное состояние —
нейтронная звезда
Глядя на рисунок, можно убедиться, что
в результате взаимодействия поля и тока
("правило левой руки") на границу плазмы
будет действовать направленная вглубь сила,
имеющая смысл магнитного давления. На этом
и базируется метод магнитного удержания
плазмы. Горячую плазму нельзя
непосредственно заключить в твердый сосуд — ее
погубит рекомбинация на стенках за счет,
например, реакций D+ + е~ -> D, где через D
и е~ обозначены соответственно дейтерий и
электрон. В то же время необходимо как-то
удерживать ее, если желательно, чтобы время,
входящее в критерий Лоусона
пх ~ 1015 см~3 • с,
превосходило время свободного разлета. Из
сказанного выше следует, что в принципе
плазму можно удерживать магнитной стенкой (и
соответственно толкать магнитным поршнем).
Одна из простейших магнитных ловушек (ее
называют пробкотроном или зеркальной
ловушкой) схематически представлена на рис. 3.
Как видно, электродинамические и
механические свойства плазмы существенным
образом связаны друг с другом. Движение и
равновесие плазмы определяется
электромагнитными полями; в свою очередь, течение
плазмы порождает электромагнитные поля и токи.
В большинстве случаев макроскопическая
динамика плазмы тождественна так называемой
Катушки магнитного поля
Рис. 3. Простейшая схема магнитной ловушки —
пробкотрон или зеркальная ловушка
магнитной гидродинамике, которая, в
частности, описывает равновесие и течение жидких
металлов. Таким образом, можно сделать
следующий вывод: хотя температура плазмы
гораздо выше температуры газа (а в типичных
экспериментальных условиях плазма еще и
более разрежена, чем газы при атмосферном
давлении), ее макроскопическая динамика в
большей степени напоминает
конденсированное вещество и заметным образом отличается
от таковой для газов.
Плазма как ансамбль частиц
В качестве следующего шага сравним
различные состояния вещества на
микроскопическом уровне (рис. 4).
Ниже всего по шкале температур
располагается твердое тело, под которым здесь
подразумевается не аморфное твердое тело
или высокополимерная фаза, но лишь истинное
твердое тело — кристалл. В этом состоянии
атомы упорядочены и образуют решетку.
Движение их весьма ограниченно: допускаются лишь
малые колебания в окрестности положений
равновесия в узлах решетки. Эти колебания —

ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПЛАЗМЫ
83
Рис. 4. Четыре агрегатных состояния вещества
фононы — отнюдь не индивидуальны. В них
участвуют все частицы кристалла
(абсолютность этого утверждения ограничивается лишь
несовершенством кристалла). Говорят, что для
кристаллической фазы на микроскопическом
уровне характерна коллективная динамика.
У жидкости молекулы располагают гораздо
большей свободой, чем в твердом теле, —
здесь уже имеет место броуновское движение,
но в случае жидкости это движение еще
не вполне свободно. Молекулы достаточно
эффективно взаимодействуют с ближайшими
соседями, образуя некоторые короткоживущие
ансамбли. Среднее число частиц в таком
ансамбле не является ни большим, ни малым.
Это очень сложный случай с точки зрения
физика. Привычные для многих из нас
представления о хаотичности движения молекул
жидкости в какой-то мере правильны, но
лишь постольку, поскольку подразумевается
некоторое усреднение в пространстве и/или
во времени. В особенности это утверждение
относится к микродинамике воды или других
сильно полярных жидкостей, в которых сила
взаимодействия молекул не слишком быстро
падает с увеличением расстояния между ними:
Ситуация решительным образом меняется
при переходе к газу. В достаточно "теплом" и
разреженном газе, что как раз соответствует
критерию идеальности газа, молекулы (или
атомы) почти свободны. Единственное
проявление какого-то взаимодействия молекул с
макроскопической точки зрения — выравнивание
основных параметров, например давления и
температуры, по объему газа, что позволяет,
в частности, строить их термодинамику в
приближении квазистационарных процессов.
Само взаимодействие частиц газа может быть
представлено как более или менее частые
соударения частиц. Такое представление
обусловлено, во-первых, разреженностью газа и,
во-вторых, достаточно быстрым уменьшением
с расстоянием силы взаимодействия молекул.
Так, сила ван-дер-Ваальса в приближении
Ленарда-Джонса
Я; ос г г.7.
Чем более газ разрежен, тем реже
столкновения, тем меньше и взаимное влияние частиц.
Казалось бы, поскольку горячая плазма
еще более разрежена, чем газ, ее частицы
должны быть "еще свободнее", тем более
что характерная скорость теплового движения
электронов vt довольно высока:
vT ~ (кТ/та)1/2, а = г, е,
где к — постоянная Больцмана, г, е —
обозначения ионов и электронов
соответственно. Поскольку масса электрона примерно в
2000 раз меньше массы даже легчайшего из
ионов — водорода Н+, то его тепловая скорость
намного больше тепловой скорости ионов.
Принципиально важным оказывается, однако,
то обстоятельство, что ионизация замещает
силы ван дер Ваальса кулоновскими, которые
очень медленно спадают с расстоянием:
Как следствие, оказывается возможным
формирование больших ансамблей
взаимодействующих частиц, и хотя столкновения
(обусловленные уже не ван-дер-ваальсовыми, а
кулоновскими силами) все еще могут быть
существенны, но по мере перехода ко все более
горячей и разреженной плазме на первый план
выходит специфичная для конденсированных
сред коллективная динамика. Прежде чем
рассмотреть сколько-нибудь содержательный
пример, следует обсудить еще одно свойство
плазмы.
Это свойство называется
квазинейтральностью. Во-первых, нейтральность в целом —
обстоятельство очевидное, поскольку плазма
обычно образуется вследствие ионизации
нейтрального газа. (Заряженная плазма — точнее,
плазмоподобные среды — также могут быть
предметом рассмотрения. Это, например,
электронное заполнение сильноточного диода или
сильноточные пучки заряженных частиц. Но их
все же удобнее изучать, отталкиваясь от
известной физики квазинейтральной плазмы.) Но
квазинейтральность — гораздо более сильное,
локальное свойство. Чем выше концентрация
заряженных частиц, тем сложнее оказывается
разделение зарядов. Реальные количественные
оценки можно получить, исходя из
следующего примера. Пусть кубик объема V = 1 см3

84
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
заполняет плазма плотностью, типичной для
лабораторных экспериментов:
т = пе = 10
14 см"3.
Если нарушить равенство концентраций в
данном объеме всего на один процент, то
есть создать избыток концентрации любого из
компонентов
5п«0,01п = 1012см~3,
то с помощью теоремы Гаусса можно оценить
возникающее при этом электрическое поле:
EdS ^ES= — =
Ъп-V • е
во
Здесь е — заряд электрона, q — объемный
заряд, 5 — площадь, 8о — электрическая
постоянная. В результате Е « 3 • 107 В/м. Этот
же результат можно интерпретировать иначе.
Пусть
J nedV = J riidV.
Если нарушить локальное равенство
зарядов и сделать так, что у одной
грани кубика щ
+Ю-2
пе = -10
-2.
'г,е, У ДРУГОЙ
Щ — Пе = +1U Пг,е, ТО ДЛЯ ПОЛЯ ПОЛуЧИТСЯ ТО
же значение, что и выше. В первом случае
электростатическое отталкивание эквивалентно
огромному "отрицательному давлению",
взрывающему наш кубик, во втором — притяжение
одноименных зарядов эффективно
выравнивает локальную плотность заряда. В обоих
случаях, чтобы поддержать систему в
неравновесном состоянии, необходимы внешние поля по
порядку величины не меньше 107 В/м. Если же
электрическое поле, приложенное к плазме
извне, меньше, то и нейтральность в выделенном
объеме имеет место с точностью не менее чем
Ъп/п < Ю-2. Таким образом, не только в целом,
но и локально плазма остается нейтральной:
щ = пе или пе = ZiUi в случае многозарядных
ионов (Zi > 1).
Как и все предыдущие, это утверждение
не может быть абсолютным хотя бы из-за
дискретности вещества. Однако для горячей
разреженной плазмы еще более важным
оказывается тепловое движение. Сколь ни
убедительными представляются аргументы в
пользу квазинейтральности, они молчаливо
подразумевают некоторое усреднение по
пространству и времени. Можно оценить
минимальный масштаб времени, ниже которого
квазинейтральность не может быть обеспечена.
Пусть всем электронам плоского слоя плазмы
дается смещение относительно ионов в
перпендикулярном плоскости слоя направлении
(рис. 5). Если х — пространственное смещение
(х <С I), то заряд на единицу площади в
узких приграничных слоях оказывается равным
dQ/dS = пех.
Рис. 5. К обсуждению эффекта плазменных колебаний
Схема очень напоминает плоский
конденсатор, так что можно вычислить величину
электрического поля в объеме плазменного
слоя:
*-? "=§• *-?¦
где U — напряжение, I — толщина слоя, Q —
электрический заряд, С — емкость^ откуда
Е — nex/lEo.
Принимая во внимание соотношение масс
Mi/me ^> 1, можно пренебречь смещением
ионов, и тогда уравнение движения для
электронов оказывается очень простым:
d2x
Ш^ = ~еЕ =
пе2х
а это есть уравнение гармонических (малых)
колебаний:
&х_
dt2
= -0Г?, СО = СОпл =
гот'
Таким образом, построена модель наиболее
типичного для плазмы коллективного
движения, называемого ленгмюровскими или просто
плазменными колебаниями (вообще говоря, в
плазме могут реализоваться многие десятки
различных типов колебательных и волновых
движений). Ленгмюровская, или плазменная,
электронная частота сопл оказывается
характерной частотой нарушения
квазинейтральности, так что, говоря о плазме как о системе
квазинейтральной, а тем более как о сплошной
среде, подразумевают картину, усредненную
по промежутку времени, много большему
периода ленгмюровских колебаний.
Пространственный масштаб определяется расстоянием,
которое пролетает электрон, движущийся с
тепловой скоростью, за период плазменных
колебаний. Этот масштаб называют дебаевской
длиной и обозначают г&. Итак, вот условия, при

ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПЛАЗМЫ
85
которых процесс или явление можно считать
квазинейтральным:
до> со-;,
Здесь At, Ах — характерные
пространственный и временной масштабы. Теперь уже
можно получить количественное условие
существенности коллективных взаимодействий
в плазме. Частицы в плазменном коллективе
"общаются" через посредство электрического
поля, а значит, возможность такого общения
ограничена характерным масштабом
нарушения квазинейтральности — дебаевской длиной.
Коллектив может сформироваться и быть
жизнеспособным лишь при условии, что число
частиц в сфере дебаевского радиуса (оно так
и называется дебаевским числом) достаточно
велико:
JVD = fnr3D = ^.(eokT)^n-^e-3 » 1.
Поскольку TVd ос Г3/2п-1/2, то для этого
плазма должна быть или достаточно горячей
(термоядерная), или достаточно разреженной
(космическая).
Коллективные явления
Можно попытаться дать определение
плазмы. Из предыдущего ясно, что она
действительно заслуживает статуса особого агрегатного
состояния. Все же отсутствие классического
фазового перехода в такое состояние
составляет некоторую проблему. Поэтому специалисты
в различных областях физики плазмы —
термоядерной, космической, холодной
(электроника, плазмохимия), плазмы твердых тел
(электроны проводимости в металлах, электронно-
дырочная плазма полупроводников) —
понимают это состояние немного по-разному. Таким
образом, никакое определение не может
претендовать на совершенную универсальность.
Если желательно подчеркнуть именно физику
плазмы как четвертого состояния вещества, то
можно определить ее так:
"Плазма есть неструктурированная
квазинейтральная система, составленная из
большого числа заряженных частиц и
характеризуемая существенно коллективной динамикой".
Основные направления исследования
коллективных свойств плазмы таковы. Главный
стержень физики плазмы — электродинамика,
безотносительно к тому, какая плазма и в каких
проявлениях изучается. Соответственно в
экспериментальной физике плазмы доминируют
современные электротехнические и
радиофизические методы. Следует отметить, что в
ситуациях с характерными временами порядка
наносекунд при токах порядка мегаампер даже
измерение тока и напряжения превращается
в достаточно нетривиальную задачу, решать
которую должен квалифицированный физик-
экспериментатор. Огромную роль в физике
плазмы играют оптические методы
исследования, широко используются рентгеновские
диагностики, а также корпускулярные методики,
то есть зондирование плазмы пучками частиц.
Как и вообще во всех областях современной
физики, принципиальный момент во всех
экспериментальных работах по физике плазмы —
экспериментальная установка, принцип ее
работы и техническое исполнение. В
плазменном эксперименте промышленные масштабы
должны сочетаться с точностью исполнения,
широким использованием современных
технологий (например, сверхпроводящих), самым
высоким классом аппаратуры и
компьютерного обеспечения. В теоретической физике
плазмы до настоящего времени доминируют
аналитические методы исследования, которые,
однако, во все большей степени дополняются и
продолжаются численным моделированием.
Простейшее проявление коллективных
свойств плазмы — колебания и волны, а также
различного вида неустойчивости. Их, в отличие,
например, от газа или твердого тела, в плазме
великое множество, и уже в течение примерно
40 лет эта сторона плазменной динамики
активно исследуется. Естественным развитием работ
стал интерес к плазменной турбулентности.
Важнейшим свойством горячей (или достаточно
разреженной, N& ^> 1) плазмы оказалось
наличие большого числа коллективных степеней
свободы, так что можно сказать, что
турбулентность, а не термодинамическое равновесие,
есть основная форма ее существования.
Турбулентность, "построенная" исключительно из
колебательных возбуждений, вполне реальна
(такова, к примеру, турбулентность волн на
воде), но это отнюдь не единственный возможный
сценарий. Существует также вихревая
турбулентность (аналог — турбулентная струя),
солитонная турбулентность — и все эти
варианты нелинейной динамики при определенных
условиях реализуются в физике плазмы.
Помимо турбулентности обнаружились и другие
яркие проявления коллективных свойств —
динамические нелинейные структуры.
Не касаясь астрофизических приложений
физики плазмы, следует упомянуть лишь
два важнейших аспекта проблемы
управляемого термоядерного синтеза. Во-первых,
коллективная динамика плазмы определяет
коэффициенты переноса и тем самым время
удержания плазмы т в критерии Лоусона. Во-
вторых, именно коллективные, неклассические
механизмы нагрева наиболее перспективны
для достижения за время т необходимой для
синтеза температуры.

Д. А. Киржниц
ЭКСТРЕМАЛЬНЫЕ СОСТОЯНИЯ ВЕЩЕСТВА
Введение
Состояния вещества с необычно высокой
концентрацией энергии (экстремальные
состояния вещества, ЭСВ) издавна привлекали к
себе большое внимание ученых и практиков
самых различных специальностей. Это связано
прежде всего с немалым самостоятельным
интересом, который вызывают ЭСВ: физика
ЭСВ, включающая в себя физику высоких
давлений и физику высоких температур,
составляет существенную часть той области
науки, объектом которой служит само
вещество, — физики конденсированных сред,
физики плазмы, ядерной физики и т. п. Другая,
не менее важная, причина состоит в том, что
физика ЭСВ служит необходимым элементом
физического фундамента геофизики и
планетологии, астрофизики и космологии, многих
прикладных наук. К числу последних относятся
научно-технические дисциплины, связанные с
использованием атомной энергии, с
плазменными установками и технологиями, с
искусственным получением обладающих особыми
свойствами материалов, как встречающихся в
природе (алмаз, рубин), так и не имеющих
природных аналогов.
ЭСВ возникают под воздействием
экстремальных внешних условий, сильно
отличающихся от нормальных. К их числу относятся
прежде всего высокие давления и температуры.
(В последние годы к экстремальным внешним
условиям относят и сильные магнитные поля.)
Именно экстремальные условия
обеспечивают источник энергии, передача которой
веществу существенно повышает его плотность
энергии. В природе такие условия возникают
под действием сил тяготения, искусственным
образом их создают в специальных приборах и
установках.
Определение основных понятий
Все три слова, входящие в термин
"экстремальные состояния вещества", нуждаются в
строгом определении и уточнении, поскольку в
физике ЭСВ в них вкладывается смысл, далеко
не всегда совпадающий с
общеупотребительным. Начнем с понятия "вещество", школьное
представление о котором, основанное на
противопоставлении его "излучению", безнадежно
устарело. Придадим ему максимально широкое
толкование, понимая под веществом любую
протяженную (и поэтому не чувствительную
к форме и размерам) систему частиц и
полей, которая служит "строительным
материалом" физических объектов. Такое определение
охватывает все известные формы вещества:
обычное состояние, состоящее из электронов и
ядер; электрон-дырочная жидкость; адронное
ядерное и нейтронное вещества; пионный
конденсат; кварк-глюонная плазма; фотонная
система (например, чернотельное излучение);
система электрон-позитронных пар. Особой
разновидностью вещества должен считаться
физический вакуум — состояние, в котором
отсутствуют реальные частицы.
Обсудим теперь понятие "экстремальный",
прямой смысл которого — далекий от
нормального. Однако давление в 1000 атм или
температуру в 1000 К, которые в бытовом
смысле безусловно далеки от нормальных,
тем не менее не относят к экстремальным.
Этим термином будем характеризовать такие
состояния или условия, которые отвечают
значениям плотности энергии вещества 8
или приходящейся на одну частицу энергии
Е, существенно превышающим минимальные
характерные значения этих величин 8о и Eq
в нормальных условиях. Поскольку внешнее
давление р и температура Т порождают
плотность энергии 8 ~ р и соответственно
энергию на частицу Е ~ Т, условия
экстремальности имеют видр > 8о, Т > Eq. В обычном
веществе, состоящем из электронов и ядер,
размер атома порядка а « 0,5 • 10~8 см, энергия
внешнего электрона, обладающего наименьшей
энергией, Eq ~ е2/а « 10 эВ « Ю-11 эрг,
откуда 8о « Ю14 эрг/см3. Поэтому экстремальными
будут считаться давление и температура,
удовлетворяющие неравенствам р > 102 Мбар,
Т > 10 эВ.
Наконец, понятие "состояние"
характеризует особенности внутренней структуры и
свойств вещества, которые будем
классифицировать по нескольким параметрам. Это
тип "элементарных" (неизменных в данном
диапазоне внешних условий) структурных
единиц вещества. Их список соответствует
приведенному выше списку форм вещества:
электроны и ядра (для обычного вещества);
электроны и незанятые состояния — дырки
(для электрон-дырочной жидкости), нуклоны
и пионы (для адронного вещества); кварки и
глюоны (для кварк-глюонной плазмы); фотоны
(для излучения) и электроны-позитроны (для
электрон-позитронной системы). Это тип
агрегатного состояния вещества — твердое, жидкое,
газообразное, плазменное и т. д. Это
характеристики электронной подсистемы, например, тип
проводимости — проводник, металл,
диэлектрик. Наконец, это характеристики ядерной
подсистемы — тип кристаллической решетки,
тип ядерных реакций. На (р, Т)-диаграмме

ЭКСТРЕМАЛЬНЫЕ СОСТОЯНИЯ ВЕЩЕСТВА
87
(рис. 1) каждому из перечисленных состояний
отвечает своя область, причем границы между
ними могут быть как резкими (фазовый
переход), так и размытыми.
1дР[Мбар]
20
15
10
5
12 3 4 5 6 7 8
1дГ[эВ]
Рис. 1. Экстремальные значения давления и температуры
в естественных и лабораторных условиях. Закрашены
области, отвечающие лабораторным методам создания
ЭСВ: А — статические методы, Б — метод ударных волн,
В — лазерное обжатие. ЭСВ в космических условиях :
I — центр Земли, II — центр Юпитера, III — центр Солнца,
IV — белый карлик, V — кора пульсара, VI — ядро пульсара,
VII — вспышка сверхновой, VIII — ранняя Вселенная
ЭСВ в природе
В естественных условиях ЭСВ возникают,
прямо или косвенно, благодаря действию сил
тяготения. Используя язык электродинамики,
можно сказать, что гравитационное
взаимодействие является уникальным сочетанием
свойств дальнодействия, отсутствия зарядов
(масс) двух знаков и притяжением
одноименных зарядов. Все это способствует образованию
массивных тел, в которых ничтожно малые
силы тяготения элементарных частиц
суммируются и вырастают в космических масштабах
в мощный, определяющий фактор. Именно эти
силы порождают высокую плотность вещества
небесных тел и соответственно высокие
давления в их недрах. Они же служат косвенным
источником высоких температур,
возникающих вследствие сжатия вещества, и, главное,
благодаря созданию условий для "зажигания"
экзотермических (идущих с выделением
энергии) ядерных реакций в звездах. Поэтому ЭСВ в
природе локализованы в недрах небесных тел,
в том числе Земли. Некоторые характерные
примеры состояния ЭСВ в небесных телах
приведены в табл. 1.
ЭСВ в лабораторных условиях
В земных условиях для создания
экстремальных условий используются специальные
приборы и установки, предназначенные для
получения высоких давлений, температур и
магнитных полей.
а) Давление. Статические методы
получения высоких давлений основаны на
использовании специальных механических устройств,
осуществляющих сжатие исследуемого
образца. Сюда относятся винтовые и гидравлические
прессы, передающие давление на наковальни,
зажимающие образец. В последние годы им
на смену пришли миниатюрные устройства с
алмазными наковальнями, роль которых
играют ювелирные бриллианты. Преимущество
таких устройств связано с малыми размерами,
прозрачностью для видимого света и, главное,
значительно более высокими значениями
давлений — до 4-5 Мбар. В сочетании с лазерным
нагревом такой путь воспроизводит условия,
близкие к условиям в центре Земли.
Существенно более высокие давления могут
быть получены с использованием
динамических методов, основанных на применении
ударных волн от обычных и ядерных взрывов,
эффектов соударения с образцом разогнанных
до космических скоростей специальных
ударников, эффектов обжатия образца
сходящимися лазерными импульсами или сильноточными
пучками электронов, ионов и т. п.
Динамические методы позволяют получить
давления до 105 Мбар.
б) Температура. Традиционные методы
разогрева основаны на использовании мощных
газовых разрядов, термализации
предварительно ускоренного сгустка частиц, ударных
волн взрыва и др. В последние годы широко
применяются динамические методы, которые
ведут к рекордным температурам порядка
10 кэВ. В сочетании с приведенной выше
цифрой для давления это отвечает условиям в
центре Солнца.
в) Магнитное поле. Обычные методы
получения сильных магнитных полей основаны
на пропускании сильных токов (постоянных
или импульсных) через соленоид. Для
получения сверхсильных полей (до 2 • 103 Тл)
используются предложенные А.Д. Сахаровым
взрывомагнитные генераторы — устройства, в
которых происходит обжатие предварительно
намагниченного линейного образца сходящейся
ударной волной взрыва. Использование
ядерных микровзрывов сулит получение магнитных
полей до 105 Тл.
Применительно к ядерному веществу
создание экстремальных условий
осуществляется путем соударения быстрых (с энергией до

88
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Таблица 1
Тело
Земля*
Юпитер*
Солнце*
Магнитн. звезды
Белый карлик*
Пульсар
Вспышка
сверхновой
Ранняя
Вселенная**
Описание,
принадлежность
Земная группа
Планеты-гиганты
Звезда главной
последовательности
Класс звезд
Кора
Ядро
Химический
состав
О, Si, Mg, Fe
Н,Не
Н, Не, малая примесь
более тяжелых элементов
Аномалии хим. состава
С, Mg, Mn и др. элементы
Fe, нейтроны
Нейтроны
Р,
Мбар
5
102
105
1010
<1022
>1022
10100
т,
эВ
0,5
2
103
103
104
104
108
1028
Р>
г/см3
10
30
102
106
ю7-ю14
>1014
1094
я,
напряж.
магн.
поля, Тл
1
103
ю8-ю9
Примечания. * условия в центре, ** даны характерные планковские условия. Земля — состояние вещества
твердое, в глубине с повышенной текучестью, во внешнем ядре жидкое. Кора и мантия сложены в основном из
силикатов, Mg и Fe, ядро — из Fe. Юпитер — состояние вещества в основном твердое (металлический водород).
Солнце — состояние вещества — слабоидеальная плазма. Белый карлик — конечный продукт эволюции звезд
малой массы. Состояние вещества твердое (идеальный металл), близкое к кривой плавления. Пульсар —
(нейтронная звезда) — конечный продукт эволюции звезды промежуточной массы. Кора пульсара — состояние
вещества твердое. Ядро — состояние вещества — сверхтекучая нейтронная жидкость. Вспышка сверхновой —
катастрофический этап эволюции звезды с выделением энергии ~ 1050 эрг. Ранняя Вселенная — вероятный
источник рекордных экстремальных условий.
сотен ГэВ/нуклон) тяжелых ионов. В
образовавшейся в результате соударения "капле" из
слившихся на короткое время ядер удается
зарегистрировать целый ряд процессов
макроскопического типа, в частности образование
ударных волн.
Поведение внутренней структуры
вещества в экстремальных условиях
а) Электрон-ядерное вещество. С
увеличением давления и (или) температуры
веществу передается все большее количество
энергии, что ведет к перестройке его
внутренней структуры. Соответствующие изменения
состояния вещества качественно описываются
ниже. В данном разделе рассматривается
перестройка электрон-ядерного вещества, не
затрагивающая его внутренней структуры.
Общие тенденции поведения вещества при
переходе к экстремальным условиям состоят
в следующем. С ростом давления появляются
все более компактные структуры. С ростом
температуры разрушается порядок (в широком
смысле этого термина). Общая тенденция
состоит в дезинтеграции, разрушении входящих
в состав вещества связанных комплексов —
молекул, ионов, ядер, нуклонов. В частности,
происходит ионизация атомов и, как следствие,
сглаживание индивидуальных особенностей
вещества данного химического состава.
Например, свойства щелочного металла и
соседнего по атомному номеру вещества нулевой
группы (Не, Аг, ...), резко различающиеся
при нормальных условиях, при экстремальных
условиях сближаются друг с другом.
Более детально описание такого рода
тенденций удобно проводить по отдельности
для электрон-ядерного вещества с обычными
ядрами и для вещества, в котором происходят
ядерные превращения, по отдельности для
давлений и температур. С ростом давления
обычное электрон-ядерное вещество испытывает
кристаллизацию и далее претерпевает серию
структурных фазовых переходов, в результате
которых его кристаллическая решетка,
становясь все более плотно упакованной,
приобретает в конце концов универсальную объемно-
центрированную кубическую структуру.
Прогрессивное уменьшение атомного объема
сопровождается сглаживанием нерегулярностей
зависимости этой величины от атомного
номера, связанных с наличием электронных
оболочек. Одновременно идут и другие электронные
перестройки: исчезают аномалии в заполнении
уровней, освобождаются наружные электроны,
определяющие химическую индивидуальность
вещества, все вещества становятся в конечном
счете металлами (решетка из "голых" ядер и
практически свободный электронный газ).
При еще больших давлениях вещество
может претерпеть так называемое
"холодное плавление" — разрушение решетки под
действием не тепловых, как при обычном
плавлении, а нулевых квантово-механических

ЭКСТРЕМАЛЬНЫЕ СОСТОЯНИЯ ВЕЩЕСТВА
89
колебаний ядер. Последние представляют
собой следствие квантово-механического
соотношения неопределенностей, которое гласит:
произведение неопределенностей значений
координат и импульса (скорости) не равно нулю
и порядка величины постоянной Планка h.
Поэтому ядро не может покоиться в узле
решетки (иначе его координата и скорость
имели бы определенные значения) и
вынуждено колебаться. Кривая холодного плавления
переходит при меньших давлениях в кривую
обычного плавления.
С повышением температуры электрон-
ядерное вещество претерпевает фазовые
переходы плавления и кипения или возгонки,
после чего начинается процесс ионизации
атомов. В итоге вещество превращается в
частично ионизованную плазму,
испытывающую свойственные такому состоянию фазовые
превращения в более сложные модификации
плазмы, что связано с существенной ролью
кулоновского взаимодействия между
частицами. При дальнейшем повышении температуры
возникает слабо неидеальная, а затем и
идеальная полностью ионизованная плазма,
состоящая из "голых" ядер и практически
свободных электронов.
б) Ядерные процессы. Начиная с давлений
порядка 1014 Мбар и плотности 109 г/см3 (для
железа — вещества с наиболее плотно
упакованными ядрами), в веществе начинают
протекать ядерные процессы, вызванные именно
экстремальным характером условий. Первый
и наиболее важный из них — нейтронизация
вещества, то есть захват ядром электрона с
превращением протона ядра в нейтрон. Для
электронов малой энергии такой процесс не
идет, так как нейтрон несколько тяжелее
протона и потому неоткуда взять энергию,
которая компенсировала бы эту разность масс
(именно по этой причине свободный нейтрон
нестабилен и распадается на протон, электрон
и нейтрино). Поэтому для нейтронизации
необходима достаточно большая энергия электрона
(порядка 1 МэВ), которая сама собой возникает
в сильно сжатом веществе, которое может
рассматриваться как своего рода ускоритель
электронов. В самом деле, с ростом степени
сжатия вещества расстояние между частицами
уменьшается и, согласно соотношению
неопределенностей, растет их импульс, а значит, и
кинетическая энергия.
Первый этап нейтронизации — это захват
относительно небольшого числа электронов
каждым из ядер и образование нейтроно-
избыточных ядер, причем рост давления
сопровождается увеличением избытка числа
нейтронов над числом протонов. Следующий
этап начинается с момента, когда
перенасыщенное нейтронами ядро уже не в состоянии
их удерживать, и тогда образуется
самостоятельная нейтронная компонента вещества,
сосуществующая с электронами и ядрами.
Такая последовательность состояний
реализуется в коре пульсара при движении от
его поверхности к внутренней границе коры.
Этой границе отвечает состояние, когда и
нейтроноизбыточные ядра, в свою очередь,
становятся нестабильными и рассыпаются на
составляющие их нуклоны. Так возникает
нейтронная жидкость (нейтронное вещество),
являющаяся веществом сердцевины пульсара.
Замечательным образом нейтронная жидкость
обладает свойством сверхтекучести, и это
проявляется в ряде наблюдательных фактов.
При дальнейшем увеличении давления,
когда плотность становится чуть больше ядерной
(3 • 1014 г/см3), происходит явление, носящее
название пионной конденсации. Система
нуклонов из-за сильного взаимодействия их друг
с другом и с пионами становится
неустойчивой относительно генерации макроскопической
пионной волны, которая называется пионным
конденсатом и образует, в силу своей мак-
роскопичности, самостоятельную компоненту
вещества. Для пояснений сказанного сошлемся
на пример лазера, когда рабочая среда с
инверсным заселением уровней (на более высоких
атомных уровнях находится больше частиц,
чем на низших уровнях) становится
нестабильной относительно генерации макроскопической
электромагнитной волны. Сходство этих двух
явлений проявляется даже в деталях.
Конкурирующий с пионной конденсацией процесс
перестройки — кристаллизация нейтронной
жидкости под действием не кулоновских, как
в обычном кристалле, а ядерных сил. При
еще более высоких сжатиях нуклоны и пионы
"рассыпаются" на составляющие их кварки
и образуют вместе с глюонами новую форму
вещества — кварк-глюонную плазму.
Физический вакуум в современной
картине мира и экстремальные
воздействия
Физический вакуум представляет собой
особую форму вещества, поэтому к нему
относятся многие общие утверждения,
приведенные выше. Остановимся на самом понятии
вакуума и дадим краткое описание
сегодняшних представлений об этом физическом
объекте. Затем коснемся поведения вакуума,
подвергнутого экстремальным внешним
воздействиям.
Вакуумом по определению называется
такое состояние системы частиц или полей, в
котором отсутствуют реальные частицы (кванты
полей). Но это совсем не означает, что вакуум —
абсолютная пустота. На самом деле в вакууме
все время рождаются и исчезают виртуальные
(короткоживущие) частицы, что следует из уже
упоминавшихся выше квантово-механических
соотношений неопределенностей. Эти
соотношения связывают не только координату и

90
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
импульс, но и компоненты физических полей.
Поэтому такие компоненты не могут все вместе
обратиться в нуль, подобно тому, как не могут
стать одновременно определенными
координата и импульс частицы. Из сказанного следует,
что физические поля (как и ядро, находящееся
в узле кристаллической решетки) будут
колебаться около нулевого значения, что на другом
языке и означает рождение и последующее
уничтожение виртуальных частиц. В среднем
(по времени) такие флуктуации в вакууме
ведут к нулевому значению полей, однако,
среднее от квадрата флуктуации отлично от
нуля и может быть измерено при проведении
соответствующего эксперимента. Революция в
квантовой электродинамике, произошедшая в
первые послевоенные годы, началась как раз
с экспериментального обнаружения первых
вакуумных эффектов ("лэмбовского" сдвига
уровней и аномального магнитного момента
электрона).
Таким образом, вакуум — не пустота, а
достаточно сложная физическая система с
большим числом степеней свободы. Поскольку
вакуум похож в этом смысле на среды
макроскопической физики, становится законным
вопрос о том, какие именно конкретные типы
сред он напоминает. Например, с точки зрения
электродинамики вакуум никоим образом не
мог бы считаться проводником (иначе из-за
короткого замыкания не могли бы существовать
электротехника и радиотехника); напротив,
он представляет собой хороший диэлектрик
с огромным напряжением пробоя. Поэтому,
как и в обычном диэлектрике, в вакууме
под действием внешнего заряда происходит
поляризация вакуума — перераспределение
вакуумных зарядов в окрестности внешнего
заряда и частичная экранировка последнего.
Более важным с точки зрения ЭСВ следует
считать поведение вакуума по отношению к
отличным от электромагнитного типам
взаимодействий. Рассмотрим здесь лишь слабое
взаимодействие, ответственное за распады
элементарных частиц.
Бурный прогресс в фундаментальной
физике, начавшийся на рубеже 60-70-х годов,
имеет в качестве одной из своих важных
составляющих объединение
электромагнитного и слабого взаимодействий. Они, в общем,
довольно схожи, главное, что их различает —
это протяженность взаимодействия.
Электромагнитное взаимодействие имеет дальнодей-
ствующий характер (например, кулоновское
взаимодействие спадает по закону 1/г), в
то время как слабое взаимодействие имеет
конечный (порядка Ю-17 см) радиус
действия Д, который быстро спадает по закону
exp[r/.R]/r. Для преодоления этого различия
предполагается, что оно порождено разной
реакцией вакуума на внесение в него обычного
и слабого зарядов: в абсолютной пустоте оба
взаимодействия идентичны, вакуум же мало
сказывается на поле обычного заряда, но
полностью экранирует поле слабого заряда. Это
означает, что, будучи хорошим диэлектриком
по отношению к электромагнитному
взаимодействию, вакуум должен быть проводником по
отношению к слабому взаимодействию. Тогда,
как и при помещении обычного заряда в металл
или плазму, произойдет полная экранировка
слабого заряда из-за натекания на него из
вакуума зарядов противоположного знака.
Более того, вакуум должен быть
сверхпроводником по отношению к слабому
взаимодействию. Только в этом случае произойдет
необходимая экранировка не только слабого заряда, но
и слабого тока. В самом деле, включение слабого
тока приведет по правилу Ленца к появлению
противотока, но в нормальном веществе он
быстро затухнет, и лишь в сверхпроводнике,
где нет сопротивления, он сохранится навсегда.
Такой противоток и обеспечит экранировку
слабого тока. Успех теории электрослабого
взаимодействия и обязан тому, что вакуум был
"руками" сделан сверхпроводящим.
Но все без исключения
сверхпроводники теряют это свойство по достижении
некоторой критической температуры Гкр. То
же относится и к вакууму, для которого
Гкр « 1011 эВ « 1015 К, порядка
энергетического масштаба слабого взаимодействия. При
достижении такой температуры вакуум
испытывает фазовый переход, теряет свойство
сверхпроводимости, перестает экранировать
слабые заряды и токи и разница между
слабым и электромагнитным взаимодействием
исчезает.
Такой фазовый переход мог происходить во
Вселенной, которая имела в далеком прошлом,
в эпоху Большого Взрыва очень высокую
температуру, а позднее, в процессе своей
эволюции остывала. Спустя 10~12 с после
Большого Взрыва температура ранней
Вселенной равнялась как раз Ткр, именно тогда и
произошел космологический фазовый переход.
Существует целый ряд важных следствий
такого перехода (см. статью М.В. Сажина
"Космология ранней Вселенной" в этом томе).
Литература
1. Киржниц Д.А. Успехи физич. наук. 1971.
Т. 104. С. 489.
2. Стишов СМ. Вестник АН СССР. 1981. Вып. 9.
С 52.
3. Аворин Е.Н., Водолага Б.К., Симопенко В.А.,
Фортов В.Е. Успехи физич. наук. 1993. Т. 163. С 1.

Ю.Э. Пенионжкевич
ЯДЕРНАЯ ХИМИЯ
Введение
В конце 50-х — начале 60-х годов,
когда научились получать пучки ускоренных
ядер, возникло новое направление ядерной
физики — ядерная химия. Если ядерная
физика изучает различные состояния ядерной
материи, то ядерная химия исследует
структуру ядер, ядерные реакции, переход одних
изотопов в другие в результате различных
видов радиоактивного распада, синтез новых
ядер.
Если физики объясняют закон
взаимодействия между ядерными частицами в рамках
описания единой ядерной материи, стремясь
к наиболее возможному универсализму, то в
ядерной химии ограничиваются возможностью
проверки превращения одного ядра в другое
путем перестройки нуклонов, из которых эти
ядра состоят, и пытаются получить
глобальное описание ядерной материи, позволяющее
предсказывать различные свойства ядер без
использования различных соотношений,
вытекающих из фундаментальных взаимодействий
между нуклонами. Например, ядерная физика
изучает характеристики элементарного
нейтрона, его свойства, химия использует нейтрон
как некоторую активную частицу в
процессе трансмутации ядра. Физика интересуется
силами, приводящими к деформации ядра,
ядерная же химия изучает эту деформацию,
когда она приводит, например, к делению ядра
на два осколка. Физики исследуют ядерную
реакцию с целью получения информации о
состоянии нуклонов в ядрах и сравнивают ее
с предсказаниями различных моделей ядра.
Ядерные химики интересуются лишь
вероятностью (полным сечением) реакции и
вкладом в него различных каналов. Цели и
методы исследований в ядерной химии сильно
отличаются от методов радиохимии.
Радиохимия занимается использованием
радиоактивных изотопов или ядерных излучений для
изучения фундаментальных химических свойств
элементов, влияния измененных свойств ядра
на расположение электронов атомов. Иными
словами, основной фундаментальной задачей
ядерной химии является изучение структуры
стабильных и нестабильных ядер, а также
ядерных реакций. Эта фундаментальная
задача непосредственно связана с прикладными
исследованиями, среди которых в первую
очередь необходимо назвать использование
атомной энергии в реакции деления тяжелых
ядер, использование свойств распада ядер для
активационного анализа элементов,
определение возраста различных объектов и многих
других. Итак, к ядерной химии можно отнести
процессы, связанные с изменением нуклонного
состава двух взаимодействующих ядер,
приводящих к образованию новых элементов и
нуклидов.
Современные ускорители
тяжелых ионов
Для того чтобы произошла ядерная
реакция между двумя сложными ядрами, их
необходимо столкнуть с определенной энергией,
которая определяется энергией кулоновского
отталкивания двух положительно заряженных
ядер. Эта энергия определяется выражением
ZxZ2e2
Ккул-Д1+Д2+г'
где Zi и Z2 — заряды двух ядер, Ri и
R2 — их радиусы иг — расстояние между
их поверхностями. При контакте ядер (г = 0)
кулоновская энергия отталкивания составляет,
например, 10 МэВ для реакции Ag + Ar, a
для взаимодействия двух ядер урана 700 МэВ.
Соответствующую энергию ядра получают
после ускорения на ускорителях тяжелых
ионов. Тяжелыми ионами называют атомы,
не полностью лишившиеся своих
электронов. Ионизация атомов осуществляется в
специальных ионных источниках, в которые
впрыскиваются вещества (как правило, газы)
тех элементов, которые хотят ускорить. При
температуре источника в несколько тысяч
градусов вещество превращается в плазму,
атомы ионизуются до нужного заряда, а затем
впрыскиваются в ускорительную систему.
Ускорители тяжелых ионов бывают
нескольких типов. Первые попытки ускорения
тяжелых ионов были предприняты Л. Аль-
варецом (США) в 1940 году на циклотроне
с диаметром магнитных полюсов 37 дюймов
(93 см). Альварецу удалось получить
пучок ионов углерода небольшой интенсивности
~104 частиц/с. Быстрый прогресс в
ускорении тяжелых ионов начался в послевоенные
годы. Уже в начале 50-х годов были получены
интенсивные пучки тяжелых ионов (до 1011
частиц/с) с энергиями до 10 МэВ на нуклон на
циклотронах в Беркли и Окридже (США), в
Бирмингеме (Англия) и Стокгольме (Швеция). В
России исследования с тяжелыми ионами были
начаты по инициативе И.В. Курчатова в
Институте атомной энергии (ИАЭ, Москва) группой
физиков под руководством Г.Н. Флерова.
Впоследствии эти исследования были продолжены

92
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
в Объединенном институте ядерных
исследований (ОИЯИ) в Дубне в Лаборатории ядерных
реакций, руководимой Г.Н. Флеровым. В
настоящее время в ОИЯИ функционируют два
уникальных ускорителя тяжелых ионов У-400
и У-400М, последний из которых запущен в
1993 году и по своим параметрам является
одним из лучших ускорителей тяжелых ионов.
Энергия и интенсивность пучков ионов в
значительной мере определяются их
начальным зарядом. Отсюда следуют требования
к ионным источникам ускорителей — они
должны обеспечивать высокую интенсивность
ионов с максимальным зарядом. Большой
успех в создании источников многозарядных
ионов был достигнут в ИАЭ группой под
руководством академика Л.А. Арцимовича.
Разработанный ими мощный дуговой источник
с подогревным катодом позволил получить
почти полностью лишенные электронов ионы
вплоть до неона с интенсивностями до сотен
микроампер. Этот тип источников (PIG) получил
дальнейшее развитие и сейчас с его помощью
на ускорителях получают интенсивные пучки
многозарядных ионов вплоть до ксенона. В
последние годы появился новый тип ионных
источников, основанных на использовании
электронного циклотронного резонанса (ECR),
которые позволяют получить пучки сильно
ионизованных атомов вплоть до урана.
Основные направления, по которым шло
развитие ускорительной техники тяжелых
ионов, были связаны с созданием
тандем-генераторов, линейных ускорителей,
синхротронов и циклотронов (циклических ускорителей).
Каждый из этих типов ускорителей имеет
свои преимущества и недостатки и,
следовательно, свою область применения. Действие
тандем-генераторов основано на прохождении
ионами двух ускоряющих промежутков, к
которым приложено высокое постоянное
напряжение (до 30 MB) и на изменении знака
заряда иона между промежутками. Основным
преимуществом тандем-генераторов является
высокое энергетическое разрешение пучка
ионов (АЕ/Е« Ю~4), а также постоянство
потока частиц во времени, отличающее этот
ускоритель от машин более высоких энергий.
Тандем-генераторы используют для
прецизионных измерений, где можно ограничиться
интервалом энергий в несколько десятков МэВ
(энергия такого порядка характерна для
ядерного вещества и поэтому нет необходимости
использовать частицы с высокой энергией), а
расстояния между энергетическими уровнями
ядер составляет несколько кэВ (поэтому и
нужен пучок с высоким разрешением).
Однако интенсивность пучка ионов в тандем-
генераторах невелика (не превышает 1011
частиц/с), а энергия выше кулоновского барьера
достигается лишь для сравнительно легких
ионов.
В линейных ускорителях ионы
приобретают энергию при последовательном
прохождении большого числа ускоряющих промежутков,
к которым приложено переменное
электрическое поле. Изменение его синхронизовано с
движением ионов так, что в каждом промежутке
ион попадает в ускоряющее поле (резонанс). В
линейных ускорителях используют
перезарядную систему ионов, которые после ускорения до
определенной энергии проходят через фольгу,
обдирающую электроны, и увеличивают свой
заряд. В результате этого происходит более
эффективное ускорение ионов с большим
зарядом. Линейные ускорители позволяют
получать достаточно интенсивные пучки ионов
практически всех элементов таблицы
Менделеева с энергией до 10-20 МэВ на нуклон.
Высокие энергии заряженных частиц
достигаются путем многократного происхождения
частицами ускоряющих элементов, на которые
с определенной частотой подается высокое
напряжение. Между тем увеличение
напряжения на элементах ограничено электрическими
пробоями, а увеличение линейных размеров
приводит к значительному усложнению и
удорожанию линейного ускорителя. Эти проблемы
решаются в циклотронах. Упрощенная схема
циклотрона представлена на рис. 1,а.
После инжекции заряженного тяжелого
иона из источника в центр вакуумной камеры
циклотрона магнитное поле с индукцией В
заставляет ионы с зарядом q и массой т
двигаться по круговой траектории. Ускоряются они
при каждом прохождении через зазор между
двумя (или четырьмя) секторами (дуантами),
на которое подается переменное напряжение.
Частота переменного напряжения на дуантах
подбирается так, чтобы за время пролета
полуокружности полярность напряжения
изменилась на противоположную. В промежутках
между ускорением частицы описывают
полуокружность радиусом R = mv/qB с угловой
скоростью со = v/R = qB/m, и поэтому в
нерелятивистском приближении (когда га считается
постоянным) ускорение будет обеспечено на
каждом промежутке, если частота генератора
будет
_ со _ q
2% 271771'
Энергия, приобретаемая частицей при
достижении радиуса Д, определяется выражением
где В — магнитная индукция, R —
радиус, с которого ускоренные ионы выводятся
из циклотрона. Вывод пучка в циклотронах
осуществляется в основном с использованием
электростатического поля, создаваемого
отклоняющими пластинами (дефлекторами) и
отклоняющего ускоряемые частицы от спиральной

ЯДЕРНАЯ ХИМИЯ
93
Высокая
частота
В
D2
I Ионный
источник
Выведенный
пучок
4
5
6
7
8
9
Рис. 1. Устройство циклотрона, а) Общий вид
ускорительной камеры циклотрона с двумя ускоряющими
секторами (дуантами) (?>ь ?>2) и электростатическим
дефлектором, б) Схема синхротрона. 1 — вакуумная
камера; 2 — ускоряющий электрод; 3 — источник ионов;
4, 5 — предускорители; 6 — линейный ускоритель;
7 — ахроматический магнитный дефлектор; 8 —
электростатический дефлектор; 9 — инжектированный пучок
ионов; 10 — круговая траектория, на которой ионы
удерживаются магнитным полем
траектории. Циклотроны в настоящее время
являются оптимальными и по размерам, и
по стоимости ускорителями тяжелых ионов и
используются во многих научных центрах мира.
Однако в случае, когда энергия ускоряемых
тяжелых ионов достигает уровня, при
котором релятивистскими эффектами пренебречь
нельзя, то принцип циклотронного ускорения
становится непригодным. В этом случае для
того, чтобы движение частиц оставалось в
фазе с колебаниями электрического поля, в
процессе ускорения необходимо менять либо
v, либо В. Первый вариант лежит в основе
фазотрона (синхроциклотрона), второй — в
основе синхротрона. В этих двух типах
машин ускорение тяжелых ионов происходит
в соответствии с определенной программой:
частицы движутся "сгустками", разделенными
в пространстве в зависимости от длительности
ускорения. Фазотрон можно рассматривать,
как циклотрон с моделируемой в процессе
ускорения частотой. Его основной недостаток
в соревновании за высокие энергии —
необходимость в больших полюсных наконечниках
магнита. Так, диаметр фазотрона в Дубне
равен б м, а энергия протонов составляет всего
600 МэВ. При более высоких энергиях размеры
становятся неприемлемыми. Выход из этого
трудного положения дает синхротрон, который
хотя и имеет более внушительные размеры, но
не требует мощных магнитов. В синхротроне
в процессе ускорения меняется магнитное
поле. Тяжелые ионы, предварительно слегка
разогнанные с помощью небольшого
ускорителя, инжектируются внутрь синхротрона,
магнитное поле которого действует лишь в
кольце с фиксированным радиусом R (см.
рис. 1,6). В начале цикла ускорения повышают
напряженность магнитного поля, увеличивая
частоту электрических колебаний для того,
чтобы частицы постоянно находились в фазе.
Затем меняется частота колебаний v = со/2тг
так, чтобы в кольцо радиусом R при движении
частиц со скоростью v выполнялось
соотношение v = (x)R. После того как энергия заряженной
частицы достигнет примерно 3 ГэВ, частицы
становятся релятивистскими и их скорость
почти равна скорости света. После этого
частота колебаний фиксируется, так как теперь
со « с/R. До последнего времени синхротроны
использовались лишь для ускорения протонов
и электронов. Однако в конце 80-х годов
появляются первые синхротроны тяжелых ионов
в ЦЕРНе (Швейцария) и ГСИ (Дармштадт,
ФРГ), позволившие ускорять тяжелые ионы до
энергий нескольких ГэВ на нуклон и тем самым
существенно расширить возможности синтеза
новых нуклидов, составляющего основу
ядерной химии.
Особенности реакций с тяжелыми
ионами
Характер взаимодействия между
сложными ядрами определяется теми же ядерными
и электромагнитными силами, которые
действуют в области ядерных реакций с легкими
частицами. Однако большие электрический
заряд и масса тяжелого иона приводят к ряду
особенностей как в механизме реакции, так и
свойствах образующихся ядер.
Основной особенностью взаимодействия
тяжелых ионов с ядрами является возможность
использования для его описания представлений
классической механики. Длина волны частицы
с массой т и скоростью v определяется
выражением X = h/(mv). Для ионов с массовым
числом А и энергией Е (МэВ/нуклон) это
выражение имеет вид А,(фм) = 4,55/Ал/Ё. Из
этого выражения следует, что длина волны иона
86Кг с Е = 15 МэВ/нуклон составляет 0,014 фм
(1фм = 10~13 см). Это значение во много раз
меньше радиуса ионов криптона (5,3 фм), а
также радиуса ядер, с которыми эти ионы
взаимодействуют (например, для 238U радиус
ядра равен 7,4 фм). Эти значения X значительно

94
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
меньше и толщины поверхностного слоя ядра
(1,5-2,0 фм) и радиуса большой и малой
полуосей у деформированных ядер (1,0-1,5 фм)
и амплитуды колебаний ядерной поверхности
(1-2 фм). Малые значения длины волны иона
по сравнению с указанными ядерными
параметрами позволяют пользоваться
представлениями классической механики при описании
столкновения тяжелого иона с ядром. Так,
например, можно рассматривать движение иона
по классической траектории под действием
электромагнитных и ядерных сил. Критерием
применимости классических представлений о
движении иона в поле ядра обычно служит
безразмерный параметр л, представляющий
отношение максимального расстояния между
ионом и ядром при их столкновении к длине
волны иона:
_ а _ ZiZ2/2
X Xv
где I — угловой момент, определяемый
соотношением параметра столкновением Ь к длине
волны иона: I = Ь/Х. Классическое
представление применимо при л ^> 1. Взаимодействие
тяжелых ионов с ядрами является наиболее
сложным ядерным процессом, который может
приводить к полной перестройке двух
взаимодействующих ядер. При этом в реакциях с
тяжелыми ионами открываются самые
различные каналы ядерных реакций, которые могут
приводить к образованию качественно новых
ядер. Реакции с тяжелыми ионами являются
наиболее эффективным способом получения
ядер, имеющих большие избытки нейтронов.
Границы ядерной стабильности
В настоящее время известно около 2000
нуклидов, многие из которых производятся
в больших количествах в промышленном
масштабе. Однако задача синтеза новых
радиоактивных изотопов далеко не исчерпана.
Так, согласно существующим оценкам, число
ядерностабильных изотопов достигает 5000.
Эта цифра может быть недостаточно точной,
так как границы нуклонной стабильности ядер,
то есть их устойчивость по отношению к
радиоактивному распаду пока экспериментально не
определена.
Достигнуть границы стабильности в области
средних и тяжелых ядер непросто. Например,
чтобы дойти до урана-302, лежащего на границе
ядерной стабильности, надо открыть примерно
60 новых изотопов. В настоящее время
экспериментаторы ближе всего подошли к границам
стабильности в области легких ядер. Здесь
большой прогресс в синтезе новых ядер был
связан с использованием реакций с пучками
тяжелых ионов. Так, в реакциях фрагментации
ускоряемых ядер на ускорительном комплексе
ГАНИЛ во Франции в совместных с ОИЯИ
экспериментах удалось подойти вплотную
к границе ядерной стабильности в области
нейтроноизбыточных легких ядер и получить
такие ядерно-стабильные ядра, как бор-19,
углерод-22, азот-23, фтор-29, кислород-24 и
т.д.
В области легких ядер существует три
основных типа нестабильности ядер:
нестабильность по отношению к испусканию
у-квантов, нестабильность по отношению к
Р-распаду и нестабильность, связанная с
испусканием из ядра частиц (нейтронов, протонов,
ос-частиц и тяжелых кластеров). Если
время жизни нестабильного ядра много больше
характерного ядерного времени прохождения
нуклона через ядро (Ю-22 секунды), то во
многих случаях такое ядро можно рассматривать
как стабильное и подчиняющееся тем же
законам, каким подчиняются истинно стабильные
ядра. Из всех трех названных выше типов
распада ядер распад с испусканием частиц может
происходить "мгновенно" даже в масштабах
характерного ядерного времени.
Поэтому в случае нестабильных состояний
(если нет запрета на испускание частиц)
преобладает испускание нуклонов.
При нуклонной нестабильности ядер
возможно также их продолжительное
существование, которое может объясняться
различными причинами. Можно следующим образом
классифицировать различные состояния ядер,
нестабильных по отношению к нуклонному
распаду, в зависимости от времени.
• 1. Радиоактивные ядра, среднее время
жизни которых т > 10~12 с.
• 2. Квазистационарные состояния ядер —
ядерные состояния, энергетически
неустойчивые к нуклонному распаду и
живущие достаточно долго в ядерных
масштабах (10~22 с < т < 10~12 с).
• 3. Нестабильные ядра с т < Ю-22 с.
У стабильных ядер отношение числа нейтронов
к числу протонов меняется от N/Z =1,0 в
начале периодической системы Менделеева
до N/Z = 1,6 в конце. Отклонение от этого
отношения понижает устойчивость ядер:
сначала они становятся бета-радиоактивными, а
потом распадаются с вылетом нуклонов. С
увеличением числа протонов в ядре растет сила
кулоновского отталкивания, в результате чего
ядро становится неустойчивым к испусканию
протона или спонтанному делению. Увеличение
числа нейтронов приводит к возрастанию
энергии ядра, пропорциональной (N/Z)2, из-
за чего при больших отношениях N/Z ядра
должны стать нестабильными по отношению к
испусканию нейтронов. Из расчетов следует,
что спонтанный вылет нейтронов из ядер
ожидается при отношении N/Z = 2,0~2,2.

ЯДЕРНАЯ ХИМИЯ
95
Q.
С
О
с;
о
т
6 8 10
Число нейтронов
12
14
Рис. 2. Нейтрон-протонная диаграмма для легких элементов. Черными квадратами представлены стабильные ядра,
темными радиоактивные, светло-серыми — ядра в квазистационарном состоянии. Желтым показаны еще не найденные
ядра
Однако все расчеты стабильности ядер,
с большой точностью предсказывают
энергии связи нуклонов в ядрах только вблизи
значений N/Z = 1 — 2. Любой расчет пределов
существования ядер является экстраполяцией
известных нам свойств на область с сильно
отличающимся отношением N/Z. Структура
таких ядер может оказаться совершенно
другой, и в принципе не исключено, что нейтронной
границы стабильности не будет вообще, или
окажется возможным существование еще
одной области устойчивости ядер с аномально
большим N/Z. Возможность существования
стабильных чисто нейтронных ядер
подтверждается рядом теоретических работ. Выводы
этих работ являются чрезвычайно важными не
только для нашего понимания свойств ядерной
материи, но и для объяснения некоторых
явлений макромира, в частности существования
нейтронных звезд. Таким образом, очевидно,
что вопрос о стабильности и структуре ядерных
систем с большим избытком нейтронов очень
сложен и его следует решать экспериментально
путем поиска и изучения новых ядер.
С ростом нейтронного избытка энергия
связи ядра уменьшается и ядро становится
нестабильным. Однако, как отмечалось выше,
ядро не обязательно должно распадаться
мгновенно, то есть за характерное ядерное время
10~22 с. Различные факторы, замедляющие
распад таких систем, могут привести к тому,
что за областью стабильных ядер возникает
полоса квазистационарных ядер, которая затем
переходит в "море нестабильности", то есть
в область, где никакие, даже самые корот-
коживущие ядерные системы уже не могут
образовываться. Следовательно, достижение
границы стабильности подразумевает либо
обнаружение квазистационарных ядер, либо
экспериментальное доказательство того, что
искомые ядерные системы не существуют.
Очевидно, что прямые поиски новых стабильных
ядер, пусть даже с большим отношением N/Z
не решают проблемы, так как если данное
стабильное ядро не наблюдается, то это не
означает, что оно не существует. Поэтому
большое значение при определении
нейтронной границы стабильности ядер имеет поиск
и изучение свойств именно нестабильных,
квазистационарных ядерных систем. Такие
эксперименты значительно сложнее, чем
эксперименты по прямому обнаружению
устойчивости ядер. К настоящему времени найдено
9 нейтроноизбыточных ядер в
квазистационарных состояниях — 2п (динейтрон), водород-4,
водород-б, гелий-5, гелий-7, гелий-9, гелий-
10, литий-10 и бериллий-13. Четыре ядра
тринейтрон (Зп) , тетранейтрон (4п), водород-
5, водород-7 пока не были обнаружены ни как
стабильные, ни как квазистационарные. Однако
трудно утверждать, что граница устойчивости
достигнута, так как обнаружено очень мало
нестабильных ядер.
На рис. 2 представлена часть нейтрон-
протонной диаграммы для самых легких ядер.
Как видно, здесь уже достигнута граница
нуклонной стабильности и, как уже отмечалось
выше, синтезировано несколько ядер в
квазистационарных состояниях, таким образом,
в этой области ядер уже синтезируются
нуклиды за границами (3-стабильности.
Исследования свойств сильно нейтроноизбыточных
ядер легчайших элементов за границами
(3-стабильности позволили получить ряд ин-

96
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
тересных закономерностей. Так, исследования
свойств тяжелых изотопов гелия (5Не, 6Не,
7Не, 8Не, 9Не) показали, что четные по числу
нейтронов изотопы являются стабильными
по отношению к нуклонному распаду, а
нечетные — нестабильными. В отличие от
всех известных ядер, увеличение нейтронного
избытка в изотопах гелия не уменьшает, а
увеличивает их стабильность. Так, энергия
связи нейтрона в ядре 8Не оказалась выше, чем
у 6Не, почти на 1,5 МэВ. Такая же ситуация
наблюдается при переходе от ядра 5Не к 7Не.
Этот эффект, так называемая гелиевая
аномалия, дает первые основания предположить, что
в области легчайших ядер может существовать
область повышенной стабильности для сильно
нейтроноизбыточных ядер. Принципиальным
вопросом в этой проблеме является вопрос о
поиске ядра 10Не. Получение его в
квазистационарном состоянии показало, что оно не связано
всего лишь на 1,2 МэВ.
Не так давно экспериментально
обнаружены квазистационарные состояния в системах,
состоящих из 3 и 5 нейтронов (4Н и 6Н).
Обнаружение квазистационарного состояния
ядра 6Н представляет интерес уже потому,
что впервые наблюдена ядерная система с
таким большим отношением числа нейтронов
и протонов N/Z = 5. Второй важный
результат состоит в том, что ядро 6Н оказалось
более стабильным, чем ядро 4Н. В этом
отношении ядра 4Н и 6Н ведут себя, как
и "аномальные" ядра (5Не и 7Не) и (6Не
и 8Не). Для подтверждения этой тенденции
повышения стабильности изотопов водорода по
мере увеличения числа нейтронов необходимо
продвинуться дальше и измерить массу ядер 7Н
и 8Н. Стабильность систем, состоящих из одних
нейтронов представляет особый интерес, так
как на таких системах в "чистых" условиях, не
искаженных кулоновскими полями, можно
проверить ту или иную теоретическую ядерную
модель, исследовать свойства ядерной материи.
Целый ряд теоретических работ продолжает
предсказывать стабильность ядер с большим
избытком нейтронов (в частности, магических
ядер) и даже существования нейтронных
капель. Вопрос о свойствах таких ядер является
одним из важнейших вопросов не только
ядерной физики, но и астрофизики и требует
дальнейшего экспериментального и
теоретического развития. Экспериментальная задача
получения ядер у границ ядерной стабильности
успешно решается с использованием реакций
с тяжелыми ионами, которые и составляют
основу ядерной химии.
Синтез новых нуклидов в реакциях
с тяжелыми ионами
Отметим ядерные реакции, используемые
в ядерной химии, которые являются наиболее
эффективными для синтеза новых нуклидов.
Схематически эти реакции представлены на
рис. 3. Основными являются четыре типа
реакций с тяжелыми ионами: реакции слияния
с образованием составного ядра; реакции
передачи нуклонов как бомбардирующему ядру,
так и ядру мишени; прямые реакции,
сопровождаемые выбиванием нуклонов и отдельных
кластеров из ядер мишени и тяжелого иона; и,
наконец, реакции фрагментации.
В реакциях слияния происходит
образование составного ядра (компаунд-ядра).
Слияние ядер бомбардирующих ионов и мишени
является одним из вероятных каналов
взаимодействия в диапазоне энергий, который
простирается от кулоновского барьера до энергий
5-20 МэВ/нуклон
Р^
-'' Реакция
слияния
7 А
7 А
"' м ZCM = ZM + ZU-Y,
Zr=A+A-Xn
5-20 МэВ/нуклон
+
Z A Z А
Реакция
передачи
15-25 МэВ/нуклон
А+Хп
7 А
А.-А.
ZU,A
Прямые
реакции
30-1000 МэВ/нуклон
Реакции
фрагментации
^М1 ^1Л
Ам
А«-Хп
Рис, 3. Схематическое представление некоторых
реакций взаимодействия тяжелых ионов различных энергий с
ядрами. ZM, АИ — заряд и масса тяжелого иона, ZM, AM —
заряд и масса ядра мишени. Ур и Хп — число протонов
и число нейтронов, испущенных ядрами в реакции, Z4
и Ач — заряд и масса тяжелой частицы, испущенной в
реакции

ЯДЕРНАЯ ХИМИЯ
97
25-30 МэВ/нуклон. Большая масса тяжелых
ионов позволяет получать компаунд-ядра,
отличающиеся большой величиной энергии
возбуждения (температурой ядра) и углового
момента. Энергия возбуждения образующегося
составного ядра будет определяться
разностью его массы по отношению к массе двух
взаимодействующих ядер (дефектом масс),
а центробежная энергия будет определяться
выражением
244„ , 34^
PU + S~
уц =
h2l(l +1)
2|иД2 '
гдец = МИММ/(МИ + Мм) — приведенная масса
системы, Ми и Мм — соответственно массы
иона и ядра мишени, R — радиус ядерной
системы, / — угловой момент. Значение / в
реакциях с тяжелыми ионами может достигать
100-150, а величина центробежной энергии
V4 > 100 МэВ. Все это естественно сказывается
на распаде горячего вращающегося компаунд-
ядра. Переход от начального состояния к
конечному осуществляется различными путями.
Основным каналом распада для сравнительно
легких составных ядер (А < 150) является
испускание нейтронов или заряженных частиц,
число которых пропорционально температуре
компаунд-ядра, и у-квантов, которые уносят
энергию вращения, охлаждая компаунд-ядро.
Для тяжелых ядер (А > 200) основным каналом
распада является деление компаунд-ядра на
два осколка. Все возможные способы распада
составного ядра — испарение нейтронов,
испускание у-квантов, деление — происходят
сравнительно медленно. Этим и объясняется
сравнительно большое время жизни составного
ядра, причем это время настолько велико,
что ядро как бы "забывает" способ своего
образования. По порядку величины это время
значительно больше характерного ядерного
времени Ю-22 с. Реакции слияния с тяжелыми
ионами используются в ядерной химии для
синтеза сильно нейтронодефицитных ядер в
разными зарядами и массами (рис. 3).
В этих реакциях удалось получить ядра,
удаленные от области стабильности и
испытывающие новые виды радиоактивного распада
(протонный или двух протонный распад,
запаздывающее деление, кластерный распад).
Наиболее эффективно эти реакции используются
для синтеза новых трансфермиевых элементов.
Все элементы второй сотни периодической
системы элементов Менделеева от 101 до 110 были
синтезированы в реакциях с тяжелыми ионами.
На рис. 4,а схематически показана реакция
синтеза 110 элемента, используемая в Дубне, и
в которой было синтезировано несколько ядер
этого нового элемента. Сейчас готовится ряд
экспериментов в Дубне и в Дармштадте (ФРГ)
Число протонов
лог
Ъп\АпГ
108
106
104
1021-
пппй
. Z = 108
s. f. N =162
156 158 160 162 164 168 170
Число нейтронов
Рис. 4. Реакция, применяемая для поиска 110-го
элемента. Схематическое представление образования и распада
составного ядра 278110 в реакции слияния 244Pu + 34S,
используемой в Дубне для синтеза 110-го элемента. В
результате испарения 4 и 5 нейтронов из возбужденного
составного ядра образуются изотопы 274110 и 273110 в
основном состоянии, которые затем в результате цепочек
а-распадов переходят в соответствующие изотопы 108,
106 и 104-го элементов
по получению ядер 114-го элемента вблизи
новой области стабильности элементов. При
этом предполагается использовать реакции
слияния ядер плутония с ионами кальция-48.
Другой класс реакций, успешно
используемых для синтеза новых ядер, — ядерные
реакции передачи нуклонов (рис. 4,а). В
реакциях передачи с тяжелыми ионами
сталкиваются и вступают во взаимодействие две
сложные ядерные системы. Высокая энергия
возбуждения и интенсивный обмен
нуклонами между ядрами открывают множество
выходных каналов, и в качестве продуктов
реакций образуются десятки и даже сотни
различных нуклидов. По многообразию
образующихся продуктов реакции передачи можно
сравнить с реакциями деления. Так же как в
делении, в выходном канале реакций передачи
формируются два крупных фрагмента. Энергия
возбуждения, которая может превосходить
сотни МэВ, распределяется между
фрагментами. Возбужденные фрагменты так же, как и
в случае распада составных ядер, испускают
нейтроны, протоны, ос-частицы и у-кванты.
Реакции передачи нуклонов для синтеза
новых нуклидов впервые были использованы
в Лаборатории ядерных реакций в Дубне,
где было установлено, что налетающее ядро
может подхватывать несколько нейтронов из
тяжелого ядра-мишени, либо отдать ядру-
мишени часть своих протонов, либо, наконец,
обменяться с ним нуклонами, отдавая протоны
и захватывая нейтроны (зарядово-обменные
реакции). Все эти три вида реакций передачи
ведут к образованию нейтроноизбыточных

98
ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
изотопов легких элементов. В этих же
экспериментах было также показано, что в реакциях
с очень тяжелыми ионами с массовым числом
А > 40 существенно увеличивается дисперсия
продуктов по массе и заряду, что повышает
вероятность образования ядер, удаленных
от линии стабильности. Этот тип реакций,
открытый в Дубне, получил название глубоко
неупругих реакций многонуклонных передач.
Он занимает промежуточное место между
реакциями слияния и реакциями передачи.
В реакциях многонуклонных передач было
синтезировано около 30 новых изотопов у
границ ядерной стабильности, в том числе
последние стабильные изотопы гелия (гелий-8)
и лития (литий-11). Таким образом, в
области легких элементов экспериментаторам
удалось достичь границы стабильности ядер.
Дальнейшие попытки прямого синтеза в
реакциях передачи таких экзотических ядер,
как гелий-10, литий-13, дали отрицательный
результат. Однако если ядра не наблюдаются
в прямом эксперименте, то это не означает,
что они не существуют. Необходимо измерить
степень стабильности таких ядер (энергию
связи нуклонов, которая должна быть
положительной в случае существования ядра или
отрицательной в случае его нестабильности).
Энергия связи определяется путем
измерения энергии одного из ядер, образующегося в
результате двухчастичной реакции передачи,
сопряженного искомому ядру. Двухчастичные
реакции — это такие процессы
взаимодействия налетающей частицы с ядром мишени,
в результате которых в выходном канале
реакции образуется два ядра. В этом случае
свойства исследуемого ядра определяются на
основании свойств второго ядра, сопряженного
искомому. Наличие пиков в энергетических
спектрах сопряженных ядер свидетельствует
об образовании ядер в определенном
энергетическом состоянии. На основании законов
сохранения определяется масса и энергия
связи нуклонов в ядрах. Ширина наблюдаемого
пика дает значение времени жизни
образующейся ядерной системы. Такой подход
является принципиальным в случае определения
нуклонной стабильности неизвестных ядер и
изучения их квазистационарных состояний,
когда регистрация самого исследуемого ядра
невозможна. Таким образом, удалось получить
информацию о стабильности таких ядерных
систем, как водород-4, водород-5, водород-б,
гелий-9, гелий-10.
Между тем изотопы более тяжелых
элементов, расположенные у границ ядерной
стабильности, получают в реакциях
фрагментации тяжелого иона на ядрах мишени. Эти
многочастичные реакции идут при энергиях
выше 30 МэВ/нуклон, и выход изотопов в них
существенно зависит от соотношения числа
нейтронов и протонов в бомбардирующем ядре.
Так, для получения супернейтроноизбыточных
ядер легких элементов с 4 < Z < 20 была
использована реакция фрагментации пучка ионов
кальция-48, одного из самых нейтроноизбы-
точных стабильных изотопов, существующих в
природе (в естественной смеси изотопов
кальция его содержание равно 0,2 %) при энергии
50 МэВ/нуклон. В этих экспериментах удалось
получить более 30 новых нейтроноизбыточных
изотопов. В настоящее время с этой целью
используется также редкий и чрезвычайно
дорогой изотоп серы-Зб (0,02 % в естественной
смеси изотопов серы). Совсем недавно в Дарм-
штадте (ФРГ) на ускорителе тяжелых ионов
был проведен эксперимент по синтезу новых
изотопов в реакциях фрагментации ядер урана,
ускоренных до энергии несколько десятков ГэВ.
В этих экспериментах был получен ряд новых
нуклидов, в том числе и новое экзотическое
ядро никель-78.
Таким образом, в настоящее время с
использованием различных реакций с тяжелыми
ионами (методов ядерной химии) ведется
массированное продвижение к границам ядерной
стабильности, которое несомненно поможет
получить качественно новую информацию о
свойствах ядерной материи и обнаружить
новые области стабильности ядер.
Литература
1. Пенионжкевич Ю.Э. Соросовский образоват.
журн. 1995. № 1. С. 92.
2. Гангрский Ю.П., Оганесян Ю.Ц.,
Пенионжкевич Ю.Э.у Тер-Акопъян Г.М. Ядерные реакции с
тяжелыми ионами. М.: МИФИ, 1995.
3. Волков В.В. Ядерные реакции глубоконеупру-
гих передач. М.: Энергоатомиздат, 1982.
4. Валантэн Л. Субатомная физика: ядра и
частицы. М.: Мир, 1986.

АСТРОФИЗИКА

Ю.Н. Гнедин
СОВРЕМЕННАЯ АСТРОНОМИЯ
Введение
Астрономия (от греческого astron — звезда
и nomos — закон) — наука о строении и
развитии космических тел, образуемых ими
систем и Вселенной в целом. Астрофизика
(буквально — физика звезд) — крупнейший
раздел астрономии — наука о физических
явлениях во Вселенной. Она изучает не только
звезды, но и межзвездную и межгалактическую
среды, а также свойства и взаимодействие
элементарных частиц, атомов, молекул, от
которых существенно зависят многие свойства
космических объектов, а также и Вселенной в
целом.
Многие разделы современной астрофизики
в свое название включают слово "астрономия".
Так, например, ряд разделов современной
астрофизики принято называть
"Радиоастрономия", "Оптическая астрономия",
"Рентгеновская астрономия", "Нейтринная астрономия",
"Гамма-астрономия" и т.д. в зависимости
от того, в какой части электромагнитного
спектра ученые осуществляют наблюдения
небесных объектов (начиная от самых длинных
радиоволн и заканчивая самыми энергичными
фотонами, энергия которых достигает
величины 1016 эВ, а также такими элементарными
частицами, как нейтрино).
Задачи астрофизики заключаются в
исследовании индивидуальных небесных
объектов, таких, как планеты, звезды, пульсары,
квазары, галактики, скопления галактик и
др., а также в изучении общих физических
принципов для разнообразных
астрофизических процессов и в попытке установить
общие законы развития материи во Вселенной.
Известны четыре канала получения такой
информации:
1. Электромагнитное излучение: гамма-
лучи, рентгеновские лучи, ультрафиолетовое,
видимое, инфракрасное и радиоизлучение.
2. Космические лучи, которые достигают
окрестности Земли и могут взаимодействовать
с ее атмосферой. Первичные космические
лучи включают высокоэнергичные электроны,
протоны и тяжелые ядра, а также
нестабильные нейтроны и мезоны. В первичный состав
космических лучей входят также антипротоны
и позитроны, то есть антиматерия. Но
значительная их часть образуется в результате
взаимодействия протонов и ядер с
межзвездным, межпланетным веществом, а также с
атмосферами звезд и планет.
3. Нейтрино и антинейтрино. Существует
три типа нейтрино, два из которых связаны с
электронами и |1-мезонами, а третий тип — с
т-мезонами.
4. Гравитационные волны, которые
возникают, в частности, при взрывах массивных
звезд и могут дать информацию о движениях
массивных небесных тел. Гравитационные
волны пока не обнаружены экспериментально,
однако есть много косвенных наблюдательных
данных, которые подтверждают их
существование.
Высшим достижением современной
астрофизики явилось открытие небесных объектов
с необычными физическими свойствами. Во-
первых, это нейтронные звезды, которые
представляют собой очень компактные объекты
размером всего около 10 км. Магнитное поле
таких звезд достигает исключительно высокой
величины ~ 1013 Гс, недостижимой в земных
лабораторных условиях. В таких мощных
полях полностью изменяется структура вещества
и его свойства. Во-вторых, это черные дыры —
объекты, у которых вторая космическая
скорость равна скорости света. В третьих, это
квазары, которые являются ядрами галактик
и представляют собой сверхмассивные черные
дыры.
Важной частью современной астрофизики
является космология. Это наука о том, как
возникла и развивалась Вселенная в целом, а
также наука о крупномасштабной структуре
Вселенной.
Вся обширная информация о звездах,
галактиках и о Вселенной в целом получена через
довольно узкое "оптическое окно".
Единственным источником информации о небесных телах
являются различного рода излучения,
приходящие от них. Атмосфера Земли довольно
непрозрачна и до наших глаз доходит лишь
ничтожная доля всех излучений, существующих
в космосе.
Рис. 1 иллюстрирует прозрачность земной
атмосферы для электромагнитных волн
различной длины. Первое окно прозрачности —
оптическое — лежит в основном в области
видимого излучения — от
ультрафиолетового до инфракрасного. Атмосфера Земли
совершенно непрозрачна для излучения, длина
волны которого меньше 0,29 мкм (2,9 • Ю-5 см).
Но в далеких ультрафиолетовых областях
спектра расположены спектральные линии
многих химических элементов. Они не видны
глазом, и это ограничивает сведения о
химическом составе небесных тел. Другой край
оптического окна прозрачности атмосферы
расположен в области с длиной волны около
1 мкм (10~4 см). Инфракрасные лучи с большей
длиной волны сильно поглощаются парами
атмосферной воды.
Другое окно прозрачности, более широкое,
чем оптическое, лежит в радиодиапазоне.

102
АСТРОФИЗИКА
Длина волны Частота
(см) (Гц)
Короткие Высокие
частоты
10"9 3-Ю19
1 ангстрем
3- 1016
10"6
ЗзЮ'5 1015
10"4
10"1 3-Ю11
1 3-Ю11
1
102 3-Ю8
Ю4 3-Ю6
105 3-Ю5
Длинноволновое
излучение 1 км 300 кГц
Длинные Низкие частоты
Рис. 1. Схематическое изображение прозрачности
земной атмосферы для всего диапазона электромагнитных
излучений
Основное преимущество
радиоастрономических наблюдений состоит в том, что большая
длина волны радиоизлучения резко понижает
требования к точности изготовления и
сохранения поверхности отражающего зеркала
телескопа. Неровности поверхности должны
быть малыми по сравнению с длиной волны
излучения. Поэтому радиотелескопы
можно делать из металла, а не из стекла.
Радиотелескопы собирают электромагнитное
излучение с площади, в сотни раз большей, чем
самый большой оптический телескоп. Другим
преимуществом радиоастрономических
наблюдений является прозрачность для радиоволн
атмосферы Земли при всех типах облаков,
так что наблюдения можно вести в любую
погоду. Прозрачна для них и межзвездная
пыль. Недостатком радиоастрономических
наблюдений является их низкая разрешающая
способность (то есть минимальное угловое
расстояние между двумя объектами, которые
телескоп может фиксировать раздельно), а
также сложности в изучении тонкой структуры
небесных объектов.
Выдающимся достижением
радиоастрономии стало обнаружение радиомаяков
Вселенной — нейтронных звезд, а также
радиогалактик, которые представляют собой как бы
гигантские резервуары электронов, движущихся
в магнитных полях со скоростями, близкими к
скорости света, и создающих так называемое
синхротронное излучение.
Открытие нейтронных звезд стало
сенсацией. Регулярные наблюдения межзвездных
мерцаний, то есть быстрых изменений
интенсивности излучения космических радиоисточников,
начатые в 1967 году в Кембридже (Англия)
на радиотелескопе с необычайно высокой
чувствительностью, зарегистрировали строго
периодические сигналы, идущие от какого-
то неизвестного радиоисточника. Детальный
анализ показал, что этот источник должен
находиться далеко за пределами Солнечной
системы, а короткая длительность импульсов
служила явным доказательством того, что
источник чрезвычайно мал. Вскоре удалось
оценить его размеры — они не превышали
размеров нашей планеты.
В результате систематических поисков
вскоре были обнаружены еще три таких
космических радиоисточника, которые получили
название пульсаров. Это подтвердило точку
зрения, что пульсары — естественное
явление природы. Единственными кандидатами в
пульсары в связи с их малыми физическим
размерами были белые карлики или нейтронные
звезды. Так, например, оказалось, что период
их пульсаций хорошо совпадает с периодом
вращения нейтронной звезды.
Год спустя радиообсерваториями всего
мира было получено много новых результатов. Но
самым блестящим успехом радиоастрономии
явилось открытие в 1965 году
электромагнитного излучения, приходящего равномерно со
всех сторон. Это излучение, которое по
предложению советского астрофизика И.С.
Шкловского теперь называется реликтовым, то есть
остаточным, является следствием горячего и
плотного состояния Вселенной в далеком
прошлом. Исследование реликтового излучения
подтвердило наши представления о Вселенной,
а также дало важные сведения о самых ранних
стадиях эволюции космических тел (подробнее
см. статьи А.Н. Васильева "Эволюция
Вселенной" и М.В. Сажина "Космология ранней
Вселенной" в этом томе).
Структура наблюдаемой области
Вселенной — Метагалактики
Метагалактика — это вся наблюдаемая
область Вселенной. Основными элементами ее
крупномасштабной структуры являются
галактики и скопления галактик. Галактики
представляют собой стационарные гравитационно-
связанные звездные системы. Звездная
система, в которую входит наше Солнце, —
Галактика — содержит примерно 1011 звезд; ее
масса приблизительно 2 • 1044 г, то есть около
lOnM0, а полная излучаемая звездами энергия
(светимость) — почти 3 • 1043 эрг/с (М©—масса
Солнца).

СОВРЕМЕННАЯ АСТРОНОМИЯ
103
Галактики, как и звезды, образовывают
группы и скопления различной численности.
Однако лишь сравнительно малая доля звезд
входит в состав рассеянных скоплений,
шаровых скоплений или звездных ассоциаций, а
подавляющая масса является просто звездами
общего поля Галактики. Большинство
галактик является членами групп или скоплений
галактик и только незначительная часть
располагается вне групп и скоплений в общем поле
Метагалактики.
Группы галактик содержат десятки членов.
Например, наша Галактика входит в состав
группы ближайших к нам галактик, состоящей
из более чем 20 членов. Эта группа образует так
называемую Местную систему. В свою очередь
Местная система входит в состав скопления,
центр которого находится в той части неба,
на которую проектируется созвездие Девы.
Скопления, как правило, насчитывают сотни и
даже тысячи членов. Одно из самых больших
скоплений в созвездии Волосы Вероники
содержит около десяти тысяч галактик. Оно
имеет почти сферическую форму и его радиус
составляет примерно 4 мегапарсек (Мпк).
Следует обратить внимание на разницу
между скоплениями звезд, образующими
галактики, и скоплениями галактик. Расстояние
между членами звездного скопления огромны
по сравнению с размерами звезд. Расстояния
между членами скопления галактик всего лишь
в несколько раз больше, чем размеры галактик.
Наблюдения на больших инструментах
показали, что скопления и группы скоплений,
в свою очередь, распределены далеко не
случайным образом. Так, Местная система, в
которую входят наша Галактика и туманность
Андромеды, образует вместе с другими
близкими группами галактик систему, названную
Местным сверхскоплением. В Метагалактике
имеются и другие сверхскопления. Их средний
размер составляет 20-30 Мпк.
В последние годы обнаружено, что многие
богатые скопления галактик содержат
значительные количества горячего ионизированного
газа, являющегося источником мощного
рентгеновского излучения. Открытие протяженных
источников рентгеновского излучения,
отождествленных со скоплениями галактик,
явилось выдающимся достижением рентгеновской
астрономии последних лет. Самыми мощными
из них являются скопления Волосы Вероники,
Персея и Девы. Характерные размеры
протяженных источников составляют 0Д-1 Мпк, а их
светимость лежит в пределах 1043-1045 эрг/с.
Детальное исследование их спектров показало,
что источником излучения является горячий
газ с температурой 107—108 К, захваченный
гравитационным полем скопления. Масса такого
газа в ряде скоплений сравнима с суммарной
массой галактик.
Обнаружена замечательная особенность
скоплений галактик: для многих из них
масса, определенная по скоростям собственного
движения галактик в скоплении, оказывается
заметно больше массы, определенной по общей
светимости галактик. Первый способ
нахождения массы основан на предположении, что
скопления представляют собой стационарные
гравитационно-связанные системы. Полная
механическая энергия каждой такой системы
должна быть отрицательной, причем
кинетическая энергия должна составлять (в среднем
по времени) половину модуля гравитационной
потенциальной энергии, то есть
Екип — 0,5|2?,
грав|
(1)
Это соотношение представляет собой так
называемую теорему вириала классической
механики. Она получается как прямое следствие
уравнений движения при общей стационарности
системы. Например, для частицы с массой га,
обращающейся по стационарной круговой
орбите вокруг центрального тела с массой М
такой, что М ^> га, скорость движения V
определяется из условия равенства (по модулю)
центробежной Fn и гравитационной FrpaB сил
(рис. 2):
гаУ2 _ GMm
¦Гц — 5 -^грав — о '
(2)
где г — радиус орбиты. Полагая, что Fn = FrpaB,
имеем
V2 =
GM
то есть
К —
mV2 _ GMm
2 ~ 2г '
(3)
(4)
Легко провести доказательство и для любой
системы, состоящей из произвольного числа
частиц.
Если размер скопления R и дисперсия
скоростей галактик V известны, то по формуле
(2) можно оценить так называемую вириальную
массу скопления:
Мут
RV2
G '
(5)
Рис. 2. К объяснению понятия "вириальная масса
скопления"

104
АСТРОФИЗИКА
Другой способ определения массы состоит
в том, что полную наблюдаемую светимость
скопления умножают на некоторое число,
принимаемое за стандартное для
отношения масса/светимость галактики, найденное
независимо для отдельных галактик. Это
последнее отношение различно для галактик
разных типов, но если известно, что в данном
скоплении преобладают галактики какого-то
определенного типа, то суммарную массу этих
галактик Ml можно таким способом
действительно оценить. Оказывается, суммарная
масса галактик скопления почти всегда меньше
вириальной массы скопления: Мут > Ml-
Это обстоятельство (его называют вириаль-
ным парадоксом) было установлено Ф. Цвикки
(Швейцария) в 30-е годы. Результаты новых
детальных исследований подтверждают этот
парадокс.
Вириальный парадокс исчезает, если
скопления не являются стационарными системами,
тогда к ним нельзя применять вириальную
теорему. Однако если они все же стационарны,
то для его разрешения следует предположить
наличие в скоплениях значительных масс
темного, не светящегося вещества (скрытой массы)
помимо вещества самих галактик, причем эта
скрытая масса должна быть в 3—10 раз больше
общей массы галактик в скоплениях. В пользу
второй возможности имеется ряд серьезных
аргументов.
Иерархия космических структур
обрывается на скоплениях и сверхскоплениях. В
различных областях Метагалактики, имеющих
размер 100-300 Мпк и более и содержащих
много галактик и скоплений, средняя плотность
видимого вещества галактик оказывается
одинаковой, где бы не находились эти области.
Эта плотность составляет р « 3 • Ю-31 г/см3. С
учетом скрытых масс эта величина возрастает
примерно втрое.
Тот факт, что средняя плотность в
различных областях пространства одинакова,
означает однородность Метагалактики, если
рассматривать ее в большом масштабе,
превосходящем размер ячейки неоднородности
(100-300 Мпк). Это одно из фундаментальных
свойств окружающей нас Вселенной, размеры
которой достигают почти 1500 Мпк.
Другим фундаментальным свойством
Вселенной является нестационарность.
Наблюдения показывают, что галактики и скопления
галактик, разделенные расстояниями,
превосходящими размер ячейки неоднородности,
удаляются друг от друга. Этот факт был
установлен благодаря измерению лучевых
скоростей галактик.
Первое успешное определение лучевой
скорости галактики по наблюдению доплеров-
ского смещения ее спектральных линий было
выполнено в 1912 году В.М. Слайфером в
обсерватории Ловелла (США). Он нашел,
что одна из галактик в созвездии Андромеды
приближается к Земле со скоростью около
200 км/с. Это удивительный результат, если
вспомнить, что большинство звезд движется
со скоростями не более 50 км/с. Изучая
спектры других галактик, Слайфер нашел,
что для большинства из них характерно
красное смещение линий, то есть в отличие
от галактики в Андромеде эти галактики не
приближаются, а удаляются с относительно
большими скоростями. К 1914 году Слайфер
измерил спектры 13 галактик; все они, за
исключением двух, удалялись со скоростями
около 300 км/с.
Значение результатов Слайфера
прояснилось в дальнейшем благодаря важному
открытию Э.П. Хаббла (США), который показал,
что скорости удаления галактик отнюдь не
случайны. Исходя из измеренных им
расстояний до спиральных галактик, Хаббл в
1929 году установил, что вплоть до расстояний
в 6 млн световых лет скорости галактик V
пропорциональны расстояниям R до них:
V = HR. Коэффициент
пропорциональности Я, названный фактором (или постоянной)
Хаббла, измерен с не очень высокой точностью:
Н = 50-100 км/(с • Мпк). Наиболее вероятным
считается значение Н = 75 км/(с • Мпк).
Величину, обратную постоянной Хаббла,
можно рассматривать как возраст нашей
Метагалактики: Т = Н~г = 2 • 1010 лет. Величина Н
не зависит от направления, а это означает,
что Метагалактика не только однородна, но и
изотропна.
Данные о распределении и движении
галактик до недавнего времени были единственным
источником сведений о Метагалактике. В
1965 году было открыто электромагнитное
излучение, однородно заполняющее
Метагалактику и приходящее равномерно со всех
сторон. Измерения интенсивности этого
излучения в диапазоне длин волн от 0,3 до 20 см
показали, что оно равновесно, то есть имеет
планковский спектр с температурой Т = 2,7 К.
В указанной области длин волн изотропия этого
излучения установлена с точностью до десятой
доли процента, что значительно превышает
точность, с которой установлена изотропия
постоянной Хаббла (~ 20 %).
Разлет галактик свидетельствует, что наша
Метагалактика расширяется. Будет ли наша
Метагалактика расширяться неограниченно
или ее расширение сменится сжатием? Ответ
на этот вопрос зависит от того, каково значение
плотности вещества в Метагалактике в
настоящее время. При малой плотности
Метагалактика будет неограниченно расширяться, а при
большой — расширение сменится сжатием из-
за действия сил гравитации. Существует
критическое значение плотности вещества ркрит,
отделяющее один случай от другого. Известно,
что вторая космическая скорость для шара с

СОВРЕМЕННАЯ АСТРОНОМИЯ
105
массой М записывается следующим образом:
Подставляя в (6) выражение для массы
а вместо скорости — выражение V = HR,
находим
„„, 8kG ло
Я#=^—р#2,
или, выражая отсюда плотность ркрит:
Ркрит 8яСУ' ( j
то есть критическое значение средней
плотности в Метагалактике зависит от
постоянной Хаббла Н. При значении
постоянной Н = 75 км/(с • Мпк) получаем, что
Ркрит ~ Ю-29 г/см3. Для вещества, входящего
в галактики, усредненная плотность
составляет около 3 • Ю-31 г/см3, то есть много меньше
критической. Учет скрытой массы позволяет
увеличить эту оценку.
Природа скрытой массы
Галактики в скоплениях двигаются
слишком быстро, и при этом скопления не
распадаются. Звезды, расположенные на краях
спиральных галактик, вращаются вокруг них
быстрее, чем предсказывает теория, и при этом
не улетают прочь. Запасы невидимого вещества
с его дополнительной гравитацией
удерживают эти галактики и звезды в равновесии.
Поскольку все тела — от протонов до планет —
участвуют в гравитационном взаимодействии,
темное вещество теоретически может состоять
из чего угодно. Многие астрономы
поддерживают мысль о том, что темное вещество состоит из
более или менее обычного вещества —
множества слабо светящихся коричневых карликов
или, возможно, темных планет типа Юпитера
(см. табл. 1).
Однако большинство физиков убеждено в
том, что невидимое вещество состоит из
элементарных частиц. В процессе многочисленных
экспериментов ученые так модифицировали
свои экспериментальные устройства, чтобы
сделать возможным изучение некоторых из
частиц темного вещества. Слабо
взаимодействующие массивные (СВМ) частицы, или
вимпсы (WIMPs — Weakly Interacting Massive
Particles), должны пролетать сквозь детектор
со скоростью 320 км/с. По некоторым оценкам,
каждое мгновение миллионы этих мельчайших
Таблица 1
Возможные обладатели "скрытой" массы
Барионное вещество
Макроскопические
объекты
Коричневые карлики
Нейтронные звезды
Черные дыры
Планеты типа
Юпитера
MACHOs (Massive
Astrophysical
Compact Halo
Objects — массивные
астрофизические
компактные объекты гало)
Небарионное вещество
Элементарные
частицы
Нейтрино
Аксион
Фотино
Бозоны Хиггса
Нейтралино
Странные частицы
СВМ (Слабо
Взаимодействующие
Массивные) частицы,
или вимпсы (WIMPs —
Weakly Interacting
Massive Particles)
пылинок могут пролетать через каждый
квадратный сантиметр космоса. Предполагается,
что, когда интенсивный поток СВМ-частиц
будет пролетать через кристалл (германий
и силикон), одна из частиц будет время
от времени ударять в ядро кристаллической
решетки и решетка начнет вибрировать из-за
толчков, поскольку эти частицы, по расчетам,
должны иметь массу примерно такую же,
как атом. Небольшая часть энергии этих
ударов будет передана электронам в
кристалле, заставляя их перемещаться. Каждый
кристалл соединен со свинцовой батареей;
эффект наблюдается в результате помещения в
электрическое поле такой системы кристалл—
батарея и измерения потока зарядов — метод,
известный как ионизационное обнаружение.
Поскольку почти все СВМ-частицы просто
пролетят сквозь кристалл, как если бы его не
было, то результирующий заряд будет слабым.
Один кристалл массой 900 г может испытать от 1
до 1000 взаимодействий с вимпсами каждый
день независимо от их природы.
Аксион. Аксион — это гипотетическая
частица, используемая в физике для
решения некоторых проблем, возникающих при
моделировании сильного взаимодействия —
взаимодействия, которое удерживает атомные
ядра от распада. Один аксион может быть
более чем в триллион раз легче электрона, но
в каждом кубическом сантиметре их может
быть 100 миллиардов. Аксионы-вимпсы могут
аннигилировать в темном гало Млечного Пути,
испуская гамма-лучи, антипротоны и
позитроны. Такую радиацию можно зафиксировать,
но пытаться выделить этот сигнал на фоне
излучения нашей Галактики едва ли проще,
чем обнаружить СВМ-частицы в лаборатории.
Нейтрино — возможный носитель
скрытой массы. Нейтринная астрофизика изучает
физические процессы в космических объектах,
происходящие с участием нейтрино. Проблемы

106
АСТРОФИЗИКА
регистрации космических нейтрино v относятся
к нейтринной астрономии. Нейтрино
естественного происхождения во Вселенной имеют
три принципиально различающихся по своей
природе источника.
На ранних стадиях горячей Вселенной, в
течение приблизительно 1 с после начала ее
расширения, нейтрино находились в тепловом
равновесии с веществом. От этой эпохи нам
остался сильно остывший с тех пор газ
космологических нейтрино (реликтовые нейтрино).
В обычных звездах типа Солнца нейтрино
рождаются в ядерных реакциях,
обеспечивающих наблюдаемую светимость звезд. При
взрывах сверхновых звезд и в звездных
гравитационных коллапсах температура в центре
звезды поднимается настолько, что рождаются
позитроны и даже я-мезоны (пионы) и мюоны
(ц), которые образуют нейтрино в реакциях:
е~ + е+ -» v + V,
|i-)> e + v + v,
я* ->• [1* + v.
Энергии этих звездных нейтрино находятся в
основном в диапазоне от долей до нескольких
десятков мегаэлектронвольт. Нейтрино
рождаются также космическими лучами. Ускоренные
до высоких энергий протоны или более тяжелые
ядра, сталкиваясь с ядрами атомов или с
низкоэнергетическими фотонами, производят
к- и iiT-мезоны, в результате распада которых
возникают космические нейтрино высоких
энергий. Их энергетический диапазон,
доступный регистрации, простирается от нескольких
десятков гигаэлектронвольт до, возможно,
1015-1016 эВ.
Коричневые карлики — маломассивные
холодные звезды. Данные о массах
компонентов двойных звезд неоценимы для
установления статистической зависимости
между абсолютной болометрической величиной
звезды и ее массой — зависимости, которая
вытекает из современной теории внутреннего
строения звезд и источников энергии звезд.
Эта зависимость служит для определения масс
одиночных звезд по их светимостям (иначе,
по их абсолютным болометрическим звездным
величинам Mq0J1). Масса коричневого карлика
оценивается как О,О5М0. В недрах таких звезд
никогда не загораются термоядерные реакции.
Нейтронные звезды. Нейтронные звезды
представляют собой гидростатически
равновесные звезды, вещество которых состоит в
основном из нейтронов. Существование
нейтронных звезд было предсказано в 30-х годах
нашего века, вскоре после открытия
нейтрона. Однако только в 1967 году они были
обнаружены в виде импульсных источников
радиоизлучения — пульсаров. Затем (1971)
было установлено, что нейтронные звезды
проявляют себя также как рентгеновские
пульсары и вспыхивающие источники
рентгеновского излучения — барстеры (1975). Возможно,
на одной из своих стадий существования
нейтронные звезды являются источниками
гамма-всплесков. К 1996 году уже открыто
более 700 нейтронных звезд, из них около 100
в виде рентгеновских пульсаров, более 50 в
виде барстеров, а остальные в виде обычных
радиопульсаров.
Черная дыра. Черная дыра — это
область пространства-времени, в которой поле
тяготения настолько сильно, что вторая
космическая скорость (параболическая скорость)
для находящихся в этой области тел должна
была бы превышать скорость света, то есть
из черной дыры ничто не может вылететь —
ни излучение, ни частицы, ибо в природе
ничто не может двигаться со скоростью,
большей скорости света. Границу области, за
которую не выходит свет, называют горизонтом
черной дыры. Для того чтобы поле тяготения
смогло "запереть" излучение, создающая это
поле масса должна сжаться до объема с
радиусом, меньшим гравитационного радиуса
rg = 2GM/c2. Гравитационный радиус
чрезвычайно мал даже для больших масс (например,
для Солнца, имеющего массу 2 • 1033 г, гд = 3 км,
для Земли это значение еще меньше — около
9 мм).
Поле тяготения черной дыры описывается
теорией тяготения Эйнштейна. Согласно этой
теории, вблизи черной дыры геометрические
свойства пространства—времени описываются
неэвклидовой (римановой) геометрией, а время
течет медленнее, чем вдали, вне сильного поля
тяготения.
По современным представлениям,
массивные звезды (с массой в несколько масс Солнца
и больше), заканчивая свою эволюцию, могут
в конце концов сжаться (коллапсировать) и
превратиться в черную дыру (подробнее об
этих объектах смотри статьи Д.А. Киржница
"Горячие черные дыры" и А.М. Черепащука
"Черные дыры в двойных звездных системах"
в этом томе).
Основные методы поиска
"скрытой массы"
Если скрытая масса состоит из
компактных звездных объектов, то они могут
быть обнаружены по эффекту гравитационной
фокусировки, то есть будут действовать как
гравитационные линзы, отклоняя и усиливая
свет далеких звезд или галактик.
Гравитационная линза. Гравитационная
фокусировка — это свойство гравитирующего
объекта отклонять проходящий мимо него
поток частиц или излучения, собирая поток
(фокусируя) и действуя наподобие оптической
или электромагнитной линзы.

СОВРЕМЕННАЯ АСТРОНОМИЯ
107
Рис. 3. Фокусировка массивным космическим телом С
(Солнцем или звездой) набегающего потока частиц
Солнце, двигаясь относительно
разреженного межзвездного газа, фокусирует своим
тяготением поток газа, собирая его вдоль луча,
направленного в сторону, противоположную
движению Солнца (рис. 3). Уплотнение потока
газа вдоль луча фокусировки непосредственно
наблюдается по его излучению в линии гелия
(А, = 584 A) с помощью приборов,
установленных на космических аппаратах.
При прохождении света вблизи гравитиру-
ющего тела его траектория искривляется, свет
притягивается к телу (рис. 4). Для обычных
тел угол отклонения а мал (а<1) и
выражается формулой a(b) = 4Gm/(bc2), где b —
прицельный параметр, т — масса тяготеющего
тела. Как видно из рис. 4, лучи, вышедшие
А
И
В Н
Рис. 4. Схематическое изображение гравитационной
линзы. Массивное тело С, расположенное между
источником излучения И и наблюдателем Я, искривляет лучи, и
наблюдатель видит два изображения источника Л и В
из светящейся точки И, огибают тело С и
достигают наблюдателя Я. Если источник света
протяженный, то наблюдатель увидит два
сильно астигматичных изображения объекта
А и В. Тело С, которое своим тяготением
искривляет поток лучей, получило название
гравитационной линзы. Если гравитирующая
масса линзы С не сосредоточена в центре
объекта, а распределена по некоторому объему и лучи
света могут свободно проходить через эту массу
(такой случай реализуется для большей части
объема галактик или скопления галактик), то
траектории лучей будут более сложными. Как
правило, наблюдатель сможет увидеть три
изображения светящегося объекта (третий луч
может проходить через центральную часть
гравитационной линзы, почти не отклоняясь от
своего пути).
Уже обнаружено проявление 3~5
гравитационных линз. Например, открыта
пара квазаров QSO 0957+561 А, В, находящихся
на угловом расстоянии 5",7 друг от друга,
имеющих идентичные спектры с красным
смещением z — 1,41 и почти одинаковую
яркость. Гравитационной линзой в этом случае
является галактика (или скопление галактик),
находящаяся на пути от квазара к Земле и
создающая его двойное изображение.
Гравитационная фокусировка света
своеобразно проявляется при распространении
света в пространстве, заполненном прозрачной
тяготеющей материей. Тяготение материи,
находящейся в конусе лучей, искривляет их,
как схематически показано на рис. 5. Чем
дальше объект, тем большая масса содержится
в конусе лучей, тем сильнее отклонение. Это
приводит к тому, что начиная с некоторого
расстояния во Вселенной более далекий объект
имеет уже не меньшие угловые размеры, а
большие, чем такой же объект, расположенный
ближе (подробнее о гравитационных линзах
смотри в статьях Л.М. Ерухимова "Космические
линзы и их роль в исследовании Вселенной" и
A.M. Черепащука "Гравитационное микролин-
зирование и проблема скрытой массы" в этом
томе).
Рис. 5. Эффект увеличения видимых угловых размеров а
источника излучения И с ростом космологического
расстояния до наблюдателя Н
Программа EROS. Кривая вращения,
наблюдаемые у спиральных галактик,
свидетельствуют, что гало у таких галактик должно
состоять из темного вещества. Считается,
что масса гало должна быть в десять раз
больше, чем масса видимых частей галактик.
Природа темного вещества пока неизвестна.
Это могут быть взаимодействующие
элементарные частицы или темные астрономические
объекты типа коричневых карликов и черных
дыр. Раскрытие природы гало оказало бы
сильное влияние на космологию и на теорию
образования галактик.
Польский астроном Б. Пачинский
предположил, что темные астрономические объекты в
гало нашей Галактики могут быть обнаружены

108
АСТРОФИЗИКА
при наблюдениях блеска отдельных звезд в
Большом Магеллановом Облаке (БМО)
благодаря гравитационному отклонению света: если
массивный объект гало пройдет рядом с лучом
зрения, направленным на звезду БМО,
количество света, получаемого наблюдателем от этой
звезды, увеличится. Увеличение количества
света является функцией от прицельного
параметра, то есть минимального расстояния между
лучом зрения и массивным дефлектором. Введя
понятие "радиуса Эйнштейна", Re,
*-^4'-g).
где М — масса дефлектора, Dd — расстояние
между наблюдателем и дефлектором и Ds —
расстояние между наблюдателем и звездой,
можно оценить увеличение блеска (подробнее
см. статью А.М. Черепащука "Гравитационное
микролинзирование и проблема скрытой
массы" в этом томе). Оно превысит 0,3 звездные
величины, если прицельный параметр будет
меньше, чем радиус Эйнштейна дефлектора.
Вероятность такого увеличения блеска для
данной звезды в любое заданное время равна
вероятности того, что звезда будет находиться
в круге площадью nR% с центром в любом
дефлекторе между нами и звездой.
Поскольку, R% пропорционально массе дефлектора,
а количество дефлекторов в гало обратно
пропорционально их массам, то эта вероятность
зависит только от массы всего темного
вещества, расположенного вдоль луча зрения, и не
зависит от масс индивидуальных дефлекторов.
Вероятность оказывается по порядку величины
равной скорости вращения галактики в
квадрате, деленной на скорость света, то есть
примерно 10_6. Более точные вычисления дают
вероятность примерно 0,5 • 10~6 для
увеличения блеска более чем на 0,3 звездной величины.
Это значение было получено в предположении,
что сферическое изотермическое гало имеет
массу 4 • Ю11М0 и находится ближе к центру
Галактики, чем БМО. Эта масса определяет
кривую вращения для наблюдаемой скорости
вращения Галактики 220 км/с.
Поскольку наблюдатель, звезда и
дефлектор движутся относительно друг друга,
длительность увеличения блеска составит
примерно t ~ RE/Vt, где Vt — относительная
поперечная скорость дефлектора. При линзировании
звезд в БМО объектами гало Галактики эта
относительная скорость приблизительно равна
200 км/с и наиболее вероятное время линзиро-
вания составляет t ~ 7О(М/М0)0'5 дней (говоря
"время линзирования", мы имеем в виду то
время, в течение которого увеличение блеска
составляет более чем 0,3 звездной величины).
Так как t пропорционально М0,5, то количество
случаев микролинзирования, фиксируемых за
время наблюдения, будет обратно
пропорционально М0'5. И чтобы наблюдать один случай
с характерным временем t, произведение
количества наблюдаемых звезд и времени
наблюдения должно быть порядка 106?.
Это может быть достигнуто, если гало
состоит из невидимых объектов с массой
порядка 10_7Mq, что соответствует
характерному времени от нескольких месяцев до
нескольких часов. Объекты с такой массой
включают в себя водородные объекты, которые
слишком легки, чтобы в них пошла
термоядерная реакция (М < О,О7М0), но слишком
тяжелы, чтобы водород улетучился из них в
космос (М > 10~7М©). Чтобы зарегистрировать
увеличение блеска на 0,3 звездной
величины, погрешность фотометрических измерений
должна быть не больше 0,1 звездной величины.
Физические переменные звезды могут быть
отсеяны, если потребовать, чтобы кривые
блеска были симметричными, ахроматичными
и имели единственный экстремум (увеличение
не может повторяться).
Две группы начали поиск эффектов
гравитационного микролинзирования. Первая
группа (Ливермор-Беркли (центр астрофизики
частиц)—Маунт Стромло-Сан Диего-Санта
Барбара) наблюдала БМО в Маунт Стромло,
Австралия. Вторая группа (она называлась
EROS — Experience de Recherche cTObjets
Sombres) начала свои наблюдения БМО в
1990 году в обсерватории ESO в Л а Силле
(Чили). EROS состоит из двух программ.
Первая предусматривает поиск дефлекторов с
массой от 1О~4М0 до 1О_1М0, соответствующей
короткому времени линзирования в пределах
от 1 до 30 дней. Использовались пластинки
Шмидта с изображениями БМО; это позволило
изучить приблизительно 10 млн звезд за период
в несколько лет (примерно половина этих звезд
достаточно яркие, чтобы заметить изменение
на 0,3 звездной величины). Вторая программа
предусматривает поиск дефлекторов с массой
от 1О_7М0 до 1О~3М0, соответствующее время
линзирования от 1 до 3 дней. Специально
сконструированная аппаратура позволяет
одновременно просматривать примерно 150 000
звезд каждые 20 минут. Первые
положительные результаты данной программы уже
достигнуты.
Литература
1. Мартынов Д.Я. Курс общей астрофизики. М.:
Наука, 1974.
2. Шкловский И.С. Звезды, их рождение, жизнь
и смерть. М.: Наука, 1984.
3. Физика космоса. Маленькая энциклопедия.
М.: Сов. энциклопедия, 1986.

В. В. Железняков
ПРОБЛЕМЫ СОВРЕМЕННОЙ АСТРОФИЗИКИ
Введение
Предметом астрофизики является
исследование физических процессов во
Вселенной. Основным источником информации об
удаленных космических объектах, за редким
исключением Луны, планет и некоторых малых
тел Солнечной системы, доступных прямым
исследованиям средствами современной
космонавтики, служит приходящее от них
электромагнитное излучение. Поэтому задачей
астрофизики является построение моделей, которые
объяснили бы появление излучения
различных космических объектов с наблюдаемыми
характеристиками: интенсивностью, спектром,
поляризацией, временным профилем и т. д.
При решении этой задачи ученые-астрофизики
исходят из известной картины физических
процессов и законов в условиях, зависящих от
температуры и плотности вещества, наличия
магнитного поля и его величины, от возможного
влияния сил тяготения.
Современная астрофизика
сформировалась после второй мировой войны. С точки
зрения наблюдений ее основная черта —
расширение спектрального диапазона
исследуемого излучения. Довоенная астрофизика
использовала лишь результаты астрономических
наблюдений в видимом свете — сравнительно
узкой полосе спектра электромагнитных волн.
Ясно, что при этом в центре внимания
оказывались прежде всего те объекты во
Вселенной, которые излучают в основном
видимый свет — звезды, туманности,
галактики. Теория их излучения была построена
на основании знаний, полученных в земных
лабораториях. В настоящее время в астрономии
используются практически все диапазоны — от
радиоволн до гамма-излучения. Превращение
астрономии во всеволновую обогатило знания
об известных объектах и привело к открытию
новых объектов, позволило зарегистрировать
излучение из таких областей, где материя (то
есть вещество и излучение) находится в так
называемых экстремальных (предельных)
условиях, таких, которые практически невозможно
реализовать в лабораториях на Земле. Это
высокие плотности вещества, существующие
на первых этапах развития Вселенной, в недрах
нейтронных звезд и в ближайших
окрестностях черных дыр; сильные магнитные поля
белых карликов и нейтронных звезд. В этих
условиях материя нередко приобретает новые
физические свойства. Именно в тех областях,
где реализуются те или иные экстремальные
условия, и сосредоточены основные проблемы
современной астрофизики.
При нынешнем уровне развития земной
техники макроскопические свойства материи
в экстремальных условиях можно исследовать
только наблюдая астрофизические объекты, в
которых эти условия реализуются. Поэтому
современная астрофизика — это передний край
науки, она изучает фундаментальные явления
и процессы, недоступные пока земной физике.
Например, даже рекордные для современной
науки и техники магнитные поля, полученные
в лабораториях, в десятки раз меньше, чем
поля магнитных белых карликов (107—109 Гс),
и в сотни тысяч раз меньше магнитных
полей нейтронных звезд (до 1012 Гс и более).
Пример необычных эффектов в экстремальных
астрофизических условиях — намагничивание
вакуума сверхсильным магнитным полем. В
полях с близкими к критическому значению
Вкрит = 4 • 1013 Гс вакуум становится похожим
на анизотропный кристалл. Показатель
преломления такой среды зависит не только
от направления распространения излучения,
но и от его поляризации (эффект двойного
лучепреломления).
Вот лишь три примера объектов, где
реализуются экстремальные астрофизические
условия: Вселенная на начальных стадиях
ее развития, космические гамма-всплески, а
также недавно открытые "микроквазары" в
нашей Галактике.
Космологическая проблема
Основные проблемы в космологии состоят в
выборе модели развития Вселенной (открытой
с неограниченным космологическим
расширением или закрытой, в которой
первоначальное расширение из сверхплотного состояния
сменится последующим сжатием) и в
выяснении сценария первоначального расширения
Вселенной после момента Большого Взрыва
(подробнее о стадиях развития Вселенной
смотри статьи А.Н. Васильева "Эволюция
Вселенной" и М.В. Сажина "Космология ранней
Вселенной" в этом томе).
Современный темп расширения Вселенной
определяется так называемой постоянной Хаб-
бла Н = 50—100 (км/с)/Мпк. Вследствие
космологического расширения любые два объекта,
находящиеся на расстоянии г, удаляются друг
от друга со скоростью v = Hr (эта формула
справедлива лишь для нерелятивистских
скоростей v <С с, где с — скорость света). Динамика
расширения объектов, удаленных от нас на
некоторое расстояние г, определяется
гравитационным воздействием со стороны вещества,

110
АСТРОФИЗИКА
находящегося внутри сферы радиуса г.
Поскольку, согласно данным астрономических
наблюдений, распределение вещества на больших
масштабах весьма однородно, то можно считать
его плотность р постоянной. Соответствующее
гравитационное ускорение
4
gr = -7cr2Gp, (1)
а вторая космическая скорость
/SnpGr2
V' = V 3—> (2)
где G — гравитационная постоянная. Модель
открытой Вселенной реализуется, если
скорость космологического расширения
превышает vr. В противном случае (v = Hr < vr)
Вселенная является закрытой.
Из приведенных условий ясно, что
сценарий развития Вселенной зависит от
средней плотности вещества в современную
эпоху. Открытая модель соответствует р < ркрит =
= 3H2/(8nG), обратное неравенство
справедливо для закрытой модели. По
современным данным критическая плотность
вещества ркрит = 5 • 10~30 г • см~3. Примерно такое
же значение дают оценки плотности вещества
во Вселенной с учетом скрытой массы. Таким
образом, при достигнутой точности
определения р и ркрит нельзя сделать выбор между двумя
моделями. Однако величина средней
плотности вещества во Вселенной может не учитывать
вклад какой-либо компоненты. Например,
если подтвердятся эксперименты по измерению
массы покоя нейтрино rav, то можно будет
однозначно сделать выбор в пользу закрытой
модели, так как обилие таких нейтрино
существенно увеличит среднюю плотность вещества
во Вселенной.
Независимо от схемы эволюции
считается, что справедлива так называемая модель
горячей Вселенной, когда температура Г и
плотность вещества на начальных стадиях
расширения были велики. Первичное вещество
было полностью ионизовано, и длина свободного
пробега излучения в это время была мала по
сравнению с характерным размером
Вселенной. Вследствие этого вещество и излучение
находились в состоянии термодинамического
равновесия, при котором спектр излучения
описывается формулой Планка. По мере
расширения температура вещества и излучения
уменьшалась, и примерно через миллион
лет после Большого Взрыва при Т « 5 • 103 К
началась рекомбинация ионов и электронов
с образованием нейтральных атомов. Так
как нейтральное вещество взаимодействует
с излучением гораздо слабее, чем полностью
ионизованное, длина пробега квантов этого
реликтового (остаточного) излучения
превысила размеры Вселенной. Начиная с эпохи
рекомбинации реликтовое излучение и
вещество эволюционируют независимо. Эффект
Доплера в расширяющейся Вселенной
приводит к уменьшению наблюдаемой частоты
реликтового излучения и соответственно
температуры, определяющей форму его спектра.
В настоящее время температура реликтового
излучения составляет 2,7 К и наблюдается оно
в виде радиоволн сантиметрового и
миллиметрового диапазонов. Реликтовое излучение —
единственный прямой источник информации о
структуре Вселенной в эпоху рекомбинации,
10-12 млрд лет назад. Степень его изотропии
однозначно связана со степенью однородности
вещества в эпоху рекомбинации. Наблюдаемую
в современную эпоху чрезвычайно высокую
степень изотропии реликтового излучения
можно объяснить лишь в рамках инфляционной
(раздувающейся) модели ранней Вселенной,
когда считается, что первоначальное
расширение происходило по экспоненциальному
закону г ос eHt. Во время инфляционной стадии
была подавлена гравитационная
неустойчивость, приводящая к формированию неодно-
родностей, а также сглаживались первичные
неоднородности, если таковые существовали.
Космические гамма-всплески
Космические гамма-всплески относятся к
наиболее загадочным астрономическим
явлениям, открытым в последние 25 лет, и
до сих пор вызывают оживленный
интерес ученых. Гамма-всплески были открыты
случайно американскими спутниками серии
VELA, предназначенными для обнаружения
наземных ядерных взрывов. К настоящему
времени различными космическими
аппаратами зарегистрировано около 1500 всплесков.
Они представляют собой импульсы гамма-
излучения (энергии квантов от нескольких
десятков килоэлектронвольт до нескольких
мегаэлектронвольт) длительностью от десятков
миллисекунд до нескольких минут.
Распределение гамма-всплесков по длительности
имеет четкий максимум на Ю-20 с и менее
выраженный на 0,2 с.
Временные истории всплесков отличаются
чрезвычайным разнообразием (рис. 1). Весьма
упрощенно всплески можно разделить на
две большие группы: всплески относительно
простой формы с плавным профилем (иногда
состоящие всего из одного простого импульса)
и события со сложной временной структурой.
Иногда отдельные пики в пределах всплеска
следуют почти периодически, хотя строго
регулярная периодичность, за единичными
исключениями, в профилях всплесков отсутствует.
Интенсивность излучения во время гамма-
всплеска может сильно и быстро меняться.
Минимальное время переменности излучения

ПРОБЛЕМЫ СОВРЕМЕННОЙ АСТРОФИЗИКИ
111
200
5 ЮО
GB820906, ВЕНЕРА-13
200
100
GB811215, ВЕНЕРА-14
0
300
О 10 20 30 40 50
О
О 10 20 30 40 50 60
Т_200
о
^ 100
GB820331, ВЕНЕРА-14
О 10 20 30 40 50 60 7 0 80 90 100 110 120 130 140
Т 40
-о GB820511B, ВЕНЕРА-14
? 20
о
? 20
GB811220, ВЕНЕРА-14
t-tQ,c
0 0,5 1,0 1,5 t-t,c
о'
Рис. 1. Временные профили гамма-всплесков: зависимость средней частоты регистрации фотонов N от времени t — to
после начала всплеска
всплесков составляет At < 0,2 мс, что
соответствует максимальному размеру излучающего
объекта Аг < cAt « 60 км. Эта оценка
показывает, что источниками всплесков могут быть
лишь компактные объекты (например, черные
дыры или нейтронные звезды).
Наблюдаемое разнообразие длительностей и профилей
всплесков указывает на разнообразие природы
их источников и механизмов генерации.
Гамма-всплески наблюдаются довольно
часто, в среднем один раз в 20-30 часов, однако
заранее невозможно узнать, когда и в какой
точке небосвода всплеск произойдет в
следующий раз. За исключением трех случаев, пока не
удалось увидеть повторные всплески из одного
и того же места на небесной сфере. Поэтому
исследовать гамма-всплески телескопами с
узким полем зрения нерационально: слишком
мала вероятность, что следующий всплеск
произойдет именно в том небольшом участке
небесной сферы, на который в данный момент
времени направлен телескоп. Для регистрации
гамма-всплесков обычно используются
детекторы с полусферическим обзором без каких-
либо фокусирующих или направляющих
элементов; их чувствительность пропорциональна
5rfsin0, где Sd — площадь входного окна
детектора, а 0 — угол между его плоскостью и
направлением на источник. Если разместить на
космическом аппарате несколько таких
приборов, ориентированных в разных направлениях,
то можно оценить местоположение
источника всплеска на небесной сфере, сравнивая
уровень сигнала в тех детекторах, которые
этот всплеск фиксируют. При этом точность
определения угловых координат
ограничивается статистическими флуктуациями потока
гамма-квантов и обычно составляет 1°-5°.
Такой метод был использован в конце 70-х —
начале 80-х годов в экспериментах КОНУС на
советских межпланетных станциях ВЕНЕРА-
11, 12, 13 и 14, где всплесковый комплекс
состоял из б детекторов, расположенных по
осям прямоугольной системы координат. В
настоящее время подобная схема реализована
и в эксперименте BATSE на американской
орбитальной гамма-обсерватории GRO, где
наблюдение всплесков ведется восемью
детекторами, плоскости которых ориентированы
параллельно граням правильного
восьмигранника. В последнем случае каждая точка неба
осматривается четырьмя детекторами.
Более точное определение угловых
координат источников всплесков может дать их
одновременное наблюдение несколькими (не
менее чем тремя) космическими аппаратами,
находящимися на большом (например,
межпланетном) расстоянии друг от друга. Если
известны моменты начала всплеска на каждом
из космических аппаратов, то по разности
этих времен можно определить
направление на источник. Точность данного метода

112
АСТРОФИЗИКА
триангуляции повышается при увеличении
расстояния между космическими аппаратами
и их числа, а также при уменьшении времени
нарастания излучения всплеска (всплеск с
крутым передним фронтом можно локализовать
точнее). В наиболее благоприятных случаях
метод триангуляции позволяет определить
координаты всплеска с точностью до 10"-20".
Дальнейшую информацию о расположении
источников всплесков можно получить двумя
способами. Можно попытаться обнаружить
источники всплесков в "спокойном" состоянии, то
есть зарегистрировать в каком-либо диапазоне
длин волн излучения от того объекта, который
время от времени (или раз в жизни) генерирует
вспышку гамма-излучения. Однако
многочисленные попытки идентифицировать гамма-
всплески со стационарно излучающими
объектами в радио-, инфракрасном, оптическом,
рентгеновском и гамма-диапазоне не
увенчались успехом. Другой способ — определить
расстояние до источников, сравнивая истинную
и видимую светимость всплесков, — также
использовать невозможно, поскольку неизвестна
истинная светимость. В звездной астрономии
этот замкнутый круг обычно преодолевают,
предполагая, что звезды с одинаковыми
спектрами должны иметь близкую по величине
светимость. Косвенные методы определения
пространственного распределения всплесков
также основаны на этом предположении. К
анализу спектров гамма-всплесков мы
вернемся несколько позже. Здесь лишь заметим, что
в отличие от оптических звездных спектров,
богатых многочисленными деталями (линии и
полосы в поглощении и излучении, скачки и
т. д.), гамма-спектры всплесков мало
информативны. Поэтому по сравнению со звездной
астрономией предположение об одинаковой
светимости гамма-всплесков гораздо менее
обоснованно и используется за неимением
лучшего.
В предположении, что светимость всех
всплесков примерно одинакова, их
пространственное распределение можно исследовать,
пользуясь так называемым распределением
N(>S). Для безграничного однородного
распределения источников с концентрацией п
число всплесков с видимой светимостью больше
некоторого значения S:
iV(>5) = ^(f)3/2ocS-3/2, (3)
где So — истинная, а 5 — видимая светимость
гамма-всплеска.
Если однородное распределение ограничено
расстоянием DmaXi то зависимость N(>S)
отклоняется от закона трех вторых при
S < S* = So/Dmax. Если же источники
всплесков расположены с постоянной концентрацией
в безграничном диске толщины Н, то
N(>S) = nnHSoS-1 ос 5"1.
Как и в предыдущем случае, для диска
конечного радиуса Dmax распределение N(>S)
отклоняется от 5-1 при S < S*. Важно
получить из наблюдений зависимость N(> S)
в области малых 5. Возможности детектора
ограничивают интервал наблюдений: детектор
с чувствительностью Sm[n позволяет измерить
распределение N(>S) лишь при S > Sm'm.
Описанный метод обладает также тем недостатком,
что не позволяет напрямую сравнить данные,
полученные разными детекторами, поскольку
каждый прибор имеет свою чувствительность,
а провести взаимную калибровку различных
детекторов, как правило, невозможно.
Перечисленные трудности снимаются при
использовании другого метода, называемого
"тест V/Vmax"- В этом случае измеряется
распределение всплесков по параметру V/VmSiX, где
47i?3 _4nfS0\3/2
_4кР3тах_4к( S0 У'2
W- з - 3 {Smij '
V — объем сферы с радиусом, равным
расстоянию до источника, Vm8iX — объем пространства,
в пределах которого детектор с
чувствительностью Sm[n может регистрировать источники
всплесков. Для однородного пространственного
распределения всплески распределены
равномерно в интервале 0 < V/Vmax < 1, а среднее
значение (V/Vmax) = 1/2. Если преобладают
"близкие" источники, то число всплесков с
0 < V/VmSiX < 1/2 превышает их количество в
интервале 1/2 < V/Vmax < 1 и среднее значение
(V/Vma.*.) < 1/2. Наоборот, для
пространственного распределения с преобладанием
"далеких" источников (V/Vma,x) > 1/2. Несомненное
преимущество параметра V/Vmax = {Sm'm/S)3/2
заключается в том, что он рассчитывается как
отношение двух величин, относящихся к
одному детектору. Кроме того, отношение V/Vm3iX не
зависит от чувствительности детектора Smin-
Накопленные к настоящему времени
данные ясно указывают, что распределение
источников гамма-всплесков пространственно
ограничено: существующие детекторы
позволили зарегистрировать отклонение N(>S) от
5~3/2 в области малых 5, а также получить
(V/VmeLX) < 1/2. Исследование углового
распределения всплесков, в том числе с
использованием многочисленных данных эксперимента
BATSE, привело к весьма неожиданному
результату: всплески оказались распределены
чрезвычайно изотропно. Угловое
распределение всплесков не имеет никаких особенностей,
связанных с ориентацией галактического диска
или положением центра нашей Галактики.
Высокая степень изотропии углового
распределения всплесков означает, что они либо

ПРОБЛЕМЫ СОВРЕМЕННОЙ АСТРОФИЗИКИ
113
регистрируются с расстояния много меньше
полутолщины галактического диска (например,
из кометного облака Солнечной системы с
размером 104-105 а.е.), либо, наоборот, их
источники расположены в протяженном гало
нашей Галактики (с размером много больше
характерных размеров диска) или на далеком
внегалактическом расстоянии.
Данные наблюдений указывают, что
источники всплесков изотропно распределены в
пределах ограниченного объема. Такое
распределение нельзя связать ни с одним
галактическим населением, и это сильно пошатнуло
господствовавшую до полета GRO гипотезу о
том, что гамма-всплески генерируются
галактическими нейтронными звездами. Основанием
для этой гипотезы служили особенности
спектров всплесков.
Энергетические спектры гамма-всплесков,
то есть распределение гамма-фотонов по
энергиям, дают существенно более
однородную картину в сравнении с их временной
структурой. Спектры всплесков
характеризуются сильной и быстрой переменностью.
Непрерывные спектры могут простираться от
нескольких килоэлектронвольт до десятков
мегаэлектронвольт. Спектры, измеренные в
различных фазах всплеска, как правило,
сильно различаются. При этом жесткость
спектра — отношение числа высокоэнергичных
фотонов к числу низкоэнергичных — может
меняться в течение всплеска так же быстро,
как и интенсивность излучения. Непрерывные
спектры всплесков можно с одинаковой
степенью достоверности объяснить различными
механизмами излучения. Вклад в наблюдаемое
излучение могут давать области с различными
(и неизвестными) физическими параметрами
(температурой, плотностью, магнитным полем
и т. д.). Гораздо более информативными могли
бы быть различные особенности спектров.
Известны три типа особенностей, которые
регистрировались в спектрах некоторых всплесков.
Линии первого типа наблюдались в
поглощении в диапазоне энергий 20-60 кэВ. Их
интерпретировали как циклотронные,
возникающие при прохождении излучения через
область, в которой имеются электроны (и,
может быть, позитроны) в сильном
магнитном поле величиной (2-3) • 1012 Гс. Электрон
движется в магнитном поле по спирали, и
частота его вращения (циклотронная частота,
или гирочастота) (Ов = еВ/(тс), где е и т —
заряд и масса электрона. Допустим, что
излучение с непрерывным спектром, выходящее
из "горячего" источника, попадает в область,
занятую более холодными электронами в
сильном магнитном поле. Если частота излучения
равна циклотронной, то оно может
эффективно рассеиваться. Некоторые фотоны после
рассеяния изменят направления
распространения, и в выходящем излучении возникнет
линия в поглощении на циклотронной частоте.
Поглощение за счет более слабых резонан-
сов на высших циклотронных гармониках
со = 5С0в, где s = 2, 3, ..., s, может привести
к формированию линий на кратных частотах.
Наблюдались линии на второй гармонике и
весьма слабые — на третьей. Однако данные
спутника GRO пока противоречат предыдущим
экспериментам: никаких линий в поглощении
не зарегистрировано.
Линии второго типа наблюдались в
излучении в диапазоне 430-450 кэВ.
Считалось, что своим происхождением они
обязаны двухфотонной аннигиляции электронов
и позитронов. В этом процессе электрон и
позитрон превращаются в пару фотонов с
энергиями ?л2у = тс2 = 511 кэВ. Отличие
наблюдаемой энергии аннигиляционных линий
от этого значения легко объясняется, если
считать, что источником всплеска является
нейтронная звезда солнечной массы и радиусом
около 10 км. Гравитационное красное смещение
частоты излучения (энергии фотонов) при его
распространении с поверхности такой звезды
до удаленного наблюдателя может обеспечить
наблюдаемый сдвиг аннигиляционной линии в
область меньших энергий. Важно отметить, что
в некоторых случаях в спектре одного всплеска
наблюдались циклотронная и аннигиляционная
линии одновременно (рис. 2), что хорошо
объясняется в рамках нейтронной звезды с
сильным магнитным полем.
F, см-2 • с"1 • кэВ-1
ю-1
25.03.1978
НЕАО-1
ю-2
10"3
10"4
10"5
101 102 103 104
Е, кэВ
Рис. 2. Гамма-всплеск с циклотронной линией в
поглощении и аннигиляционной линией в излучении

114
АСТРОФИЗИКА
Откуда берутся позитроны в источнике
гамма-всплесков? Ответ на этот вопрос могут
дать особенности третьего типа — изломы
в непрерывных спектрах всплесков.
Оказывается, они могут возникать также при
наличии сильного магнитного поля. В
магнитном поле, помимо двухфотонных процессов
рождения пар и аннигиляции, возможны
также соответствующие однофотонные процессы,
причем в полях, сравнимых с критическим,
вероятности однофотонных и двухфотонных
процессов также сравнимы. Однофотонное
рождение пары возможно, если энергия фотона
Е > Еу = 2mc2/sina, где a — угол между
направлением распространения фотона и
магнитным полем. Расчеты показывают, что длина
пробега таких фотонов в магнитном поле
нейтронной звезды мала по сравнению с ее
радиусом. Поэтому большая часть излучения
в указанном интервале углов и энергий
поглощается, рождая электрон-позитронные
пары. Вклад обратного процесса — однофо-
тонной аннигиляции — мал по сравнению
с двухфотонной аннигиляцией, в результате
которой появляется излучение вблизи Е = гас2.
Таким образом, в сверхсильном магнитном поле
нейтронной звезды происходит переработка
излучения из интервала Е > 1 МэВ в область
Е « 511 кэВ и формируются изломы в спектрах
всплесков на высоких энергиях.
Дальнейший прогресс в исследованиях
гамма-всплесков может быть связан с
обнаружением их источников в других спектральных
диапазонах. Для поиска источников всплесков
в спокойном состоянии нужно повышать
точность определения угловых координат
всплесков. Поиск излучения в других диапазонах,
которое может возникать во время
всплесков, возможен лишь с космических
аппаратов следующего поколения, запуск которых
планируется в ближайшие 5 лет. Вместе с
системой детекторов гамма-всплесков на них
будут установлены небольшие оптические и
ультрафиолетовые телескопы, которые можно
по сигналу аппаратуры всплескового комплекса
быстро наводить в область неба, в которой
регистрируется гамма-всплеск. Идентификация
источников всплесков и определение
расстояния до них — ключевой вопрос для построения
их теории. Остается большой произвол в выборе
модели всплеска до тех пор, пока неизвестно
энерговыделение в источнике.
В феврале-мае 1997 года с борта итало-
голландского спутника Верро SAX были
выполнены первые отождествления гамма-всплесков
с рентгеновскими источниками и затем с
помощью наземных оптических телескопов
были изучены оптические объекты, связанные
с гамма-всплесками. Оказалось, что гамма-
всплески удалены от нас на космологические
расстояния и являются самыми мощными из
известных явлений во Вселенной!
Поиск черных дыр и "микроквазары"
в нашей Галактике
Черная дыра — тело массы М, для которого
не существует гидростатически равновесных
конфигураций с размером больше
гравитационного радиуса Rg = 2GM/c2. Черные дыры с
массой свыше примерно ЗМ© — теоретический
предел массы холодного тела, при превышении
которого коллапс (сжатие) в черную дыру
неизбежен, — представляют собой конечные стадии
эволюции наиболее массивных звезд. Менее
массивные — так называемые "первичные"
черные дыры — могут возникать на первых
стадиях космологического расширения.
Наконец сверхмассивные черные дыры (с массами
в миллиарды солнечных) могут формироваться
в центрах галактик в результате слияния
звезд при их столкновениях в галактических
ядрах. Черные дыры можно обнаружить либо
кинематически по движению небесных тел в их
гравитационном поле, либо по их излучению.
Возможность существования
сверхмассивных черных дыр в центрах галактик можно
проверить, изучая движение вокруг них звезд
и межзвездного вещества. Например, для
галактики М 87 подобные исследования дают
оценку центральной массы М « (108 — 1О9)М0.
Такая гигантская масса сосредоточена в малой
области в центре этой галактики, что
возможно лишь при наличии там черной дыры.
Подобные выводы следуют и из наблюдения
вращающегося тора из газа и пыли вокруг
центра галактики NGC 4258. Вещество в торе
движется по круговой траектории радиусом
около 0,3 световых года со скоростью 1000 км/с,
что дает оценку плотности вещества вблизи
центра этой галактики более 4 • 109М©/пк3.
Объект с такой плотностью не может быть
звездным скоплением: столкновения звезд с
характерным временем 100 млн лет должны
привести к возникновению сверхмассивной
черной дыры.
Проблема поиска реально существующих
черных дыр звездной массы сводится прежде
всего к отысканию компактных объектов в
двойных системах с массой М > ЗМ©. Если
в состав двойной системы входят обычная
звезда массы М* и компонент неизвестной
природы массы Мх то орбитальное движение
обычной звезды приводит к периодическому
доплеровскому смещению линий в ее спектре с
периодом, равным орбитальному Горб, и
амплитудой, пропорциональной vo = 27caosinz/rop6,
где ao — радиус орбиты обычной звезды, г —
угол между нормалью к плоскости орбиты
и лучом зрения. Если величины Торб и vo
известны из наблюдений, то можно вычислить
так называемую функцию масс системы:
/ = (Мх sini)3/(Mx + М*)2 = Top6v30/(2nG).

ПРОБЛЕМЫ СОВРЕМЕННОЙ АСТРОФИЗИКИ
115
Так как sin i < 1, то функция масс дает
нижний предел массы компактного объекта:
Мх > /. В настоящее время известны несколько
двойных систем с компактными объектами —
кандидатами в черные дыры: Лебедь Х-1
(Мх > б-15М0), V404 Лебедя (Мх > 8М0),
V616 Единорога (Мх > 4М0), рентгеновская
новая в созвездии Мухи (Мх > 4М0).
FE> см"2 • с"1 • кэВ"1
10"3
1Е1740.7-2942
10"5
102 103
Е, кэВ
Рис. 3. Рентгеновский спектр кандидата в черные дыры —
источника с аннигиляционной линией 1Е 1740,7-2942
вблизи центра Галактики. Вертикальная штриховая линия
соответствует 511 кэВ — энергии фотонов, рождаемых
при двухфотонной аннигиляции электрон-позитронных
пар
Все указанные двойные системы с
кандидатами в черные дыры являются мощными
источниками рентгеновского и гамма-излучения
с нетепловым (степенным) спектром, в котором
иногда даже наблюдается аннигиляционная
линия. Собственное излучение черной дыры
имеет равновесный спектр и обусловлено
квантовым эффектом ее "испарения". Мы
не рассматриваем этот эффект и отсылаем
читателя к библиографии в конце статьи
(а также к статье Д.А. Киржница "Горячие
черные дыры" в этом томе). Для черных
дыр звездной массы и более массивных
температура собственного излучения весьма
мала. Излучение в их ближайшей окрестности
генерируется в основном за счет аккреции
(захвата) вещества из межзвездной среды
или со звезды-компаньона в двойной системе
(подробнее смотри статью А.М. Черепащука
"Тесные двойные звезды на поздних стадиях
эволюции" в этом томе). Как показывают
расчеты, эффективность энерговыделения при
аккреции на черную дыру может доходить
до 0,3 от энергии покоя аккрецируемого
вещества.
Модель аккрецирующей черной дыры
обычно привлекают и для объяснения
комплекса явлений в центрах активных галактик и
квазаров: высокой светимости L « 1046~1048 эрг/с;
нетеплового характера спектра излучения;
быстрой переменности интенсивности излучения
с характерными временами до нескольких дней
и даже часов (что ограничивает
максимальный размер излучающей области величиной
10-100 а.е.); наличия двух выбросов (джетов),
разлетающихся в противоположных
направлениях от центрального источника.
Недавно было обнаружено несколько
уникальных рентгеновских источников в нашей
Галактике. Их спектры похожи на спектры
"стандартных" кандидатов в черные дыры
(рис. 3). По данным радионаблюдений были
обнаружены выбросы-джеты, весьма
напоминающие джеты квазаров и активных галактик
(рис. 4). Несмотря на огромное различие
масштабов эти объекты схожи в качественном
отношении. Возможно, это указывает на общую
причину таких явлений - активность в
окрестности черных дыр. Дальнейшие исследования
"микроквазаров" в Галактике позволят лучше
понять, как устроены гигантские "машины"
в центрах квазаров, формирующие подобные
структуры с гораздо большими
пространственными масштабами и энергетикой.
В источнике GRS 1915+105 в созвездии
Орла видимая скорость разлета отдельных
сгустков в джетах превышает скорость света
(рис. 4,6). "Сверхсветовой" разлет наблюдается
и в джетах активных галактик и квазаров.
Поясним, как возникает кажущийся эффект
сверхсветового движения в плоскости,
перпендикулярной лучу зрения (рис. 5). Рассмотрим
"приближающуюся" струю, скорость которой
направлена под острым углом 0 к лучу зрения.
Излучение из точек А и В регистрируется
удаленным наблюдателем в моменты времени
tA и ts, причем tA — tB = гав/v + г ас I с. За это
время вещество струи смещается поперек луча
зрения на расстояние твс — гас sin 0. Поэтому
видимая поперечная скорость
"приближающейся" струи v+ = v sin 0/(1 — (v/c) cos 0).
Аналогично, для "удаляющейся" струи
V- = v sin 0/(1 + (v/c) cos 0). Для малых 0 и
достаточно больших v/c возможно гц. > с.
Если известны наблюдаемые угловые
скорости противоположно направленных джетов:
|i± = v±/D, где D — расстояние до источника,
то
v V+-\i- п ctg0 Ц+ - Ц_
-cos© = — и D = —^ - .
Для источника GRS 1915+105 величина
(v/c) cos 0 « 0,323, что приводит к видимому
сверхсветовому разлету джетов. Вместе с
условием v/c < 1 эта величина дает верхние

116
АСТРОФИЗИКА
б
Рис. 4. Радиоизображения "микроквазаров" в нашей Галактике, а — радиокарта рентгеновского источника 1Е1740,7-2942
(см. рис. 3) на длине волны 20 см. Штриховой линией показана область локализации рентгеновского источника.
Стрелкой указан компактный радиоисточник, который ассоциируется с 1Е 1740,7-2942. Видны джеты, истекающие
в противоположных направлениях. Изображение проецируется на молекулярное облако, радиокарта которого также
показана на рисунке, б—радиоизображения на длине волны 3,5 см ярких компонентов, разлетающихся из рентгеновского
источника GRS 1915+105 (его положение отмечено крестиком). Вертикальное расстояние пропорционально времени
между наблюдениями, выполненными в 1994 году

ПРОБЛЕМЫ СОВРЕМЕННОЙ АСТРОФИЗИКИ
117
пределы 0 < 71° и D < 13,7 кпк; последнее
однозначно указывает на галактическую природу
объекта. Построение теоретических моделей
"микроквазаров" требует анализа физических
процессов вблизи черных дыр и отыскания
механизмов, которые приводят к появлению
электрон-позитронных пар, генерации
рентгеновского и гамма-излучения (включая анниги-
ляционную линию), ускорению частиц в джетах
до релятивистских скоростей и генерации их
радиоизлучения. Все эти проблемы еще ждут
своего решения.
uf.
К наблюдателю
-vt
Рис. 5. К объяснению эффекта сверхсветового разлета
джетов
Литература
1. Физика космоса: Маленькая энциклопедия.
М.: Сов. энциклопедия, 1986.
2. Шапиро С, Тъюколски С. Черные дыры,
белые карлики и нейтронные звезды / Пер. с англ.
М.: Мир, 1985. Т. 1, 2.
3. Новиков И.Д. Эволюция Вселенной. М.: Наука,
1990.
4. Хокинг С. Краткая история времени: От
Большого Взрыва до черных дыр / Пер. с англ. М.:
Мир, 1990.
5. Мазец Е. П., Голенецкий СВ. Итоги науки и
техники. Астрономия. М.: ВИНИТИ, 1987. Т. 32. С. 16.

A.M. Черепащук
ОБРАТНЫЕ ЗАДАЧИ В АСТРОФИЗИКЕ
Введение
Астрофизика является наблюдательной
наукой, поскольку исследователь в
подавляющем большинстве случаев не имеет
возможности воздействовать на изучаемый объект.
Выводы о природе исследуемых объектов
ученые-астрофизики делают на основе анализа
косвенной информации, которая заключена в
поступающих из Космоса различных
излучениях: электромагнитном (от гамма-квантов
до радиоволн), нейтринном, корпускулярном
(космические лучи), гравитационно-волновом
(регистрация которого намечается в
ближайшей перспективе). Характеристики этих
излучений (интенсивность, спектр, поляризация,
переменность и т. п.) являются следствиями тех
процессов, о природе которых должен судить
астроном. Лишь в редких случаях
астрофизики могут непосредственно воздействовать на
изучаемый объект — это исследование
метеоритного вещества, которое выпадает на Землю
из межпланетного пространства (упомянем в
этой связи недавнее открытие американскими
учеными следов жизнедеятельности
микроорганизмов в марсианском метеорите), а также
изучение поверхностей планет с помощью
активных космических аппаратов, спускаемых
на поверхность планеты. В подавляющем же
большинстве случаев астрофизики вынуждены
по следствиям некоторых процессов,
протекающих на небесных телах, судить о причинах, их
породивших, то есть решать обратные задачи.
Решение прямой задачи связано с
отысканием следствия некоторого процесса по его
известной причине. Например, можно на любой
момент времени рассчитать положения планет
Солнечной системы, зная главную причину,
которая лежит в основе их движения, — закон
всемирного тяготения Ньютона с поправками
за эффекты общей теории относительности,
ответственные, например, за прогрессивное
смещение перигелия Меркурия, составляющее
43" в столетие. Однако когда И. Ньютон решал
обратную задачу — выводил свой знаменитый
закон всемирного тяготения из наблюдаемого
движения планет, обобщенного в известных
законах Кеплера, он столкнулся со значительно
более сложной проблемой. Только огромный
наблюдательный материал по многим планетам
в сочетании с гениальностью и тонкой
физической интуицией позволили Ньютону успешно
решить эту типичную обратную задачу.
В отличие от прямых задач трудности
решения обратных задач связаны с тем, что
один и тот же эффект может быть порожден
разными причинами. Например, известно, что
если нагреть воду при атмосферном давлении
до температуры 100 °С, то она закипит. Однако
из того факта, что вода кипит, вовсе не
следует, что она нагрета до температуры 100 ° С,
поскольку вода может кипеть и при комнатной
температуре, но при достаточно низком
атмосферном давлении. Таким образом, эффект
кипения воды может быть вызван разными
причинами: либо высокой температурой, либо
низким давлением.
Приведенный пример наглядно
иллюстрирует, какой тонкой и деликатной процедурой
является решение обратной задачи
интерпретации наблюдательных данных. Если для
решения прямой задачи достаточно знать
одну причинно-следственную связь, то для
успешного решения обратной задачи этого
явно недостаточно и необходимо учитывать
многие причинно-следственные связи,
сопровождающие изучаемый процесс, и следовательно,
иметь гораздо более богатый опыт и
экспериментальный материал, чем для решения
прямой задачи.
В математике хорошо известно, что
подавляющее большинство обратных задач
являются некорректно поставленными — малым
возмущением исходных данных (данных
наблюдений) могут соответствовать сколь угодно
большие возмущения решения. Как отмечено
французским ученым Ж. Адамаром в 1939 году,
задача называется корректно поставленной
(корректной), если: 1) ее решение существует,
2) решение единственно, и 3) решение
непрерывно зависит от входных данных, то есть
устойчиво по отношению к малым
возмущениям (ошибкам) данных наблюдений. Если хотя
бы одно из этих трех условий не выполняется,
задача называется некорректно поставленной
(или некорректной).
Наиболее часто в случае обратных задач
нарушается третье условие, то есть условие
устойчивости решения. В этом случае
возникает парадоксальная ситуация: несмотря на
то что задача математически сформулирована,
ее решение невозможно получить обычными
методами. Действительно, какой смысл
имеет решение, которое испытывает формально
бесконечно большие возмущения при малых
возмущениях результатов наблюдений,
которые всегда получаются с некоторой
неопределенностью (ошибкой). Именно поэтому Адамар
и пришел к заключению, что некорректные
задачи не имеют практического смысла.
Однако по существу все задачи обработки и
интерпретации результатов астрономических
наблюдений, как и многих физических
экспериментов, являются обратными и некорректно
поставленными. До появления современных

ОБРАТНЫЕ ЗАДАЧИ В АСТРОФИЗИКЕ
119
научно обоснованных методов исследователь,
либо используя детальную физическую модель
изучаемого явления сводил обратную задачу
к нахождению небольшого числа параметров,
либо основываясь на физической интуиции
отбирал из множества допустимых решений то,
которое лучше всего соответствует здравому
смыслу. В первом случае часто бывает, что
детальная физическая модель, допускающая
жесткую параметризацию решения, не
адекватна используемым наблюдательным
данным (что приводит к большим остаточным
уклонениям наблюдательных данных от
теоретических предсказаний), во втором случае
выбор решения субъективен, что не характерно
для научного метода исследований.
Математически под обратной задачей
понимается задача отыскания функции z(s) по
функции и(х), получаемой из эксперимента или
наблюдений и определяемой уравнением вида
и(х) = A(x9z(s)), (1)
где А — некоторый оператор,
устанавливающий причинно-следственную связь между
z(s) и и(х). В уравнении (1) по наблюдаемым
следствиям процесса и{х) нужно судить о
причинах z(s), породивших его.
Во многих случаях обратная задача (1)
может быть представлена интегральным
уравнением Фредгольдма 1-го рода
ь
и{х) =JK(x,s)z(s)ds, (2)
а
где К(х, s) — ядро (непрерывное или
квадратично суммируемое по переменным ж, s),
которое описывает конкретную модель
исследуемого процесса.
Математические трудности решения
обратных задач связаны с тем, что обратный
оператор А~г (см. уравнение (1)) не является
непрерывным. Поэтому если данные
наблюдений и(х) получены с некоторой ошибкой 5
(обозначим приближенные данные символом щ(х)),
то соответствующее приближенное решение,
полученное стандартным методом,
zb(s) = A-1(ub(x)), (3)
будет сколь угодно сильно отклоняться от
решения, соответствующего идеально точным
входным данным и(х).
Предлагаемые ранее методы решения
обратных некорректных задач основывались
прежде всего на интуиции авторов, и, хотя
в ряде обратных задач удавалось получить
важную физическую информацию,
необходимость в строгой математической постановке и
разработке численных методов решения этого
важнейшего для современного естествознания
круга проблем назрела к 60-м годам, особенно
в связи с широким внедрением компьютеров в
практику научных исследований.
Предложенный российским академиком
А.Н. Тихоновым метод решения некорректно
поставленных задач состоит в том, что
такие задачи рассматриваются как физически
недоопределенные. Они "плохо" поставлены,
множества их приближенных решений очень
широки, даже неограниченны. Поэтому
некорректные задачи нужно доопределить. Для этого
необходима дополнительная (априорная)
информация об искомом решении z(s),
вытекающая из обширного опыта всесторонних
исследований данного процесса. Эта дополнительная
информация об искомом решении должна быть
известна a priori (заранее), до решения
соответствующей некорректной задачи. Априорная
информация позволяет сформулировать
критерий отбора приближенного решения из
множества приближенных решений уравнения (1)
и построить регуляризирующий алгоритм.
Такой информацией могут служить
сведения о гладкости искомого решения z(s), его
монотонности, выпуклости, неотрицательности,
принадлежности к конечно-параметрическому
семейству и т. п.
На рис. 1,а приведены точное и
приближенное решение некорректной задачи —
интегрального уравнения Фредгольма 1-го рода
(2), причем приближенное решение получено
с помощью регуляризирующего алгоритма —
сужения множества допустимых решений
до множества выпуклых функций. Попытка
решения этой же задачи без регуляризации
является безуспешной (см. рис. 1,6).
В настоящее время развитая теория
решения некорректно поставленных задач успешно
применяется для решения многих обратных
задач астрофизики, а также задач оптики
и спектроскопии, оптимального
планирования и т. п. Регуляризирующие алгоритмы
гарантируют сходимость последовательности
приближенных решений к точному решению
обратной задачи, то есть при стремлении
ошибки наблюдений 8 к нулю приближенное
решение стремится к точному. Это дает веские
основания считать, что приближенное решение
некорректной задачи, полученное с помощью
регуляризирующего алгоритма, близко к
решению, соответствующему идеально точным
данным наблюдений и{х). Стихийные
интуитивные методы решения обратных
некорректных задач, отмеченные выше, не обладают этим
достоинством.
Ниже рассмотрены несколько примеров
применения регуляризирующих алгоритмов к
решению обратных задач астрофизики.

120
АСТРОФИЗИКА
z(s)
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 s
z(s)
1,6
1,4
1,0
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
О
-0,2
-0,4
-0,6
Рис. 1. Результаты решения обратной задачи,
описываемой интегральным уравнением (2) с ядром
K(x,s) = 1/[1 + 100(ж - s)2]. Сплошной линией
представлено точное решение z(s). Это решение подставлялось
под знак интеграла в уравнение (2) и вычислялась
соответствующая ему функция и(х) — идеально точные
входные данные обратной задачи (2). Затем в полученную
функцию и(х) вносилась погрешность 8 = 3% от
максимального значения, и решалась обратная задача: по
возмущенной функции щ(х) находилось приближенное
решение z^(s). Приближенное решение z&(s) (а, точки)
получено с помощью регуляризирующего алгоритма,
использующего априорную информацию о выпуклости
искомого решения z(s). При попытке решить эту же
задачу без регуляризации получаются сколь угодно
большие отклонения приближенного решения (б, точки)
от истинного. Так проявляется некорректность обратной
задачи(2)
Звезды Вольфа-Райе
в тесных двойных системах
Звезды Вольфа-Райе, расположенные
вблизи галактической плоскости (то есть
относящиеся к первому типу населения Галактики),
были открыты в 1867 году французскими
учеными М. Вольфом и Дж. Райе. Среди
100 млрд звезд Галактики таких звезд
известно около 200. Почему астрономы уделяют
столь пристальное внимание изучению этих
объектов? Причина в том, что в оптическом
спектре звезд Вольфа-Райе (WR)
одновременно присутствуют сильные и широкие линии
излучения атомов и ионов водорода, гелия, а
также азота, углерода и кислорода в разных
стадиях ионизации (рис. 2). Для
возникновения высокой степени ионизации необходима
температура в сотни тысяч градусов, в то
время как непрерывный спектр звезд WR в
оптическом диапазоне может быть грубо
аппроксимирован излучением абсолютно черного
тела со средней температурой, не
превышающей 10 000-20 000 К. Это свидетельствует о
сильном отклонении вещества атмосфер звезд
WR от состояния термодинамического
равновесия.
Звезды WR делятся на две
последовательности: азотную WN и углеродную WC. В
спектрах звезд WN в основном содержатся
линии азота, а в спектрах звезд WC —
линии углерода и кислорода. И в звездах
WN, и в звездах WC присутствуют линии
гелия, а иногда также слабые линии водорода.
Оценки относительного содержания
химических элементов показывают, что число атомов
гелия в атмосферах звезд WR во много раз
больше, чем число атомов водорода. Этим
звезды WR радикально отличаются от обычных
звезд солнечного типа. В последние годы все
более утверждается точка зрения о том, что
звезды WR представляют собой
обнаженные ядра массивных т = ЗО-ЮОМ© горячих
(Г =30 000-40 000 К) звезд спектральных
классов О или В, потерявших значительную часть
(до 60%) своей массы вследствие истечения
вещества либо в виде звездного ветра, либо
в результате перетекания вещества в тесных
двойных системах. Таким образом, скорее всего
спектры звезд WR демонстрируют продукты
термоядерных реакций, протекающих в недрах
массивных звезд.
Являясь объектами абсолютно молодыми
(возраст ~ 106 лет), звезды WR, по-видимому,
находятся на конечной стадии эволюции — на
стадии исчерпания запасов ядерной энергии,
после которой должен следовать коллапс
звезды с образованием релятивистского объекта —
нейтронной звезды или черной дыры. Как

ОБРАТНЫЕ ЗАДАЧИ В АСТРОФИЗИКЕ
121
4
3
2
.о
Б
S 1
СО
S
О
I
Q)
Ё О
2
1
4000 4200 4400 4600 ^,А
Рис. 2. Оптические спектры двух звезд Вольфа-Райе:
HD 191765 (WN6) и HD 192103 (WC7). Отмечены линии
излучения различных химических элементов
возможные прародители нейтронных звезд и
черных дыр звезды WR интересуют многих
исследователей. Однако до последнего времени
проблема звезд WR была далека от
окончательного решения. Наряду с описанной концепцией
эволюции звезд WR существует несколько
вариантов для объяснения явления WR. От
гипотезы, в которой звезда WR считается
молодым объектом нормального химического
состава, находящимся на стадии
гравитационного сжатия, до модели, согласно которой
явление WR в тесных двойных системах
связано со сверхкритической аккрецией на
релятивистский объект.
Такая неоднозначность в интерпретации
явления WR связана с тем, что собственно
звезда WR погребена внутри мощной протяженной
атмосферы, радиально расширяющейся под
действием давления радиации со скоростью
в тысячи километров в секунду. Атмосфера
звезды WR простирается на много миллионов
километров и в несколько раз превышает
радиус собственно звезды. При этом масса
атмосферы ничтожно мала — в миллиард раз
меньше массы центральной звезды.
Для сравнения: диск Солнца резко очерчен.
Это связано с тем, что толщина атмосферы
Солнца, где формируется видимое
излучение, не превышает 300 км, что составляет
~ 1/10 000 его радиуса.
Неудивительно поэтому, что многие
исследователи, основываясь на изучении одиночных
звезд WR, когда измеряется полное излучение
от всего диска звезды с протяженной
атмосферой, приходили к выводу, что радиусы звезд
WR велики (порядка 2O-3OjR0), а эффективные
температуры относительно низки (порядка
30 000 К).
В затменных двойных системах,
содержащих WR-компоненту, ситуация иная. Когда
происходит затмение звезды WR ее
спутником — нормальной звездой спектрального
класса ОВ с тонкой атмосферой, кривая блеска
содержит информацию не только о суммарной
светимости звезды WR, но и о распределении
яркости по ее диску. Даже в самый крупный
телескоп все звезды (кроме Солнца) выглядят
как точки. Из-за колоссальной удаленности
звезд WR их диски нельзя увидеть (в отличие от
Солнца, у которого виден диск и можно изучать
структуру поверхности). Тем не менее анализ
затмений в двойных системах, содержащих
звезды WR, дает уникальную возможность
восстановить распределение яркости по диску
звезды и как бы нарисовать его изображение.
В общем случае задача определения
физических характеристик звезд из анализа кривой
блеска затменной двойной системы сводится
к решению двух интегральных уравнений
Фредгольма 1-го рода
ь
u(Q)=JK(QX№)<?> (4)
а
и нелинейного алгебраического уравнения,
описывающего блеск двойной системы вне
затмений. В уравнении (4) функция u(Q) есть
наблюдаемое изменение блеска двойной
системы во время затмения, функция K(Q, ?) — ядро
уравнения — также известна: она описывает
форму области перекрытия дисков компонент
во время затмения (0 — угол относительного
поворота компонент на орбите,
пропорциональный времени, ? — полярное расстояние
на диске звезды WR). Задача решения
интегрального уравнения (4) представляет собой
типичную обратную задачу: по наблюдаемым
следствиям процесса затмения — функции
и(0) (кривой блеска) — необходимо определить
распределение яркости по диску звезды WR —
функцию' /(?). Эта задача относится к классу
некорректно поставленных.
Классическая методика интерпретации
кривых блеска затменных двойных звезд
основывается на предположении о том, что толщина
атмосферы звезды мала по сравнению с ее
радиусом. Теория тонких звездных атмосфер дает
аналитическое выражение для распределения
яркости /(?) как функцию трех параметров:
яркости в центре диска звезды /о, радиуса
звезды г и коэффициента потемнения к краю X.
Аналитическое выражение для /(?)
подставляется в уравнение (4), которое в результате
интегрирования сводится к системе
нелинейных алгебраических уравнений относительно

122
АСТРОФИЗИКА
небольшого числа параметров. Это позволяет
обойти трудности, связанные с
некорректностью обратной задачи (4).
У звезд WR протяженные атмосферы.
Сложность физических процессов и
неопределенность моделей протяженных звездных
атмосфер не позволяют применить в данном
случае классический способ параметризации
искомой функции I(t,) при решении
обратной задачи (4). Вместе с тем функцию /(?)
можно считать монотонной и
неотрицательной, алгоритм решения обратной задачи (4)
на множестве монотонных неотрицательных
функций является регуляризирующим, а сама
задача (4) на этом множестве функций /(?) —
корректной в классическом смысле. Это
позволяет по-новому поставить задачу
интерпретации кривых блеска затменных двойных систем
и на основе современных методов регуляри-
1Л)
14
12
10
58
S
О.
о;
6
4
2
5RQ 10RQ 15R0 %
Расстояние от центра диска звезды WR
Рис. 3. Распределение яркости по диску звезды WN5
в затменной двойной системе V444 Лебедя,
восстановленное по кривым блеска в разных областях спектра
на множестве монотонных неотрицательных функций.
Хотя полный радиус протяженной атмосферы звезды
WN5 составляет около 20Я©, радиус "собственно звезды
WR" (определяемый по ширине центрального максимума
интенсивности в синей области спектра) не превышает
ЗЯ©, а его температура выше 50 000 К
зации некорректно поставленных задач
разработать эффективные численные алгоритмы
ее решения для компьютеров. Некорректность
задачи (4) была преодолена, и получено ее
устойчивое решение. Это стимулировало
наблюдения всех известных затменных двойных
звезд с компонентами WR, а наблюдательные
данные в ультрафиолетовом, оптическом и
инфракрасном диапазонах интерпретировались с
помощью новой методики.
При решении обратной задачи
интерпретации кривых блеска затменных двойных звезд
оказалось возможным восстановить
распределение яркости по диску звезды WR в различных
участках спектра (см. рис. 3), отделить
излучение собственно звезды WR от излучения ее
протяженной атмосферы и тем самым определить
истинный радиус, температуру и светимость
звезды WR. Оказалось, что в то время как
полный радиус видимой атмосферы звезды
WR составляет ~2Oi?0, радиус собственно
звезды WR (то есть гидростатического тела
звезды, содержащего основную часть массы)
не превышает ЗД0, а температура собственно
звезды WR больше 50 000 К (!). Относительно
низкая температура излучения всего диска
звезды WR (~ 20 000 К) связана с
низкотемпературным рекомбинационным излучением
полупрозрачной протяженной атмосферы, вклад
которой в видимой области спектра достигает
80 %. Малый радиус звезды WR и высокая
эффективная температура при массе ЮМ0
свидетельствуют о том, что звезда WR является
гелиевым остатком от первоначально более
массивной звезды, потерявшей основную часть
своей водородной оболочки.
Анализ дифракционных кривых
блеска при покрытии звезд Луной
При наблюдениях небесных тел астрономы
всегда стремятся достичь как можно более
высокого углового разрешения. Чтобы добиться
этого, они идут на хитроумные и
дорогостоящие ухищрения. Создаются
интерферометры разных типов, запускаются телескопы
за пределы искажающей земной атмосферы
(например, известный космический телескоп
им. Хаббла с зеркалом диаметром 2,4 м).
Однако оказывается, что высокое угловое
разрешение (до 0",0001-0",001) можно получить
гораздо более простым и дешевым способом,
наблюдая покрытия звезд Луной с помощью
наземных телескопов со скромным диаметром
порядка 1 метра. Суть метода весьма проста:
Луна при своем орбитальном движении вокруг
Земли затмевает звезды. Угловые
диаметры сравнительно близких звезд составляют
несколько тысячных секунды дуги. Только у
некоторых самых близких звезд — гигантов и

ОБРАТНЫЕ ЗАДАЧИ В АСТРОФИЗИКЕ
123
сверхгигантов — угловые размеры достигают
сотых долей секунды. Ясно, что процесс
затмения диска звезды Луной будет иметь хотя
и очень малую, но вполне измеримую
продолжительность — порядка нескольких сотых
долей секунды времени. Проведя высокоточные
фотоэлектрические наблюдения с
достаточно высоким временным разрешением (около
0,001 с), можно получить кривую затмения
звезды Луной, которая будет обусловлена как
геометрическим затмением, так и эффектами
дифракции света звезды на краю диска Луны
(см. рис. 4). Чем больше угловой диаметр
затмеваемой звезды, тем меньше будет высота
дифракционных максимумов и тем ближе
кривая блеска при покрытии звезды Луной
будет напоминать кривую геометрического
затмения. Таким образом, решая обратную
задачу интерпретации кривой покрытия звезды
Луной, можно определить угловой диаметр
звезды и даже пытаться получать информацию
о распределении яркости по диску звезды или о
наличии околозвездной структуры (например,
протопланетного диска вокруг звезды, ее
близкого спутника и т. п.). Важно то, что и
Луна, и затмеваемая ею звезда находятся
п, имп/2 мс
3500
3000
2500
100
-100
80 40 0 -40
х, м
Рис. 4. Наблюдения (точки) и теоретическая кривая
блеска при затмении Луной звезды 615х в созвездии
Тельца. По оси абсцисс отложено расстояние х от края
Луны до проекции центра диска звезды на плоскость
Лунного диска, по оси ординат — интенсивность. Виден
эффект дифракции света звезды на краю диска Луны,
проявляющийся в чередовании максимумов и минимумов
интенсивности излучения перед входом в затмение.
Высота дифракционных максимумов тем меньше, чем
больше угловой диаметр звезды. Решение обратной
задачи интерпретации кривой блеска на множестве
конечно-параметрических функций дает для углового
диаметра звезды значение 0",0028 ± 0",001. Внизу
показаны остаточные уклонения "наблюденных" точек от
модельной теоретической кривой
за пределами неспокойной земной атмосферы,
поэтому атмосферные искажения не могут
существенно повлиять на вид дифракционной
кривой покрытия звезды Луной.
Математически рассматриваемая задача
заключается в решении интегрального
уравнения Фредгольма 1-го рода
оо
S(x)= j К{х-%)В&№, (5)
—оо
где S(x) — наблюдаемая дифракционная
картина изменения интенсивности при покрытии
звезды Луной, x(t) = V(t — to), V — проекция
линейной скорости движения Лунного края
на его нормаль в направлении на проекцию
звезды, t — время, to — момент времени,
когда центр звезды точно проектируется на
край лунного диска, В(?,) — искомая функция,
выражающая стрип-распределение яркости по
диску звезды (то есть распределение,
проинтегрированное вдоль прямых, параллельных
лунному краю). Ядро К(х — ?) представляет собой
дифракционную картину точечного источника,
полученную с учетом влияния различных
искажающих факторов. Ядро К{х — ^)
выражается через интегралы Френеля, описывающие
дифракцию излучения бесконечно удаленного
точечного монохроматического источника на
краю бесконечного плоского экрана.
Уравнение (5) — интегральное уравнение
Фредгольма 1-го рода, которое нужно решать с
помощью метода регуляризации. Естественной
априорной информацией об искомой функции
является ее монотонность или выпуклость, а
также неотрицательность. Кроме того, в случае
звезды с тонкой атмосферой, можно
использовать аналитическое конечно-параметрическое
представление функции ?(?), полученное из
теории. В случае, когда наблюдается
покрытие двойной звезды или звезды,
обладающей околозвездной структурой (аккреционный
диск, планетная система), можно использовать
регуляризирующий алгоритм Тихонова на
множестве гладких неотрицательных функций.
На рис. 4 приведены наблюдаемая и
теоретическая кривые блеска при покрытии
Луной звезды 615' Тельца (гиганта
спектрального класса КО), полученные с временным
разрешением 0,001 с. Найденный из кривой
покрытия угловой диаметр этой звезды
составляет d = 0",003 ± 0",001.
Применение метода наблюдений покрытий
звезд Луной к исследованию молодых звезд
типа Т Тельца позволило выявить внутренние
части околозвездного (возможно,
протопланетного) диска вокруг звезды DG в созвездии
Тельца с угловым разрешением до 0",0001 (см.
рис. 5).
К настоящему времени методом лунных
покрытий определены угловые диаметры сотен

124
АСТРОФИЗИКА
Заключение
-75
-50
-25
25
50 75
?, 0",001
Рис. 5. Стрип-распределение яркости ?(?) для звезды
DG в созвездии Тельца, восстановленное из
дифракционной кривой покрытия Луной. Использовался метод
регуляризации на множестве гладких неотрицательных
функций. Центральный пик соответствует звезде.
Сложная структура в крыльях, прослеживаемая до расстояния
в 3 а.е. от центра звезды, соответствует центральным
частям протопланетного диска вокруг звезды
звезд, открыты тысячи новых тесных двойных
звезд, изучена структура протопланетных
дисков вокруг ряда молодых звезд. Таким
образом, метод лунных покрытий превратился
в мощный метод исследования звезд с очень
высоким угловым разрешением.
Примеры двух обратных задач
астрофизики показывают, как современный
математический аппарат, примененный к анализу
высокоточной наблюдательной информации,
позволяет делать важные выводы о природе и
эволюции различных астрофизических
объектов, удаленных от нас на громадные расстояния.
Регуляризирующие алгоритмы
используются также при решении таких обратных задач
астрофизики, как восстановление
распределения химических элементов по поверхностям
пекулярных Ар-звезд из переменности линий
поглощения в их спектрах, восстановление
радиоастрономических и оптических
изображений небесных тел из наблюдений, искаженных
влиянием аппаратной функции, повышение
разрешающей способности спектрографа и
во многих других. Во всех этих задачах
применение современных регуляризирующих
алгоритмов оказалось весьма эффективным.
Литература
1. Гончарский А.В., Черепащук A.M., Ягола А.Г.
Численные методы решения обратных задач
астрофизики. М.: Наука, 1978.
2. Гончарский А.В., Черепащук A.M., Ягола А.Г.
Некорректные задачи астрофизики. М.: Наука, 1985.
3. Гончарский А.В., Черепащук A.M., Ягола А.Г.
Природа. 1985. № 9. С. 3.
4. Богданов М.Б., Трунковский Е.М.,
Черепащук A.M. Земля и Вселенная. 1992. № 6. С. 3.

В. В. Шевченко
СОЛНЕЧНАЯ СИСТЕМА
Парадокс современной астрономии состоит
в удивительно низком уровне знаний о
Солнечной системе. Астрономия в рамках известных
физических законов способна построить
близкие к реальности модели рождения, жизни и
смерти небесных объектов, размеры, массы,
энергетическая отдача и удаленность которых
громадны по сравнению с реалиями
повседневного опыта. И в то же время нет надежной
модели происхождения и формирования планет
и спутников Солнечной системы, неизвестно,
как образуются и откуда появляются кометы,
неясно, содержат ли астероиды первичное
вещество или являются осколками однажды
уже сформировавшихся планетных тел и т. д.
Общее строение Солнечной системы
Центральное тело нашей планетной
системы — Солнце (желтый карлик) —
сосредоточило в себе 99,866 % всей массы Солнечной
системы. Оставшиеся 0,134% вещества
представлены девятью большими планетами
(Меркурий, Венера, Земля, Марс, Юпитер, Сатурн,
Уран, Нептун, Плутон) и несколькими
десятками спутников планет (в настоящее время их
открыто более 60), малыми планетами —
астероидами (~ 100 тысяч), кометами (~ 1011 объектов),
огромным количеством мелких фрагментов —
метеороидов, а также космической пылью.
Механически эти объекты объединены в общую
систему силой притяжения Солнца. Средняя
плотность тел Солнечной системы изменяется в
пределах от 0,5 г/см3 для ядер комет до 7,7 г/см3
для металлических астероидов и метеоритов.
Самая крупная из планет — Юпитер —
меньше Солнца по размерам на порядок и
по массе на три порядка. Средняя плотность
Юпитера составляет 1,32 г/см3, что очень
близко к средней плотности солнечного вещества
(1,41 г/см3). Основными элементами,
определяющими химический состав обоих объектов,
являются водород и гелий. Сатурн по размерам
почти не отличается от Юпитера, но меньшая
плотность вещества планеты (0,686 г/см3)
определяет и несколько меньшее значение массы.
Следующие два гиганта — Уран и Нептун (с
массой около 1029 г) — мало отличаются по
средней плотности (1,28 и 1,64 г/см3 соответственно)
и химическому составу. Все четыре планеты
традиционно выделяются в группу планет-
гигантов, отличительной особенностью которых
являются не только значительные размеры и
масса, но также и низкая средняя плотность,
характерная для газового состава.
Другая группа — планеты земного типа —
состоит из четырех планет, в нее входят
Земля и Венера, которые почти не отличаются
друг от друга по размерам, массе и средней
плотности (5,52 и 5,24 г/см3 соответственно), а
также меньшие по размерам и массе Марс и
Меркурий.
Перечень больших планет Солнечной
системы дополняет необычный объект —
Плутон, который в момент своего открытия в
1930 году занимал наиболее удаленное от
Солнца положение, соответствующее месту
девятой планеты Солнечной системы. Но орбита
Плутона обладает значительным
эксцентриситетом, в 1969 году он пересек орбиту Нептуна,
превратившись в восьмую по удаленности от
Солнца планету. В этом статусе Плутон будет
пребывать до 2009 года. А первый после своего
открытия полный оборот вокруг Солнца Плутон
завершит лишь в 2178 году.
Планеты земной группы составляют
внутреннюю часть Солнечной системы. Планеты-
гиганты образуют ее внешнюю часть.
Промежуточное положение занимает пояс астероидов,
в котором сосредоточена большая часть малых
планет.
На окраинах Солнечной системы, по-
видимому, сосредоточены облака гигантских по
размерам и массам комет, которые могли
посещать окрестности Солнца задолго до появления
жизни на Земле. Об этом свидетельствуют
следы на поверхности таких безатмосферных
тел, как Луна или Меркурий, способных
сохранять отпечатки самых древних событий в
истории планет.
За последние несколько лет было
обнаружено свыше 30 объектов, имеющих сходство с
ядрами комет, названных транснептуновыми.
Их размеры превосходят 100 км. Согласно
оценкам, на расстоянии между 30 и 50 а.е.
от Солнца сосредоточено около 70 000 тел
размерами от 100 до 400 км.
Соотношение расстояний и периодов
обращения планет вокруг Солнца определяется
известным законом Кеплера, согласно
которому квадраты периодов пропорциональны кубам
больших полуосей относительных орбит. Все
планеты обращаются вокруг Солнца в одном
направлении, совпадающем с направлением
осевого вращения Солнца, и в том же
направлении они обращаются вокруг своей оси.
Исключение составляют Венера, Уран и
Плутон, осевое вращение которых противоположно
солнечному.
В Солнечной системе существует резкая
диспропорция в распределении массы и
момента количества движения между Солнцем
и планетами. Хотя основная масса вещества
Солнечной системы сосредоточена в самом

126
АСТРОФИЗИКА
Солнце, 98 % момента количества движения
(произведения массы на скорость и радиус
вращения) приходится на долю планет. В
результате удельное значение моментов
количества движения для планет в среднем в
35 000 раз больше, чем для Солнца. Причина
этого еще не ясна. Возможно, ответственным за
перенос момента количества движения
является магнитное поле Солнца, пронизывающее всю
нашу планетную систему.
После завершения стадии формирования
больших планет и спутников из первичного
газопылевого облака, окружавшего Солнце,
состояние их поверхности в основном
определялось двумя процессами: выпадением большого
числа мелких фрагментов, находившихся в
межпланетном пространстве, и внутренней
активностью собственных недр. Современный
вид поверхности больших планет и спутников
показывает, что для каждого тела воздействия
этих процессов сочетались в различных
пропорциях. На поздних стадиях развития планет
существенную роль играло также наличие
или отсутствие у тела газовой оболочки —
атмосферы.
Ударные процессы в Солнечной
системе
Кратеры, возникшие в результате падения
тел различных размеров, наблюдаются на
поверхности всех тел с твердой оболочкой.
Предполагается, что средняя скорость
соударения составляет 15-20 км/с. Размеры
образующегося при ударе кратера могут во много
раз превышать размеры упавшего тела. Самый
большой кратер в Солнечной системе
находится на поверхности Луны. Это уникальное
образование, относящееся к эпохе завершения
процесса дифференциации планетных тел, то
есть разделения недр на ядро, мантию и кору,
обнаружено на обратной стороне Луны.
Гигантская многокольцевая впадина расположена
вблизи ее южного полюса (рис. 1). Диаметр
внешнего кольца этой структуры достигает
2500 км, что в 1,4 раза больше лунного радиуса.
Глубина впадины — 10-12 км относительно
окружающего материка, а средняя разница
высот между гребнем внешнего вала и дном
превышает 13 км. Судя по количеству мелких
кратеров на единицу площади внутри впадины,
время его образования относится к раннему
периоду лунной истории, на эпоху между 4,3
и 3,9 млрд лет.
Внутри впадины выделяется область
темных глубинных пород (депрессия)
поперечником около 1400 км, расположение которой
совпадает с протяженной областью
отрицательной гравитационной аномалии. Это крайне
Рис. 1. Примерные границы гигантской впадины вблизи
южного полюса Луны. Снимок получен с борта
космического аппарата ГАЛИЛЕО
необычно, поскольку круговые депрессии на
поверхности видимого полушария Луны —
круговые моря — совпадают с областями,
имеющими крупные положительные
гравитационные аномалии.
Обобщив все известные сведения, ученые
предположили, что этот кратер — след
гигантского столкновения молодой Луны с довольно
крупным телом. Событие столь грандиозного
масштаба должно было в буквальном смысле
слова потрясти весь лунный шар, так как
размеры оставшейся после удара впадины
превышают лунный радиус. Даже если глубина
такого кратера существенно меньше одной
десятой его диаметра, удар должен был
проникнуть до границы коры и мантии. Это
объясняет появление внутри впадины
значительного количества пород, составляющих
верхнюю мантию Луны.
Вызывает удивление запас прочности
молодой Луны, благополучно пережившей этот удар
и уцелевшей, не развалившись на множество
осколков. Оценки энергии взрыва, необходимой
для образования столь крупной ударной
структуры, показывают, что упавшее космическое
тело могло достигать в поперечнике около
200 км.
Несколько лет назад получила широкое
распространение гипотеза об ударном
происхождении самой Луны, когда тело величиной
с Марс косым ударом вырвало "кусок" Земли,
раздробившийся на множество осколков, из
которых в результате аккреции и возник
единственный, необычно крупный спутник
нашей планеты. Возможно, что бассейн в
юго-западной части обратной стороны Луны
появился, когда один из последних осколков —
спутников Земли — перестал существовать,
столкнувшись с Луной.

СОЛНЕЧНАЯ СИСТЕМА
127
Вулканизм на телах Солнечной
системы
Исследование вулканизма на телах
Солнечной системы в последние годы привело к
экзотическим открытиям и неожиданным находкам,
особенно связанным с телами, находящимися во
внешней относительно Земли части Солнечной
системы, со спутниками планет-гигантов.
Обнаружение реликтовых вулканических
построек на поверхности Марса и Венеры
и даже некоторые признаки современного
венерианского вулканизма не вызвали сильного
удивления, поскольку представлялись как
бы закономерным аналогом активности недр
Земли. Настоящей сенсацией было
открытие действующих вулканов на сравнительно
небольшом спутнике Юпитера — Ио, хотя
некоторые факты, известные до полетов
космических аппаратов в окрестности Юпитера,
могли бы натолкнуть на эту мысль: средняя
плотность Ио (3,53 г/см3) указывает на то,
что спутник практически целиком состоит из
горных пород в отличие от его ближайших
соседей — Европы, Ганимеда и Каллисто, а
телескопические наблюдения выявили
распространяющийся по орбите Ио газовый шлейф, в
составе которого оказались сера, натрий, калий
и кислород —* продукты выбросов из недр
спутника. Снимки, полученные с космического
аппарата ВОЯДЖЕР 1, продемонстрировали
существование на Ио около десятка
действующих вулканов. Температура в центрах
извержений (эруптивных центрах) достигала
700 К, выбросы со скоростью 1000 м/с
поднимались на высоту до 300 км над поверхностью.
Анализ изображений показал, что каждую
секунду действующие эруптивные центры
выбрасывают около 100000 тонн вещества.
Этого количества достаточно для того, чтобы
покрыть всю поверхность Ио слоем в несколько
десятков метров за несколько миллионов
лет. По-видимому, этим объясняется полное
отсутствие ударных кратеров на изученной
поверхности спутника: погребение ударных
структур под слоем вулканического материала
идет с большей скоростью, чем их появление в
результате падения метеороидов или комет.
На рис. 2 показаны два изображения
"обратного" (по отношению к Юпитеру) полушария
Ио. Левое изображение составлено по снимкам,
сделанным в 1979 году во время пролета
аппаратов ВОЯДЖЕР. Снимок, расположенный
справа, получен 17 лет спустя, в сентябре
1996 года космическим аппаратом Г АЛИ ЛЕО.
За время между съемками детали поверхности
претерпели многочисленные изменения.
Подтверждением постоянной активности
эруптивных центров служат результаты измерений
температуры одного из них. С июня 1996 года,
когда были проведены первые оценки,
температура предполагаемого "жерла" возросла на
Рис. 2. Снимки одного и того же полушария Ио,
полученные с разницей во времени в 17 лет (слева —
1979 год, справа — 1996 год). В результате
постоянной вулканической деятельности недр этого спутника
Юпитера появились многочисленные изменения деталей
поверхности
300 К и к началу сентября достигла уже почти
1000 К. Анализ топографических особенностей
поверхности Ио привел к заключению, что
наблюдаемые формы рельефа вероятнее всего
образованы потоками лавы из жидкой серы,
имеющей температуру плавления 390 К.
Наиболее вероятным энергетическим
источником вулканизма на Ио считают
приливный разогрев недр спутника. Как и большинство
спутников в Солнечной системе, Ио обращается
вокруг Юпитера синхронно, то есть период
осевого вращения спутника равен периоду его
обращения вокруг планеты. Ио находится
на орбите, расположенной довольно близко
к Юпитеру, в результате величина
приливного горба достигает нескольких километров.
Небольшой эксцентриситет орбиты (0,004)
приводит к явлениям, аналогичным либрациям
Луны в процессе ее вращения вокруг Земли.
Одновременно под влиянием соседних
спутников — Европы и Ганимеда — возникают
возмущения эксцентриситета орбиты, что вызывает
периодические изменения амплитуды
приливных деформаций в коре Ио. Такая постоянная
пульсация предположительно тонкой коры
(толщиной не более 20-30 км) обеспечивает
энерговыделение, достаточное для расплава
недр спутника, что и выражается в интенсивной
вулканической активности. Оценки,
сделанные на основе измерений теплового потока
из "горячих" областей Ио, показывают, что
приливный механизм способен генерировать до
108 мегаватт, что более чем в 10 раз превышает
суммарную величину энергии, потребляемой
всем человечеством на Земле.
Модель приливного разогрева недр в
некоторой степени применима и к другому
спутнику — Европе, место которой в системе
Юпитера также предполагает существование
пульсирующих деформаций его поверхности.
Средняя плотность Европы меньше, чем
средняя плотность Луны, и составляет 2,97 г/см3,
так как спутник примерно на 20 % по массе
состоит из водяного льда, образующего мощную

128
АСТРОФИЗИКА
(до 100 км) кору и частично расплавленную
(водно-ледяную) мантию, и на 80 % из
силикатных пород, составляющих разогретое ядро. На
поверхности Европы нет эруптивных центров
и следов недавних выбросов, практически
нет и ударных кратеров. Обнаружено всего
лишь три образования с размерами свыше
5 км, имеющих экзогенное происхождение.
На соседних спутниках Каллисто и Ганимеде
плотность ударных кратеров во много раз
выше и в отдельных местах приближается к
плотности кратеров на Луне. Следовательно,
процессы погребения ударных структур на
Европе проходят довольно быстро, хотя и не
столь бурно, как на Ио.
Еще более экзотична вулканическая
активность спутника Нептуна Тритон — крио-
вулканизм, то есть вулканические процессы
при низких температурах: из-под поверхности,
покрытой замерзшим азотом и имеющей
температуру около 38 К, выбивается гейзер высотой
около 8 км при толщине столба выброса от 20 м
до 2 км. На снимках, сделанных космическим
аппаратом ВОЯДЖЕР 2 в 1989 году, были
зафиксированы два действующих извержения.
Выбросы развеивались ветром с востока на
запад на значительное расстояние (более 100 км)
и, осаждаясь на поверхность, оставляли следы
в виде протяженных темных полос-шлейфов.
По таким шлейфам в южной полярной области
спутника было отождествлено еще около 50
ранее действовавших извержений.
Диаметр Тритона составляет около 2700 км,
его средняя плотность 2,0 г/см3. По массе
спутник состоит на 70 % из силикатов и на
30 % из льдов, в состав которых входят N2, СО
и СЩ. Для объяснения криовулканизма,
наблюдаемого на Тритоне, предложено несколько
механизмов, включая и описанный выше
приливный разогрев. Предполагают также, что
криовулканические процессы имеют
приповерхностный источник энергии, связанный с
аккумуляцией слабого здесь солнечного тепла в
одном из слоев многослойной структуры массы
льда вблизи поверхности спутника. Постепенно
накапливаясь, внутреннее давление достигает
уровня, достаточного для гигантского выброса.
Какова же истинная природа криовулканизма,
пока не ясно.
Природа планет-гигантов
В противоположность застывшим мирам
Луны или Меркурия облачные образования на
поверхности газовых гигантов во внешней части
Солнечной системы находятся в постоянном
движении.
Наиболее ярким примером подобных
процессов служит Юпитер (рис. 3). Обладая
"солнечным" химическим составом, самая крупная
планета Солнечной системы имеет массу в
70-80 раз меньше той, при которой небесное
тело может стать звездой. Тем не менее
в недрах Юпитера происходят процессы с
достаточно мощной энергетикой, вследствие
чего тепловое излучение планеты примерно в
два раза превышает энергию, получаемую ею
от Солнца. Конвективные потоки, выносящие
внутреннее тепло к поверхности, внешне
проявляются в виде светлых зон и темных
поясов. В области светлых зон отмечается
повышенное давление, соответствующее
восходящим потокам. Облака, образующие зоны,
Рис. 3. Видимая структура облачного слоя Юпитера.
В южном полушарии (север вверху) вблизи
терминатора выделяется Большое красное пятно. На той же
широте (ближе к восточному лимбу) на фоне облачных
образований Юпитера наблюдается изображение Ио.
Снимок получен космическим аппаратом ВОЯДЖЕР 1 с
расстояния 28,4 млн км
располагаются на более высоком уровне, а их
светлая окраска связана с повышенной
концентрацией ярко-белых кристаллов аммиака.
Располагающиеся ниже темные облака поясов
состоят в основном из красно-коричневых
кристаллов гидросульфида аммония и имеют
более высокую температуру. Эти структуры
представляют области нисходящих потоков.
Зоны и пояса имеют разную скорость
движения в направлении вращения Юпитера,
что выражается в существовании устойчивых
зональных течений или ветров, постоянно
дующих в одном направлении. Скорости в
этой глобальной системе восточных и западных
ветров достигают 50-150 м/с.
Другим проявлением сильной конвективной
активности недр Юпитера является магнитное
поле, напряженность которого на порядок
превосходит напряженность магнитного поля
Земли. Планету окружает протяженная
система радиационных поясов, являющихся
источником собственного радиоизлучения Юпитера.

СОЛНЕЧНАЯ СИСТЕМА
129
На границах облачных зон и поясов
возникают мощные турбулентные течения,
которые приводят к образованию
многочисленных вихревых структур. Наиболее
известным таким образованием является Большое
красное пятно, наблюдаемое на поверхности
Юпитера в течение последних 300 лет. По
современным представлениям это громадное
образование примерно эллиптической формы
с осями в 26000 и 14000 км представляет
собой свободно мигрирующий в атмосфере
вихрь антициклонического типа. Несмотря
на большой объем данных, полученных о
Большом красном пятне в последнее время, его
происхождение и длительное существование в
качестве устойчивого антициклона в атмосфере
Юпитера остается в значительной степени
необъясненным. Внутренняя структура пятна
указывает на вращение всего образования
в направлении против часовой стрелки с
периодом около б дней.
В окрестностях Большого красного пятна
иногда наблюдаются яркие облачные
структуры, претерпевающие за короткое время
значительные изменения. Самые мелкие светлые
образования имеют поперечник в несколько
десятков километров. Специалисты считают,
что наблюдаемые детали по своей природе
являются кучевыми облаками, хорошо
известными на Земле как предвестники грозовых туч.
Анализ данных показал, что по составу кучевые
облака на Юпитере, как и на Земле, вероятнее
всего являются скоплениями водяных паров. В
то же время поиски воды в атмосфере Юпитера
дают противоречивые результаты.
Традиционная точка зрения предполагала,
что вода на Юпитере могла образоваться из
кислорода, первоначально присутствовавшего
в газопылевом протопланетном облаке. В этом
случае содержание кислорода на
Юпитере и на Солнце должно быть одинаковым.
Однако первые измерения, проведенные с
близкого расстояния космическим аппаратом
ВОЯДЖЕР, показали двойное превышение
содержания кислорода по сравнению с
солнечным. Наблюдения во время падения на Юпитер
фрагментов ядра кометы Шумейкеров-Леви 9
в 1994 году привели к выводу, что содержание
кислорода может в 5-10 раз превышать
солнечную норму. Этот результат находился
в полном согласии с гипотезой,
предполагающей, что наблюдаемый в настоящее время
на Юпитере уровень содержания кислорода,
азота и углерода обусловлен многочисленными
падениями комет, которые еще в ранний период
существования Солнечной системы изменили
первоначальный состав атмосферы Юпитера.
В декабре 1995 года спускаемый модуль
космического аппарата ГАЛИЛЕО произвел
измерения химического состава
непосредственно внутри атмосферы Юпитера. Было
установлено, что содержание водяных паров
не превышает 0,2 %, то есть не отличается от
солнечной нормы. Быстрый рост температуры
с глубиной и практически полное отсутствие
водяных облаков на трассе спуска модуля
создали полное впечатление чрезвычайно
"сухой" атмосферы.
Обнаружение на окраинах Большого
красного пятна короткоживущих кучевых облаков
предположительно водного состава
показывает, что описанная проблема еще далека
от полного разрешения. Следует учесть, что
наблюдавшиеся кучевые облака возникли в
области интенсивного подъема газов из глубины
атмосферы Юпитера. Таким образом, не
исключено, что в результате конвекции происходит
вынос на поверхность облачного слоя водяных
паров, сконцентрированных на глубине около
50 км. То, что приборы зонда ГАЛИЛЕО
показали противоположный результат, может
объясняться просто локальными изменениями
состава атмосферы.
До сих пор ученые оперировали моделями,
которые представляли вариации среды по
вертикали. Предполагалось, что вариации от места
к месту не имеют существенного значения.
Очевидно, что такие представления можно
принять лишь в качестве первого приближения
и, конечно, для такого огромного планетного
тела, как Юпитер, не только зональные, но и
локальные изменения условий в атмосфере и в
ее составе могут играть существенную роль.
Жизнь в Солнечной системе
Прежде чем перейти к проблеме
существования внеземной жизни на телах Солнечной
системы, необходимо понять, какие тела по
условиям естественной среды могут претендовать
на роль обители внеземной жизни. Поскольку
значительная часть кислорода в земной
атмосфере (около 21 %) является результатом
деятельности биомассы, наличие кислорода в
среде других тел является одним из указаний
на существование хотя бы примитивных форм
живых организмов.
С помощью спектрографа высокого
разрешения, установленного на Космическом
телескопе им. Э. Хаббла, в ультрафиолетовой
части спектра спутника Юпитера Европы
были обнаружены детали, свойственные
молекулярному кислороду. На этом основании
был сделан вывод о наличии у Европы
кислородной атмосферы, простирающейся до
высот около 200 км. Конечно, общая масса
этой газовой оболочки ничтожна. По оценкам
давление атмосферы у поверхности Европы
составляет всего лишь Ю-11 от давления
земной атмосферы. С большой вероятностью
кислород на Европе имеет небиологическое
происхождение. По-видимому, существует
испарение незначительного количества водяного
льда, которым покрыта поверхность Европы,
вследствие микрометеоритной бомбардировки

130
АСТРОФИЗИКА
с последующим разложением молекул водного
пара и потерей более легкого водорода. При
температуре поверхности Европы около 130 К
тепловые скорости молекул кислорода не столь
велики, чтобы привести к быстрой диссипации
газа, а регулярное пополнение парами воды
способствует сохранению постоянной, хотя и
сильно разреженной атмосферы юпитериан-
ского спутника.
Озон, обнаруженный с помощью тех же
методов на другом спутнике Юпитера —
Ганимеде, скорее всего имеет аналогичное
происхождение. Общая масса озона в
предполагаемой кислородной атмосфере Ганимеда
составляет не более 10 % массы этого газа,
ежегодно теряемой над южным полюсом Земли
в области антарктической озонной дыры.
Пример ледяных спутников Юпитера
показывает, что существенным условием развития
организмов является соответствующая
температура среды. По этому признаку из всех
крупных планет может быть выделен только
Марс.
Температурный режим вблизи экватора
этой планеты почти приближается к условиям
полярных или высокогорных районов Земли.
Давление марсианской атмосферы у
поверхности почти такое же, как на высоте 30 км
над уровнем моря на Земле. Многочисленные
структуры, напоминающие русла высохших
рек или системы оврагов, говорят о возможном
существовании в прошлом открытых водоемов
на поверхности планеты. Наконец,
специфические формы выбросов вокруг некоторых
ударных кратеров убедительно
свидетельствуют в пользу существования довольно мощных
подповерхностных слоев льда.
Надежно установленным является обмен
веществом между Луной и Землей, а также
между Марсом и Землей. Помимо образцов
лунных пород, доставленных на Землю с
поверхности Луны автоматическими
станциями и космическими кораблями,
насчитывается 15 фрагментов лунного вещества общей
массой 2074 г, попавших на нашу планету
естественным путем в виде метеоритов. Лунное
происхождение их подтверждается тем, что
по структурным, минералогическим,
геохимическим и изотопным характеристикам данные
метеориты идентичны хорошо изученным в
земных лабораториях лунным породам.
На Земле присутствует также 78,3 кг
марсианского вещества в виде 12 отдельных
осколков, выпавших в различных районах
земного шара. Некоторые из них были найдены
еще в прошлом веке. По своим необычным
характеристикам эти 12 метеоритов были
отнесены к особой группе. В частности, все
они имеют необычно поздний возраст
кристаллизации — от 0,65 до 1,4 млрд лет. Однако
истинное происхождение этих космических
пришельцев было установлено сравнительно
недавно, когда выяснилось, что типичный
только для них изотопный состав редких газов с
большой вероятностью указывает на их
марсианское происхождение. Изотопные отношения
являются очень стабильной характеристикой
вещества и надежным указателем на его
происхождение. В августе 1996 года Д. Мак-
Кей с группой сотрудников Космического
центра им. Л. Джонсона объявил о наличии в
одном из марсианских метеоритов окаменелых
остатков древних микроорганизмов внеземного
происхождения.
Метеорит ALH84001 массой 1930,9 г был
найден в Антарктиде в 1984 году. По
данным предварительных исследований сильное
ударное воздействие этот фрагмент претерпел
16 млн лет назад. По-видимому, эта временная
отметка соответствует моменту выброса камня
за пределы Марса и началу его космического
путешествия. В земную среду метеорит попал
13 000 лет назад.
С помощью сканирующего электронного
микроскопа удалось получить изображения
внутренней структуры метеорита, на которых
обнаружены детали характерной формы с
размерами от 2 • 10~6 до 10 • 10~6 см. На рис. 4
приводится изображение единичной
окаменелости. На других изображениях, полученных
сотрудниками Мак-Кея, видны целые
"колонии" древних марсианских бактерий.
Рис. 4. Изображение предполагаемой окаменелости
марсианского микроорганизма, полученное с помощью
сканирующего электронного микроскопа
Для доказательства биологического
происхождения обнаруженных реликтов
исследователи выстроили целую систему
сопутствующих аргументов. В частности, они обратили
внимание, что все эти структуры
располагаются внутри карбонатовых глобул (отложений
карбонатов, окислов, сульфидов и сульфатов
железа), возраст которых составляет 3,6 млрд
лет, то есть относится ко времени пребывания
метеорита в марсианской среде. Кроме того,
изотопный состав кислорода и углерода,
образующих минералы глобул, однозначно
соответствует изотопным характеристикам
марсианских аналогов этих газов, определенных непо-

СОЛНЕЧНАЯ СИСТЕМА
131
средственно на Марсе приборами космических
аппаратов ВИКИНГ. Наконец, в земных
условиях органические соединения, подобные тем,
что обнаружены вокруг микроокаменелостей,
являются продуктами жизнедеятельности и
последующего разложения погибших древних
бактерий. Отличием земных и марсианских
бактерий являются их сравнительные размеры.
Бактерии Земли в 100-1000 раз крупнее своих
марсианских аналогов. Это обстоятельство
существенно с точки зрения микробиологии,
поскольку в таком малом объеме не могут
поместиться все клеточные структуры,
необходимые с земной точки зрения для нормальной
жизнедеятельности, в частности структура
ДНК. Удовлетворительного объяснения этому
не найдено и пока приходится довольствоваться
тем соображением, что у древних марсианских
бактерий могли быть существенные отличия в
процессах жизнедеятельности.
Таким образом, в настоящий момент
реально известная нам внеземная жизнь
представлена лишь единственным свидетельством —
окаменевшими реликтами бактерий с
возрастом более 3 млрд лет.
Планетные системы во Вселенной?
Располагая лишь одним, к тому же
недостаточно изученным примером — нашей
Солнечной системой, нельзя в полной мере
понять общие закономерности происхождения
и эволюции планетных систем во Вселенной.
Поэтому обнаружение спутников других звезд
является весьма актуальной задачей
современной астрономии.
Поиски планет рядом с другими звездами
осложнены естественными обстоятельствами:
необходимо обнаружить слабый
несамосветящийся объект вблизи яркой звезды. Первые
намеки на реальное существование пылевой
материи вблизи звезд были получены с
помощью инфракрасных наблюдений.
Инфракрасный телескоп с высокой чувствительностью,
установленный на спутнике IRAS,
обнаружил слабые избытки ИК-излучения у ряда
звезд, которые можно было интерпретировать
как излучения протопланетных дисков.
Первое изображение облака околозвездной пыли
удалось получить с помощью своеобразного
"внезатменного коронографа" на 2,5-метровом
телескопе ESO Б. Смиту и Р. Террилу в
1984 году. Размеры диска (около 400 а.е.),
окружающего звезду Бета Живописца, оказались
гораздо больше диаметра Солнечной системы.
Внеатмосферные наблюдения значительно
расширили возможности поиска планетных
систем. Были получены изображения начальной
стадии их формирования из газопылевых око-
Рис. 5. Изображение одного из протопланетных дисков,
полученное Космическим телескопом им. Э. Хаббла
лозвездных туманностей. Крупномасштабное
изображение подобной структуры показано на
рис. 5. Увидеть следующую стадию эволюции
планетных систем — формирование отдельных
планет — пока не удалось. Для обнаружения
спутников звезд приходится пользоваться в
основном косвенными методами. Например,
небольшие периодические изменения блеска
родительской звезды могут свидетельствовать,
что в эти моменты она частично затеняется
крупным спутником-планетой, а наличие даже
ничтожных вариаций в скорости собственного
движения звезды — служить указанием на
ее движение вокруг общего с крупными
планетами центра масс и, следовательно,
помочь оценить параметры предполагаемых
спутников.
В настоящее время насчитывается около
десяти случаев обнаружения около звезд
отдельных спутников, параметры которых
удалось оценить. Но прямое изображение получено
лишь в одном случае. На рис. 6 представлен
снимок спутника, обращающегося вокруг
звезды небольших размеров Gliese 229, полученный
на Космическом телескопе им. Э. Хаббла в
ноябре 1995 года. На снимке изображение
самой звезды отсутствует. Светлый ореол в
левой части кадра является лишь засветкой
части площади приемника телескопа. Спутник
звезды, названный Gliese 229 В,
обращается вокруг центральной звезды на среднем
расстоянии 44 а.е. Его масса оценивается в
20-60 масс Юпитера. Для планеты этот объект
слишком массивен, более правильно было бы
назвать его звездой-спутником. Однако, хотя
он сформировался тем же путем, что и звезды,
его масса недостаточна, чтобы обеспечить
нормальное протекание ядерных реакций в
недрах. Границей, разделяющей настоящие
звезды и подобные тела, считается масса,
равная 75-80 массам Юпитера. В связи с
этим возникла новая проблема. Часть
обнаруженных объектов по массе очевидно больше,
чем Юпитер, а положение границы между

132
АСТРОФИЗИКА
Рис. 6. Снимок спутника звезды Gliese 229. Изображение
получено Космическим телескопом им. Э. Хаббла
планетами — газовыми гигантами и звездами-
карликами пока достоверно не установлено,
потому что в данном случае основным
критерием является не масса объекта, а механизм
его формирования. Расчеты показывают, что
нижняя граница для массы тела, при которой
включается механизм формирования именно
звезды, а не планеты-гиганта, составляет
10-20 масс Юпитера. Более точных критериев,
по которым можно было бы корректно отделить
спутник-планету от спутника-звезды, пока нет.
Да и можно ли говорить о наличии планетной
системы, если у звезды обнаружен лишь один
спутник?
Расчеты и пример Солнечной системы
показывают одно: признать существование
планетной системы можно лишь в том случае,
если звезда имеет больше двух спутников, по
массе не превышающих существенно Юпитер.
Из известных в настоящее время систем этому
условию отвечает лишь одна—спутниковая
система пульсара PSR 1257+12 в созвездии Девы,
находящаяся от нас на расстоянии около 1000
световых лет. Три достоверно установленных
спутника пульсара образуют систему, размеры
которой почти не превышают орбиты Меркурия
вокруг Солнца, с полуосями орбит
соответственно: 0,19; 0,36 и 0,47 а.е. Периоды обращения
спутников также близки к меркурианскому:
23, 66 и 95 земных суток. Масса ближайшего
к пульсару спутника предположительно равна
массе Плутона; средний спутник в 3 раза более
массивен, чем Земля; самый удаленный объект
превышает по массе нашу планету в 1,6 раза.
Таким образом, планетная система пульсара
PSR 1257+12 — единственная достоверно
известная в настоящее время — по природе
центральной звезды (нейтронная звезда) и по
характеристикам спутников резко отличается
от нашей собственной и, следовательно, не
может ничего сообщить о типичных механизмах
формирования планет и спутников. Пока мы по-
прежнему остаемся одинокими во Вселенной.
В качестве иллюстраций использованы
изображения астрономических объектов,
переданные на Землю космическими аппаратами
ВОЯДЖЕР, ГАЛИЛЕО и Космическим
телескопом им. Э. Хаббла, распространенные НАС А
США по сети Интернет.
Литература
1. Бронштэн В.А. Планеты и их наблюдения. М.:
Наука, 1979.
2. Голдсмит Г., Оуэн Т. Поиски жизни во
Вселенной / Пер. с англ. М.: Мир, 1983.
3. Гринин В.П. Земля и вселенная. 1995. № 6. С. 3.
4. Жарков В.Н., Трубицин В.П. Физика
планетных недр. М.: Наука, 1980.
5. Кауфман У. Планеты и луны. М.: Мир, 1982.
6. Ксанфомалити Л.В. Планеты, открытые
заново. М.: Наука, 1978.
7. Ксанфомалити Л.В. Планета Венера. М.:
Наука, 1985.
8. Ксанфомалити Л.В. Парад планет М: Наука.
Физматлит, 1997.
9. Шарое М.Я. Планеты Солнечной системы. М.:
Наука, 1986.
10. Мороз В.И. Физика планеты Марс. М.: Наука,
1978.
11. Симоненко А.Н. Астероиды. М.: Наука, 1985.
12. Уипл Ф.Л. Семья Солнца / Пер. с англ. М.:
Мир, 1984.
13. Чурюмов К.И. Кометы и их наблюдение. М.:
Наука, 1980.
14. Чурюмов КМ. Земля и Вселенная. 1996. № 1,
12.
15. Шевченко В.В. Луна и ее наблюдение. М.:
Наука, 1983.
16. Шевченко В.В., Родионова Ж.В. Глобус
Марса — еще одна планета у вас на столе. М.: ГАИШ,
1993.

Ю.А. Шуколюков
ЗВЕЗДНАЯ ПЫЛЬ
Распространенность изотопа
относительно 130Хе
20
1
2
3
10
124
126 128 130 132 134
Массовое число М изотопа
136
Введение
Раньше исследователи, изучавшие
Солнечную систему, представляли ее начало так:
планеты и Солнце образовались из хорошо
перемешанного горячего газового облака: ни
одно твердое тело, ни одна минеральная
частица в нем не могли уцелеть и должны были
бы превратиться в пар, газ. Протопланетное
облако представлялось совершенно
однородным по химическому и изотопному составу.
В основе такой картины лежали надежные
термодинамические оценки устойчивости
минеральных частиц при высокой температуре,
расчеты физико-химических равновесий пар-
жидкость-твердое тело, которые верны и
сегодня, но при условии, что температура
газового облака была действительно столь
высокой. Прежние экспериментальные данные
об изотопном составе химических элементов
свидетельствовали: и земное и внеземное
(метеоритное) вещество по изотопному составу
как будто не отличаются.
Ископаемые изотопы
Толчком к пересмотру гипотезы о
химической и изотопной однородности протопланетно-
го облака послужило открытие Дж. Рейнолдсом
изотопа ксенона с массовым числом 129 —
129 Хе — потомка вымершего изотопа иода 1291.
Благородный газ ксенон состоит из 9
изотопов. Изотопный состав ксенона был хорошо
известен как для земного ксенона, так и
для метеоритов. Но в одном из метеоритов
Дж. Рейнолдс впервые наткнулся на огромный
избыток изотопа 129Хе. Вслед за ним это
наблюдали во многих лабораториях. Вот пример
того, насколько аномальным, необычным может
быть ксенон некоторых метеоритов. Изотопный
состав ксенона метеоритов-хондритов1 Грозная
и Никольская из Метеоритной коллекции
Российской Академии наук показан на рис. 1.
Причиной огромных всплесков распространенности
изотопа 129Хе, как выяснилось, был р-распад
радиоактивного иода 1291, превращающегося в
129 Хе в некоторых метеоритах. Но откуда бы
взяться 1291 в метеоритах? Ведь в масштабе
истории Солнечной системы с возрастом 4,6 млрд
лет изотоп 1291 очень короткоживущий изотоп.
1 Название "хондриты" возникло из-за того, что в метеоритах этого типа в изобилии встречаются хондры — каменные
шарики размером от долей миллиметра до нескольких миллиметров — капли быстро застывшего расплава. Вещество
некоторых таких метеоритов — углистых хондритов, богатых углеродом и летучими элементами, — вероятно, очень близко
по составу первичному материалу Солнечной системы. Названия метеоритам дают по местности, где их находят, часто это
названия городов, населенных пунктов, горных хребтов или других географических объектов.
2 Название "ахондриты", то есть лишенные хондр, применяют к дифференцированным метеоритам, вещество которых
было переплавлено на родительских телах. Обычно они состоят из базальтов.
Рис. 1. Избыток ископаемого изотопа ксенона 129Хе в
метеоритах. 1 — метеорит Грозная, 2 — Никольская,
3 — усредненные данные для метеоритов без избытка
129Хе
Среднее время жизни, отпущенное природой
каждому его атому, 24 млн лет. В Солнечной
системе сегодня нет 1291. Это вымерший
изотоп, а ископаемый 129Хе — его прямой
"потомок", память о былом существовании
вымершего 1291, подобная палеонтологическим
остаткам прежней жизни на Земле. Оказалось,
вымерший 1291 не одинок в новообразованной
Солнечной системе. Вскоре в метеоритах
нашли следы еще одного подобного изотопа.
Ученые Арканзасского университета П. Ку-
рода и М.В. Роуве обнаружили в метеорите-
ахондрите2 Пасамонте ксенон с очень странным
изотопным составом, похожим на изотопный
состав ксенона, образующегося при спонтанном
делении урана и более тяжелых элементов.
Но в этом ксеноне были и специфические
особенности, позволившие предположить, что
это ископаемый потомок вымершего
трансуранового элемента, например плутония, — его
изотопа 244Ри. Еще до начала поисков 244Ри в
метеоритах он был создан в лабораториях
физиков. Среднее время существования каждого

134
АСТРОФИЗИКА
Отношение распространенности изотопа
с массовым числом М
к распространенности 136Хе
1,2
0,8
1
2
0,4
0
127 129 131 133 135 137
Массовое число М изотопа
Рис. 2. Ископаемые изотопы ксенона 1ч36Хе, 134Xe, 132Хе
и 131Хе в метеорите Червоный Кут (2). Эти изотопы —
потомки вымершего плутония 244Ри (7). Изотопные
составы метеоритного ксенона и ксенона, выделенного
из искусственного препарата плутония, почти полностью
совпадают. Это доказывает былое присутствие 244Ри в
метеорите
атома этого а-радиоактивного изотопа 122 млн
лет, много меньше возраста Солнечной системы.
Изотоп 244Ри обладает способностью и к
самопроизвольному делению с образованием
стабильных изотопов ксенона в числе
продуктов этого ядерного превращения. Нужно
было сравнить изотопный состав необычного
метеоритного ксенона с тем, который имеет
ксенон, образующийся при самопроизвольном
делении 244Ри в лабораториях. Все имевшееся
количество 244Ри (0,015 г) запаяли в
герметизированную ампулу и подождали 2 года.
За это время накопилось хотя и очень мало
ксенона — продукта спонтанного деления 244Ри
(около Ю-14 г/см3), его хватило для масс-
спектрометрического определения изотопного
состава. Он оказался в точности таким же, как
и изотопный состав открытого П. Куродой и
М.В. Роуве ксенона в метеорите Пасамонте:
обнаружен большой избыток самых тяжелых
изотопов 136Хе, 134Хе, 132Хе. В последующих
экспериментах других исследователей и с
другими метеоритами присутствие ископаемого
ксенона — продукта деления 244Ри было
подтверждено, например, в метеорите Червоный
Кут (рис. 2). Дальнейшие исследования привели
к открытию и других вымерших изотопов.
Изучая железные метеориты, Дж. Вассербург с
сотрудниками Калифорнийского университета
в Пасадене (США) обнаружили в метеоритах
сверхмикроскопические количества серебра,
но не обычного, а обогащенного изотопом 107Ag
(серебро состоит из изотопов 107Ag и 109Ag).
Этот изотоп мог быть ископаемым потомком
вымершего "прародителя", р-радиоактивного
изотопа палладия 107Pd (среднее время жизни
его атомов около 9,5 млн лет). Следовательно,
чем больше в метеорите отношение
содержаний палладия и серебра, тем серебро
должно быть богаче изотопом107 Ag—потомком
р-радиоактивного палладия. Так оно и
оказалось (рис. 3). Были открыты и другие вымершие
изотопы. Это р-радиоактивные изотопы
марганца 53Мп, алюминия 26 А1, железа 60Fe. Перед
исследователями встал вопрос: откуда взялись
такие короткоживущие изотопы в метеоритном
веществе? После тщательного теоретического
анализа всех возможностей образования их
при различных ядерных процессах заключение
было неожиданным: вымершие изотопы не
могли образоваться в Солнечной системе, они
попали к нам из космического пространства.
107Ад / Ю9Ад 53Сг / 52Сг
10
4
5
0 200000 400000 0 0,4 0,8
108pd / 109дд 55Мп / 52Сг
60Nj / 58Nj 26Мд / 24Мд
40
0,150
0,140
0
0,135
200000 400000 0 200 400
56Fe / 58Ni 27AI / 24Мд
Рис. 3. Доказательство былого присутствия в метеоритах
вымерших, короткоживущих изотопов 107Pd, 53Mn, 60Fe,
26 А1 — линейные корреляции изотопных отношений. Эти
некогда существовавшие в природе изотопы оставили о
себе память в метеоритах: избытки их дочерних изотопов,
соответственно 107Ag, 53Cr, 60Ni, 26Mg
Рожденные в звезде
Каждые 100-200 лет на ночном небосводе
появляется внезапно вспыхнувшая яркая
звезда — сверхновая. Некоторое время она сияет
необычно сильно, но ее яркость быстро угасает.
Такая вспышка означает, что закончила свой
жизненный путь одна из звезд, озарив
космическое пространство своим прощальным светом.
Вместо звезды остается огромное облако газа,
которое можно увидеть в телескоп.
Оказалось, что взрыв сверхновой звезды
имеет прямое отношение к возникновению 1291,
244 Ри и других вымерших изотопов. На ранних
стадиях эволюции крупных звезд массой более

ЗВЕЗДНАЯ ПЫЛЬ
135
6Mq в их недрах действуют созданные самой
природой термоядерные реакторы. Благодаря
огромным температуре и давлению в недрах
больших звезд атомные ядра водорода
соединяются, образуя ядра гелия. Высвобождается
невообразимо большая энергия,
поддерживающая ядерное горение звезды. По мере
исчерпания горючего — водорода — звезда
под действием силы гравитации сжимается.
Это вызывает слияние, соединение все более
тяжелых атомных ядер - гелия, углерода,
азота. В недрах звезды выделяется огромное
количество энергии. Звезда ярко сияет в
космическом пространстве, щедро излучая
энергию. Когда запасы ядерного горючего
иссякают, термоядерный источник энергии
начинает глохнуть. Поэтому мощнейшие
силы гравитации теперь без помех начинают
сжимать звезду. Она катастрофически быстро
сокращается в объеме и уплотняется столь
сильно, что теперь атомные ядра даже железа
и более тяжелых элементов могут вступать в
реакции нуклеосинтеза. Температура быстро
достигает миллиардов градусов. В ядерных
реакциях внезапно образуется огромное
количество нейтронов. Их поток так велик,
что.даже самые короткоживущие новообразованные
радиоактивные ядра не успевают распасться
до того, как в них вбиваются все новые и
новые нейтроны. Такой процесс называется
r-процессом. В этом взрывном г-процессе
нуклеосинтеза образуются все более тяжелые
атомные ядра середины и конца Периодической
системы элементов Д.И. Менделеева. Вот в
таком термоядерном процессе, в г-процессе,
и родились 129I, 244Pu и другие вымершие
изотопы — в самом горниле ядерной печи, в
грандиозном взрыве звезды.
Посланцы сверхновой на Земле
Ударная волна от взрыва сверхновой
разнеслась в космических окрестностях сверхновой.
На ее пути оказалось одно из многочисленных
газопылевых облаков, разбросанных между
звездами. Пронизав это облако, ударная волна
"впрыснула" в него газообразное вещество
сверхновой, в том числе и новорожденные 1291
и 244Ри, которые рассеялись в протопланетном
облаке. Она не только сыграла роль
транспортного средства для 1291 и 244Ри, но и запустила
процесс образования Солнечной системы: под
действием ударной волны облако начало
сгущаться, конденсироваться. Мельчайшие
пылинки стали объединяться, захватывать газы
из окружающего их пространства. Из мелких
частиц образовались более крупные, затем
появились комки размером в сантиметры и
метры, а из них сформировались зародыши
будущих планет и позднее сами планеты.
В этих-то процессах аккреции — собирания
вещества из пыли и газа — 1291 и 244Ри и
попали в строительный материал, из
которого сложились большие планеты. Остатки,
космический "строительный мусор" в виде
бесчисленных метеоритов и сегодня
сохраняются в астероидном поясе между Марсом и
Юпитером. Метеориты, вырвавшиеся из него
на Землю, приносят изотопные ископаемые —
продукты распада некогда существовавших
в минералах 129I, 244Pu и других вымерших
изотопов, родившихся в ослепительном взрыве
сверхновой звезды.
Стало очевидным: при образовании
Солнечной системы в нее были заброшены ударными
волнами от взорвавшейся неподалеку
сверхновой звезды атомы многих короткоживущих
изотопов. Они вошли в состав первых
минералов и там оставили после себя память в виде
ископаемых стабильных изотопов. Проблема
происхождения вымерших изотопов после
открытия в метеоритах их ископаемых потомков
129Хе, 136Хе, 107Ag, 53Cr, 60Ni, 26Mg казалась
решенной. Однако в метеоритах обнаружилась
еще одна изотопная загадка.
Сверхтяжелый элемент
в метеоритах?!
Многие исследователи, изучив некоторые
метеориты — углистые хондриты, обратили
внимание на избыток в них тяжелых изотопов
ксенона — 136Хе, 134Хе, 132Хе — типичных
продуктов деления. Однако их соотношения не
соответствовали изотопному составу ксенона,
образующегося при самопроизвольном делении
ни хорошо известных изотопов урана или
тория, ни 244Ри, ни искусственно
синтезированных трансурановых элементов. Не скрыты ли в
углистых хондритах следы самопроизвольного
деления еще одного вымершего элемента —
далекого зауранового, сверхтяжелого? Именно
в это время физики-теоретики пришли к
выводу, что в природе могут существовать
очень тяжелые химические элементы.
Устойчивость атомных ядер быстро падает по мере
утяжеления элементов, среднее время жизни
атомов уменьшается от 6,5 млрд лет для
урана (92-я клетка Периодической системы
элементов Д.И. Менделеева) до нескольких
минут для атомов лоуренсия (103-я клетка),
но дальше, по мере роста атомного
номера гипотетических химических элементов их
устойчивость, возможно, быстро возрастает.
Расчеты не исключали, что элементы №№ 108-
114 могли бы оказаться достаточно
стабильными. Этот островок стабильности в море
соседних нестабильных ядер мог возникнуть,
как предполагали, из-за того, что у таких
химических элементов в атомных ядрах наборы
протонов и нейтронов должны быть близкими
"магическим числам" 114 и 184 — так физики
в шутку называют особо прочные комбинации
этих частиц в ядрах атомов. Гипотетические

136
АСТРОФИЗИКА
сверхтяжелые элементы могли бы оказаться
настолько устойчивыми, что из них благодаря
очень небольшой критической массе можно
было бы делать малогабаритные ядерные
энергетические установки и миниатюрные атомные
бомбы огромной разрушительной силы.
Физики-экспериментаторы в Дубне под
Москвой под руководством Г.Н. Флерова и
в Беркли (США) во главе с Г. Сиборгом с
помощью гигантских ускорителей пытались
создать рукотворные сверхтяжелые элементы
№№ 102, 103, 104, ..., двигаясь от одной
клетки Периодической системы Д.И.
Менделеева к следующей. Одновременно с физиками-
ядерщиками начали охоту за сверхтяжелыми
элементами и исследователи метеоритов: если в
метеоритах найдены доказательства
существования трансуранового элемента плутония, то
почему бы там же не найти изотопные следы и
более тяжелых трансурановых сверхтяжелых
элементов? Физики начали активные поиски
сверхтяжелых элементов в метеоритах. В
некоторых метеоритных минералах обнаружились
видимые в микроскоп следы пролета — треки,
как думали, ядер сверхтяжелых элементов,
составной части галактического космического
излучения. Теоретически сверхтяжелые ядра
при каждом акте спонтанного деления должны
были бы испускать 4-6 нейтронов — вроде бы и
такую множественность эмиссии нейтронов из
некоторых метеоритов удалось зафиксировать.
Пионерами экспериментальных поисков
ископаемых изотопов ксенона — продуктов
спонтанного деления сверхтяжелых
элементов в метеоритах — были Э. Андерс и
его исследовательская группа в Чикагском
университете. Основная идея состояла в том,
чтобы найти и выделить минералы, где прежде
концентрировался сверхтяжелый элемент, а
теперь содержится его потомок — ксенон с
особым изотопным составом. Однако метеоритные
минералы очень тонкозернисты. Мельчайшие
зерна разных минералов к тому же нередко
срастаются так, что не оторвать, а то и
врастают одно в другое. Поэтому был придуман
химический метод разделения минералов:
для исследования одних минералов другие,
ненужные минералы просто растворяют. На
минерал воздействуют последовательно при
разной температуре и при различной
концентрации соляной, плавиковой, азотной, хлорной
кислотами, перекисью водорода. Минералы
метеорита постепенно растворяются. В
остающихся нерастворимых остатках исследовали
ксенон.
По мере растворения вещества ксенон в
оставшихся остатках обогащался тяжелыми
изотопами 136Хе, 134Хе, 132Хе, 131Хе
относительно 130Хе, заведомо не
образующегося в процессах деления. Такое изменение
изотопного состава ксенона при
последовательном растворении вещества метеорита-
хондрита Ефремовка из метеоритной
коллекции Российской Академии наук показано на
рис. 4. И все же таинственный сверхтяжелый
элемент не давался в руки исследователей
и, подобно тому, как все меньшие матрешки
прячутся внутри крупных, скрывался во все
более мелкозернистых и химически
устойчивых фракциях минералов. Казалось, вот-вот
можно будет выделить чистый ксенон деления
сверхтяжелого элемента.
О. Мануэл из университета Миссури (США)
предложил представить изотопный состав
предполагаемого ксенона деления
сверхтяжелого элемента не в форме изотопных
соотношений с 136Хе, а сравнить его с изотопным
составом солнечного ксенона. После этого стало
очевидным, что загадочный ксенон обогащен не
только тяжелыми, но всегда почти столь же
сильно и легкими изотопами 124Хе, 126Хе, 128Хе
(рис. 5), хотя легкие, нейтронно-дефицитные
изотопы ксенона никак не могут образоваться
при делении атомных ядер — закон сохранения
энергии и массы этого не позволяет. Выходит,
и тяжелые изотопы образовались не при
самопроизвольном делении гипотетического
сверхтяжелого элемента, а в ином ядерном
процессе.
Избыток распространенности
изотопа,усл. ед.
2
5
1 4
3
2
1
О
130 131 132 133 134 135 136 137
Массовое число М изотопа
Рис. 4. Увеличение избытка тяжелых изотопов ксенона
по мере частичного растворения вещества метеорита-
хондрита Ефремовка при действии на метеорит
химических растворителей. 1 — исходное вещество метеорита,
2 — исходное вещество + HCI + HF, 3 — исходное
вещество + HCI + HF + NaOH + Н202 + HN03 + H3PO4, 4 —
исходное вещество + HCI + HF + NaOH + Н202 + HN03 +
+ Н3РО4 + НСЮ4, 5 — исходное вещество + HCI + HF +
+ NaOH + Н202 + HN03 + H3PO4+ НСЮ4 + NaOH + H202 +
+ НСЮ4

ЗВЕЗДНАЯ ПЫЛЬ
137
Избыток изотопа в сравнении
с солнечным ксеноном, усл. ед.
2,0 h
1,8
1.6 Г
1,4
1,2
1,0
4
3
124
126 128 130 132 134
Массовое число М изотопа
136
Рис. 5. Обогащение ксенона как тяжелыми (136Хе, 134Хе,
132Хе), так и легкими изотопами (124Хе, 126Хе, 128Хе),
опровергающее гипотезу сверхтяжелого элемента в
метеоритах-хондритах. / — солнечный ксенон; 2
—метеорит Грозная, 1100 °С; 3 — метеорит Алленде, 800 °С;
4 — метеорит Каинсаз, легкая минеральная фракция,
900 °С; 5 — метеорит Ефремовка, нерастворимый
остаток, 1300° С
Алмазы, падающие со звезд
Второй сюрприз природы касался
минерала — носителя загадочного ксенона деления
сверхтяжелого элемента. Исследуя один
минерал за другим — шпинель, элементарный
углерод, хромит, Э. Андерс и его сотрудники в
конце концов получили из метеорита
тончайшую минеральную фракцию из очень мелких
зерен размером всего ~ 15 А, составляющую
миллионные доли от исходной массы. Это был
алмаз — высокотемпературный (тугоплавкий)
минерал, в котором сверхтяжелый элемент
из-за его возможных химических свойств
сравнительно легколетучего элемента не мог
сконцентрироваться.
В Открытом университете в Милтон Кэйнз
группа английских исследователей под
руководством К. Пиллинджера определила
изотопный состав азота из этого алмаза. Он оказался
аномальным: содержание изотопа 14N на треть
выше нормального земного. Это могло быть
результатом его образования в звездах, но не в
Солнечной системе. В нерастворимых остатках
некоторых других метеоритов — углистых хон-
дритов — были обнаружены и иные изотопные
аномалии, говорящие о досолнечном, звездном
их происхождении. Так, в ходе постепенного
растворения вещества метеорита Марчисон
выделился ксенон, снова невиданный по
изотопному составу: он был обогащен изотопами
128Хе, 130Хе, 132Хе и сильно обеднен 124Хе,
126 Хе и 136Хе. Это было убедительным
свидетельством в пользу звездного происхождения
и ксенона, и содержащих его минералов. Дело
в том, что ксенон именно с таким изотопным
составом должен бы образоваться в процессе
звездного синтеза (s-процесс) элементов путем
последовательного встраивания все новых и
новых нейтронов в атомные ядра, но при потоке
нейтронов не столь большом, как в г-процессе
в сверхновой. Немецкие исследователи Ф. Бе-
геманн и У. Отт в Институте химии Макса
Планка в Майнце подтвердили это: в тех же
самых минералах они обнаружили и криптон-s
и барий-s со специфическим и необычным
изотопным составом, который указывал на
их звездное происхождение (криптон-s и
барий-s — криптон и барий, образовавшиеся в
s-процессе).
Оказалось, что в метеоритах есть еще
один благородный газ с далеких звезд —
неон. Обычно неон состоит из трех изотопов:
20 Ne, 21Ne и 22Ne. Американские исследователи
Д.С. Блэк и P.O. Пепин неожиданно столкнулись
с новым явлением: из нагретых углистых
метеоритов при ~1000°С выделялся неон, на
99 % обогащенный изотопом 22Ne, то есть почти
чистый моноизотоп. Он скрывается в двух
минеральных фазах: в углистом веществе и в
высокотемпературном минерале — шпинели.
Изотоп 22Ne не мог образоваться ни при
каких ядерных реакциях в Солнечной системе.
Место его рождения — звезды. Было пока
не вполне ясно, звезда какого типа породила
такой неон. Но одно обстоятельство стало
особенно важным: изотоп 22Ne образуется не
сразу. Сначала в оболочке звезды обязательно
возникает родительский изотоп 22Na, а уж при
его последующем Р-распаде рождается 22Ne.
Среднее время жизни атомов радиоактивного
22Na 3,7 года. Он не успел бы добраться
до Солнечной системы, распался бы в пути,
и вместо него поступил бы в нее 22Ne. В
Солнечной системе 22Ne обязательно смешался
бы с другими изотопами неона. Между тем в
метеоритах он встречается почти в чистом виде.
Значит, сначала 22Na вошел в состав углистого
вещества и шпинели в метеоритах и уже только
там превратился в 22Ne. Лишь после этого неон
попал на Землю.
В очень тугоплавких минералах метеори-
тов-хондритов сотрудники Чикагского
университета во главе с Р.Н. Клэйтоном обнаружили
необыкновенный кислород. Если в воздухе,
которым мы дышим, кислород состоит из трех
изотопов 1бО, 170 и 180, то в некоторых
минералах метеоритов содержится лишь чистый
моноизотоп 160. Это тоже продукт звездных
ядерных реакций. Обогащенность углерода в
частицах карбида кремния диаметром менее
0,001 см тяжелым изотопом 13С оказалась в

138
АСТРОФИЗИКА
два раза выше, чем обогащенность легким 12С,
а в азоте, содержащемся в карбиде кремния,
изотопное отношение 14N/15N в 20 раз
превысило нормальное. Столь же впечатляющими
оказались вариации изотопного состава
кремния, неодима, кальция, титана, стронция,
бария, самария в метеоритном карбиде кремния.
Из всех этих данных об изотопных
аномалиях в метеоритах следовало: звездные ксенон,
криптон, неон, кислород, углерод, азот,
кремний, кальций, титан, неодим были доставлены
в рождавшуюся Солнечную систему
минеральными частицами, возникшими в звезде еще до
того, как образовалось само Солнце. Все это
означало: звездные минералы способны
сохраняться в веществе метеоритов.
Ископаемые молекулы
При изучении некоторых метеоритов-
хондритов исследователи столкнулись с
необычным по изотопному составу водородом.
В земном водороде изотопные концентрации,
или распространенность, двух его
изотопов, легкого протия 1Н и тяжелого дейтерия
2D соотносятся как D/H « 1,56 • 10~4. Однако
при нагревании метеоритов-хондритов
водород меняет свой изотопный "облик", словно
хамелеон. Например, при исследовании
одного из метеоритов-хондритов при 700-900 °С
неожиданно появился водород, обогащенный
дейтерием почти в 5 раз в сравнении с
водородом Земли. Вероятно, он содержался в
скрытых в веществе метеорита частицах,
происходящих из межзвездных молекулярных
облаков. При дальнейшем повышении
температуры из каких-то минералов стал выделяться
и обедненный дейтерием газ — первичный
водород Галактики с очень низким
изотопным отношением D/H. Для того чтобы понять
происхождение богатого дейтерием водорода,
группа американских исследователей под
руководством М. Эпстайна с помощью химических
реагентов выделила из метеоритов вещества —
носители дейтерия. Это легко растворимая в
кислотах смесь органических соединений вроде
амино- и монокарбоксиловых кислот и
органические полимеры, или керогены; их молекулы
представляют собой объемные,
пространственные цепочки с поперечными связями из
соединенных атомов углерода, водорода, азота,
серы, кислорода. О сложности этих
соединений свидетельствует молекулярная формула
одного из них — CiooH48Ni,8S20i2. Здесь
водород оказался обогащенным тяжелым изотопом
в десятки раз. Никакими ядерными реакциями
или процессами изотопного
фракционирования в метеоритах, да и вообще в Солнечной
системе такое избирательное обогащение
дейтерием не объяснить. Сейчас у исследователей
метеоритов есть замечательная возможность
изучать не только крупные метеориты, но и
микрометеориты — мельчайшие частицы,
носящиеся между планетами. Их собирают в
верхних слоях атмосферы на высоте 20 км при
помощи специальных самолетов. Размер ка^к—
дого из таких микрометеоритов менее сотой
доли миллиметра. В Вашингтонском
университете в Сент-Луисе (США) Е. Циннер и его
коллеги обнаружили, что в разных участках
каждой отдельной межпланетной частицы-
микрометеорита избыток дейтерия может быть
десятикратным в сравнении с изотопным
составом земного водорода. При этом в тех участках,
где был обнаружен такой странный водород,
зафиксирована и повышенная концентрация
углерода. Следовательно, водород входит в
состав каких-то органических молекул,
щедро обогащенных дейтерием, "ископаемых
молекул". Они приходят из межзвездных
газовых облаков, в которых
распространенность дейтерия огромна. Причина этого —
ионно-молекулярные реакции при очень
низкой температуре (<100 К), сопровождающиеся
энергетически выгодным процессом —
интенсивным обогащением тяжелыми изотопами
одних молекул и обеднением других.
Новообразованные в межзвездном облаке в сотнях
реакций молекулы воды, метана, цианистого
водорода, аммиака, ионы DCO+ и множество
других веществ в тысячи раз обогащены
дейтерием. Они конденсируются на поверхности
пылинок, особенно на углеродосодержащих
частицах. Такие частицы вошли в состав
газопылевого протопланетного облака, и при
последующей аккреции часть из них оказалась
в составе метеоритов, а оставшиеся
продолжают носиться в межпланетном пространстве.
Именно такие космические пылинки и
принесли из невообразимо далеких межзвездных
облаков в нашу Солнечную систему столь
необычные для Земли ископаемые молекулы,
меченые дейтерием.
Феникс, восстающий из пепла
Открытие и изучение изотопной
гетерогенности вещества Солнечной системы —
одно из крупнейших фундаментальных
научных достижений нашего столетия. Удалось
продвинуться далеко вперед в понимании
того, из какого вещества возникли 4,6 млрд
лет тому назад планеты. Раньше исходное
вещество Солнечной системы представлялось
совершенно однородным облаком горячего газа
или же газа, очень хорошо перемешанного
с неотличимыми одна от другой частицами
космической пыли — скучной, однообразной,
серой космической пыли, сегодня это
газопылевое облако представляется иначе: облако
пепла угасших звезд, состоявшее из газа и
разных по составу частиц самого
разнообразного происхождения, — вот из чего возникла
наша Солнечная система. Изотопные аномалии
в досолнечных частицах — свидетельства тех

ЗВЕЗДНАЯ ПЫЛЬ
139
ядерных процессов в звездах, в которых эти
частицы образовались. Круг замкнулся: от
рождения звезд к их гибели, от ядерных бурь
к пеплу, и снова к воссозданию из него, словно
птица Феникс, юной звезды, начинающей с
этого мига неумолимое движение к катастрофе —
таков вечный путь, предначертанный веществу
Галактики.
Литература
1. Озима М., Подосек Ф. Геохимия благородных
газов. Л.: Недра, 1987.
2. Шуколюков Ю.А., Левский Л.К. Геохимия
и космохимия изотопов благородных газов. М.:
Атомиздат, 1972.
3. Додд Р.Т. Метеориты. М.: Мир, 1986.
4. Шуколюков Ю.А., Данг By Минь. Продукты
деления трансурановых элементов в космосе. М.:
Наука, 1984.
5. Фор Г. Основы изотопной геологии. М.: Мир,
1989.
6. Шуколюков Ю.А. Часы на миллиард лет. М.:
Энергоатомиздат, 1984.
7. Флеров Г.Н., Илъинов А.С. На пути к
сверхэлементам. М.: Педагогика, 1982.

Ю.Н. Гнедин
КОМЕТА ШУМЕЙКЕРОВ-ЛЕВИ 9
Введение
Редчайшее астрономическое явление —
столкновение кометы Шумейкеров-Леви 9 с
Юпитером — вызвало необычайный интерес
широкой общественности в связи с
разнообразием проблем, связанных с этим явлением.
Традиционные научные проблемы — это,
во-первых, новое о самой комете, например
0 химическом составе ее ядра, особенностях
пылевой компоненты, вспышечной активности
и т. д.; во-вторых, это уникальная возможность
прямого изучения химического состава
поверхностных слоев Юпитера. Здесь были
получены неожиданные результаты: наблюдатели
зарегистрировали сильное излучение линий
металлов, которых никак не предполагалось
найти в поверхностных слоях Юпитера в
таком количестве; также было обнаружено
значительное количество серы как в виде самой
молекулы S2, так и в виде других
серосодержащих молекул. Третья научная проблема —
это исследование эффектов, связанных
непосредственно со взрывами при падении осколков
на Юпитер. К ним относятся
энерговыделение самих взрывов, распространение ударных
волн, а также исследование фотохимических
реакций, протекающих в процессе взрыва
и распространения ударной волны. Ученые
зарегистрировали многократное превышение
концентрации ряда веществ в местах падения
осколков кометы по сравнению с тем, что
ожидалось найти в поверхностных слоях
Юпитера, например серы, окиси углерода СО,
а также молекул CS2 и CS. В каждом месте
падения самых крупных кометных осколков
ученые обнаружили 100 млн т окиси углерода,
3 млн т сульфида углерода CS2 и 300 тысяч т
моносульфида углерода CS, что во много тысяч
раз больше нормального содержания этих
веществ в атмосфере Юпитера.
Существует, однако, специфический аспект
рассматриваемого явления, который вызывает
интерес широкой общественности: защита
Земли от объектов, приходящих из космоса.
Наиболее вероятно столкновение с Землей
таких космических тел, как астероиды и
кометы, сближающиеся с Землей. Подобные
столкновения могут привести как к локальным
разрушениям, так и к глобальной катастрофе:
разрушение атомных станций, нефтепроводов,
складов боеприпасов и других объектов
энерговооруженности государств.
Наиболее опасны для Земли астероиды
диаметром 10-100 м, количество которых по
имеющимся оценкам достигает сотен тысяч
в околоземном пространстве. Астероиды
диаметром 10 м падают на Землю примерно
1 раз в 4 года. Для астероидов диаметром
около 100 м прогнозируется одно столкновение
примерно за 9000 лет. Наконец для астероида
диаметром в 1 км одно столкновение с Землей
может произойти за 50000 лет. Разумеется,
такое столкновение может вызвать гибель
всей цивилизации. Хотя вероятность падения
астероидов на Землю мала, вероятность риска
гибели отдельного человека в результате такого
столкновения сравнима с вероятностью гибели
в авиакатастрофе или в результате аварии на
атомной электростанции. Проблема совместной
защиты Земли государствами с различными
политическими устройствами от астероидов
и комет, сближающихся с Землей, весьма
актуальна и требует долговременных
совместных усилий многих стран мира в области
фундаментальных астрономических,
экологических, ракетно-космических и международно-
правовых исследований.
Цель данной статьи — показать, что дало
наблюдение столкновения кометы Шумейке-
ров—Леви 9 с Юпитером для астрономической
науки, какие возникли в связи с этим новые
идеи и новые направления в самых различных
и на первый взгляд далеких друг от друга
разделах астрономии.
Расщепление кометных ядер
Как часто происходит расщепление комет
на отдельные осколки? Комета, привлекшая
внимание ученых к этому явлению, была
открыта 25 марта 1993 года астрономами Эжени
и Каролин Шумейкерами и Давидом Леви. Они
первыми установили ее необычную структуру:
21 кометный фрагмент образовали строгую
линейную цепь (кометный поезд).
Ранее, в 1982 году американский ученый
3. Секанина, проанализировав все кометные
явления за период времени с 1846 по 1976 годы,
выделил 21 случай, которые он
интерпретировал как расщепление комет. Более детальный
анализ современных наблюдений,
представляющих ПЗС-изображения (то есть
изображения, полученные с помощью панорамного
фотоэлектрического приемника) 49 реальных
комет, выполнен Я. Ченом и Д. Джевиттом. Они
обнаружили три случая настоящего развала
комет, и сделали следующие выводы:
1) вероятность кометного расщепления
можно оценить как одно событие за 100 лет,
причем эта вероятность слабо зависит от
гелиоцентрического расстояния;
2) расщеплению подвержены как дол-
гопериодические (с периодом обращения
Р > 200 лет), так и короткопериодические
(Р < 200 лет) кометы;

КОМЕТА ШУМЕЙКЕРОВ-ЛЕВИ 9
141
3) вероятность расщепления не зависит от
положения кометы до или после перигелия
(кратчайшего расстояния до Солнца);
4) хотя сам факт расщепления и кажется
обусловленным сближением с Солнцем, тем
не менее известны случаи расщепления и
на больших гелиоцентрических расстояниях
вплоть до 9 а.е., например комета Виртанена
(1954 год).
На рис. 1 представлены три известных
случая расщепления в виде картины
распределения поверхностной яркости (ПЗС-
изображение) объекта.
Рис. 1. Распределение поверхностной яркости для
трех случаев расщепления комет, а — комета Черных,
б — комета Сиффрео, в — комета Вильсона
Как часто возникает кометный поезд
Когда мы говорим о явлении расщепления
или развала, то интуитивно подразумеваем
распад на два или, в крайнем случае, на
несколько осколков. Но комета Шумейкеров-
Леви 9 предстала перед нами в виде
непрерывной цепочки, состоящей из 21 осколка
(некоторые ученые считают, что их было 25). Насколько
часты в природе такие случаи? Сразу же
после открытия кометного поезда, связанного
с кометой Шумейкеров-Леви 9, американские
ученые X. Мелош из Лунно-планетной
лаборатории Аризонского университета и П. Шенк
из Лунно-планетного института Хьюстона
Рис. 2. Цепь кратеров на поверхности спутника Юпитера
Каллисто. Изображение получено с космического
аппарата ВОЯДЖЕР
обратили внимание на существование цепочек
кратеров на спутниках Юпитера Ганимед и
Каллисто (см. рис. 2 и 3). Все цепочки кратеров
на поверхности Каллисто и Ганимеда идеально
сохраняют свою линейность. Мелош и Шенк
исследовали морфологию кратерных цепей и
пришли к выводу, что все они могли бы
образоваться в случае падения кометных цепочек
типа Шумейкеров-Леви 9. Если считать, что
цепочки кратеров образовались в
предшествующий период времени также в результате
падения комет, разрушенных гравитационным
возмущением со стороны Юпитера, то можно
сделать оценку масс кометных фрагментов
для каждой цепочки кратеров. Рисунок 4
показывает, какие массы должны были бы
иметь фрагменты предполагаемой кометы для
создания цепи кратеров, наблюдаемых на
Каллисто и Ганимеде. Интересен рис. 5,
показывающий, какая цепочка кратеров возникла
бы на Каллисто или Ганимеде, если бы на
поверхности этих спутников попал кометный
поезд, содержащий точно такие же осколки, как
и комета Шумейкеров-Леви 9.
Если такая схема происхождения
линейных цепей кратеров на спутниках Юпитера
справедлива, то можно оценить вероятность
явления, подобного гравитационному развалу
кометы Шумейкеров-Леви 9. Мелош, Шенк и
их соавторы подсчитали, что события, подобные
развалу кометы Шумейкеров-Леви 9, должны
происходить один раз в 200-400 лет.

142
АСТРОФИЗИКА
/77, Г
ю17
10
16
10
15
10
14
10
13
0 100 200 300 400 500 600
Рис. 3. Цепь кратеров на поверхности спутника Юпитера
Ганимед. Изображение получено с космического аппарата
ВОЯДЖЕР
10
17
10
16
10
15
10
14
10
13
10
12
40
80 120
г, км
160 200
Приливные разрушения небесных тел
Как происходит разрушение небесных тел
при приливном воздействии со стороны
массивных небесных объектов, таких, как например,
планеты?
Современная теория дает следующее
выражение для силы давления внутри однородного
макроскопического тела в результате
приливного взаимодействия со стороны массивной
планеты:
2п-3
Ft = GMnpKr2KR
(1)
где Мп — масса планеты, рк и гк — плотность и
радиус кометы соответственно, R — расстояние
до центра планеты, G — гравитационная
постоянная.
Такая зависимость от размера
подвергающегося разрушению тела в случае его
движения по замкнутой орбите не может вызвать
гравитационный развал на значительное
количество осколков. Действительно, если комета
распалась на два примерно равных осколка,
давление за счет гравитационного воздействия
уменьшится в четыре раза и дальнейшего
распада ядра кометы не произойдет.
Сценарий разрушения зависит от
соотношения между скоростями механического FM
и приливного Ft разрушений. Если скорость
механического разрушения FM значительно
больше, чем приливного Ft, то комета будет
Рис. 4. Зависимость масс т фрагментов кометы от
расстояния г вдоль цепочки кратеров. Кривые 1-9
относятся к различным цепям кратеров: а — Каллисто,
б — Ганимед
разрушаться непрерывно на большое
количество мелких частиц. Именно такой случай легко
реализуется для ядра кометы с однородным
химическим составом.
Шведский ученый В. Вейбулл в 1939 году
развил теорию разрушения неоднородного
тела, содержащего некоторое количество
активных ядер, подвергающихся наиболее быстрому
разрушению. Если п — концентрация таких
ядер, то число возникающих в результате
разрушения фрагментов N
N
nrz.
(2)
Теория приводит к следующей зависимости
числа фрагментов от радиуса кометы гк и
расстояния до планеты R:
N ~ rlm+3R-3m,
(3)
где т — константа, зависящая от
природы вещества, из которого состоит
комета. Для большинства хорошо известных
веществ 3 < т < 52. Наиболее типичное значение
6 < т < 9. Например, для льда из воды т = 8,4.
Как видно из формулы (3), зависимость как
от радиуса кометы гк, так и от кратчайшего

КОМЕТА ШУМЕЙКЕРОВ-ЛЕВИ 9
143
Я, км
150U
iooL
50 L
°Г
\ W S О К G Е А
-50 \-
-iooL
-15()L
0 50 100 150 200 250 300 350
г, км
Рис. 5. Размеры R цепочки кратеров в зависимости от
расстояния г вдоль нее в предположении падения на
Каллистоточнотакой же кометы, как комета Шумейкеров-
Леви9
расстояния до планеты (в периастре) R
довольно резкая. Если такой механизм действует,
то это означает, что комета, подобная
комете Шумейкеров-Леви 9, но имеющая диаметр
всего вдвое больше, чем у этой кометы,
развалилась бы под действием приливной силы со
стороны Юпитера не на 21 осколок, а на
миллионы фрагментов.
Все эти соображения привели ученых к
выводу, что, скорее всего, комета Шумейкеров-
Леви 9 состояла из 21 гравитационно связанных
малых объектов, называемых кометозималями,
и ее распад произошел в результате приливного
воздействия Юпитера, когда комета
находилась в периастре. Это расстояние, которое
иногда называют радиусом Роша Rr, оказывается
различным для комет с разной плотностью:
RR = l^Mn/pJ1'3 = 2A5Rn(pJpK)1/\ (4)
где рп и Дп — плотность и радиус планеты
соответственно.
Кометы — ключ к решению проблемы
солнечных нейтрино
Одна из загадок современной астрономии
связана с проблемой потока нейтрино от
Солнца. Значения потоков солнечных нейтрино,
зарегистрированных в различных
экспериментах, оказываются в 2-4 раза ниже того
значения, которое вычисляется в рамках
стандартной модели Солнца. Хорошо известно, что
нейтрино образуются в результате протекания
термоядерных реакций в центре Солнца, где газ
высокой плотности находится при высокой
температуре. Но откуда ученые знают физические
свойства и химический состав солнечных недр?
Стандартная модель Солнца предполагает, что
химический состав солнечных недр такой же,
как и состав солнечных поверхностных слоев.
А последние хорошо изучены астрономами в
результате наблюдений солнечного излучения
и особенно его спектра.
Недавно английский астроном М. Бейли
(Обсерватория Арма, Северная Ирландия)
обратил внимание на то, что поверхность
Солнца могла подвергаться усиленной
бомбардировке астероидами и кометами, особенно на
раннем этапе эволюции Солнца. Это, в свою
очередь, могло привести к обогащению
поверхностных слоев Солнца тяжелыми элементами
по сравнению с его недрами. Известно, что
даже малые примеси тяжелых элементов
существенно влияют на протекание термоядерных
реакций и на темп эволюционного развития
Солнца. Если бы оказалось, что в центре Солнца
тяжелых элементов значительно меньше, чем
на его поверхности, то это сильно повлияло
бы на темп протекания ядерных реакций,
замедлив их, и количество генерируемых
нейтрино действительно оказалось бы меньше, чем
это требуется в соответствии со стандартной
моделью Солнца. Таким образом, факт падения
комет и астероидов на поверхность Солнца,
подобно падению кометы Шумейкеров-Леви 9
на Юпитер, дает возможное решение проблемы
солнечных нейтрино.
Кометы в составе протопланетных
дисков
Одна из центральных проблем современной
астрономии — это поиск планет у далеких
звезд типа нашего Солнца. Почти у десятка
звезд (включая радиопульсары — нейтронные
звезды) обнаружены невидимые спутники с
массой порядка массы Юпитера. У еще
большего числа звезд обнаружены протопланетные
диски, состоящие из большого количества
газа и пыли. Самый большой протопланетный
диск принадлежит звезде Бета Живописца. В
последнее время астрономы обнаружили еще
одно замечательное свойство этих дисков, а
именно наличие узких многокомпонентных
линий поглощения таких элементов, как кальций,
натрий и литий. Сам факт наличия линий
поглощения в спектрах околозвездного
вещества не является чем-то новым и необычным.
Однако, как правило, такие линии довольно
широкие и однокомпонентные и принадлежат
широко распространенным элементам, таким,
как водород и гелий. Их наличие в спектрах
обусловлено поглощением в быстро
движущихся в околозвездных оболочках газовых
струях, состоящих из водорода и гелия. Узкие
многокомпонентные линии металлов нельзя
объяснить таким же образом. Наилучшее
объяснение появления последних состоит в
том, что протопланетный диск содержит
значительное число комет, а также их зародышей-

144
АСТРОФИЗИКА
-5
о: л
л о
с; I
Ш Ш
Ь- S
S О
О I
0 0
1 Ь
5i
о
10
20
30
40
15 К, Х = 3933,66 А
10
5
0
-100 0
Расстояние до звезды
15 Н,Х= 3968,47 А
10
0
100 200-100 0
Гелиоцентрическая скорость, км/с
f=0
100
200
о: .п
*§
л о
с; i
о ш
I- S
S О
О I
о а>
ЕЁ
О s
15
10
5
-5
10
К, X = 3933,66 А
20
Расстояние до звезды
30
40
Г = 30мин
-100
15
10
5
0
200 -100
Н, X = 3968,47 А
100 200-100 0
Гелиоцентрическая скорость, км/с
100
200
Рис. 6. Распределение в разные моменты времени траекторий испаряющихся кометных облаков внутри протопланетного
диска, рассчитанные по изменениям смещений компонентов линий вследствие эффекта Доплера
кометозималеи, испарение которых приводит
к появлению присущих кометам облаков
элементов, таких, как Са, Na и Li, поглощение
которыми света звезды и вызывает
возникновение узких многокомпонентных линий. При этом
многокомпонентность обусловливается именно
существованием кометных цепочек, подобных
комете Шумейкеров-Леви 9. Любопытно, что
само положение наблюдаемых линий не
совпадает с их положением в лабораторных
спектрах, а сдвинуто либо в красную, либо
в голубую сторону. Этот сдвиг хорошо
объясняется движением кометных фрагментов в
протопланетном диске и позволяет определить
скорость движения и орбитальные элементы
этих комет. Результаты численных расчетов,
подтверждающие эту точку зрения,
представлены на рис. 6.
Гамма-всплески и падение комет
на нейтронные звезды
В настоящее время трудно найти более
загадочное астрономическое явление, чем гамма-
всплески. Это явление было открыто в 1969 году
американскими учеными Р. Клебесабелем,
И. Стронгом и Р. Олсоном с помощью
аппаратуры, установленной на спутниках системы
ВЕЛА, регистрирующей излучение в диапазоне
энергий 0,3-10 МэВ. Само событие происходит
примерно один раз в сутки и длится от
нескольких тысячных долей секунды до нескольких
сотен секунд для разных всплесков. Сами
всплески настолько мощные и интенсивные,
что происхождение их кажется обусловленным

КОМЕТА ШУМЕЙКЕРОВ-ЛЕВИ 9
145
Количество отсчетов в секунду
5000
4000 а ЮО-320 кэВ
3000
2000
1000
0
2000 25-55 кэВ
1500
1000
500
0 100 200 300 400 500
f, бины
каким-то физическим процессом,
сопровождающимся сильным взрывом. Ученые до сих.пор
спорят, где находятся источники всплесков.
Существуют три различных точки зрения:
1) они находятся сравнительно близко от нас
в нашей Галактике; 2) они расположены в
гало нашей Галактики на расстояниях порядка
десятков килопарсек; и наконец, 3) они имеют
метагалактическое происхождение. Очевидно,
чем дальше они расположены, тем большей
энергией должен сопровождаться процесс их
возникновения. Также очевидно, что
источники всплесков являются очень компактными
объектами, верхний предел размеров которых
легко оценивается как произведение скорости
света с на длительность импульса t и
оказывается порядка ct ~ 100 км. Именно поэтому
большинство ученых считают, что источниками
гамма-всплесков являются нейтронные звезды,
радиусы которых не превышают 10 км.
Разработано довольно много моделей,
объясняющих возникновение гамма-всплесков и
механизм энерговыделения в процессе этого
явления. Долгое время была популярной
модель, объясняющая явление гамма-всплеска
падением кометы на нейтронную звезду,
сопровождающимся мощным взрывом. Интерес
к этой модели в последнее время упал в
связи со сложной структурой временного
профиля гамма-всплесков, которая отличается
довольно широким разнообразием для
различных явлений (см. рис. 7,а,б). Эта структура
(рис. 7,6) находит естественное объяснение,
если предположить, что на нейтронную звезду
Количество отсчетов в секунду
1500
б 100-320 кэВ
1000
500
0
600
500 25-55 кэВ
400
300
200
100
0 100 200 300 400 500
t, бины
падает не одна комета, а целый кометный
поезд, подобный комете Шумейкеров-Леви 9.
Для того чтобы подобный поезд образовался,
необходимо, чтобы развал родительского тела
произошел в пределах радиуса захвата
нейтронной звезды. Последний определяется из
условия равенства кинетической и
потенциальной (гравитационной) энергий захваченного
тела
Д3 = 2GMH.3V~2, (5)
где Мн.з — масса нейтронной звезды, а V —
скорость захваченного тела. Тогда условие
образования кометного поезда примет вид
R3>RR = ^(Мн.з/Мк)1/3. (6)
Это соотношение позволяет определить массу
кометозимали Мк, подвергающейся
приливному взаимодействию со стороны нейтронной
звезды. При падении осколков кометы на
нейтронную звезду их гравитационная энергия
переходит в энергию излучения, в
результате может наблюдаться картина временного
поведения гамма-всплеска, представленная на
рис. 7,6. (См. также статью В.В. Железнякова
"Проблемы современной астрофизики" в этом
томе.)
Литература
1. Физика космоса: Маленькая энциклопедия.
М.: Сов. Энциклопедия, 1986.
Рис. 7. Временное распределение числа отсчетов двух гамма-всплесков, зарегистрированных американской Гамма-
Обсерваторией (GRO). Время t приведено в бинах (1 бин = 64 мс)

ММ. Пудовкин
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР
Введение
Наблюдения, выполненные со спутников
Земли и других космических аппаратов,
показывают что межпланетное пространство
заполнено активной средой — плазмой солнечного
ветра. Солнечный ветер зарождается в верхних
слоях атмосферы Солнца, и его основные
параметры определяются соответствующими
параметрами солнечной атмосферы. Связь
между физическими характеристиками
солнечного ветра вблизи орбиты Земли и
физическими явлениями в атмосфере Солнца
оказывается чрезвычайно сложной и, кроме
того, зависит от уровня солнечной активности и
от конкретной ситуации на Солнце. Поэтому для
простоты описания обычно предполагают, что
наблюдаемый вблизи орбиты Земли солнечный
ветер состоит из трех независимых в первом
приближении компонент:
1) спокойный солнечный ветер —
постоянно существующий поток солнечной плазмы,
заполняющий все межпланетное пространство
вплоть до границ гелиосферы (50-200 а.е.);
2) квазистационарные высокоскоростные
потоки солнечной плазмы, ответственные за
рекуррентные (повторяющиеся) геомагнитные
возмущения;
3) спорадические (случайные)
высокоскоростные потоки — относительно
кратковременные, чрезвычайно неоднородные и сложные
по структуре образования, ответственные за
спорадические магнитосферные возмущения.
Спокойный солнечный ветер
Согласно современным представлениям,
энергия в недрах Солнца вырабатывается в
ходе процессов ядерного синтеза:
гЯ + гЯ -> 2D + е+ + v + 1,44МэВ,
2D + ХН -> 3Н + Y+ 5,49МэВ, (1)
3Н + 3Не -> 4Не + *Н + ХН + 12,85МэВ,
где е+ обозначает позитрон, v — нейтрино и
у — гамма-квант. В результате перечисленных
процессов 1,0078 г водорода переходит в 1,0000г
гелия, а оставшаяся масса превращается в
кинетическую энергию частиц и в энергию
радиации. Скорость выделения энергии в
ходе реакций протон-протонного (рр) цикла
определяется выражением
Ерр = 2,5 • 106рХ2(106/Т)2/3х
х ехр[-33,8 • (106/Т)1/3] эрг/(г • с), { ]
где р — плотность солнечного вещества, X —
относительное содержание в нем ядер водорода
и Г — температура. Поскольку и плотность
вещества, и его температура возрастают к
центру Солнца, около 99 % солнечной энергии
генерируются в ядре Солнца с радиусом
Дя = 0,25 Д©, где i?0 — радиус Солнца.
Известно, что в звездах типа Солнца
теплопроводность играет незначительную роль, так
что произведенная в недрах Солнца энергия
передается к его поверхности в основном в
результате радиационного переноса, то есть ее
поглощения и последующего переизлучения.
Однако радиационный перенос
солнечной энергии становится малоэффективным в
верхних слоях Солнца, поскольку по мере
уменьшения температуры солнечного
вещества степень его ионизации уменьшается и
присутствие нейтральных атомов водорода
заметно уменьшает его прозрачность. Это
приводит к еще более быстрому уменьшению
температуры Солнца с расстоянием от центра.
В результате любой элементарный объем
солнечного вещества, всплывающий из недр
Солнца, обладает большей температурой и
меньшей плотностью, чем окружающая
плазма, что приводит к развитию конвективной
неустойчивости. Условия возбуждения
конвективной неустойчивости уверенно выполняются
в доверхностных слоях Солнца на расстояниях
г > О,86Д0, где энергия переносится главным
образом в форме тепловой энергии плазмы,
заключенной в элементах вещества,
поднимающихся из недр Солнца.
Развитие интенсивной турбулентности в
поверхностных слоях Солнца не только
обеспечивает перенос энергии к его поверхности,
но и приводит к развитию явлений, играющих
ключевую роль в солнечно-земной физике.
Развитие конвективной турбулентности в
плазме сопровождается генерацией интенсивных
магнитозвуковых волн. Распространяясь в
атмосфере Солнца, где плотность плазмы
быстро уменьшается с высотой, звуковые
волны трансформируются в ударные; ударные
волны эффективно поглощаются веществом,
температура которого увеличивается, достигая
значения (1~3) • 106 К в солнечной короне. При
этом значительная часть протонов в короне не
может удерживаться гравитационным полем
Солнца, что приводит к непрерывному
расширению короны в космическое пространство, то
есть к генерации солнечного ветра.
В современной форме модель солнечного
ветра разработана Е. Паркером в 1965 году.
В стационарном, сферически-симметричном
случае уравнения газодинамики могут быть
записаны в следующей форме:

СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР
147
уравнение движения
dV(r) 1 dp(r) MQG
V(r)-
dr
p(r) dr
(3)
где V(r) — скорость солнечного ветра, р(г) и
p(r) — его плотность и давление; Mq — масса
Солнца и G — гравитационная постоянная;
уравнение неразрывности потока
вещества
p(r)V(r)A(r) = PoVbA),
(4)
где A(r) = A0(r/ro)2 — площадь поперечного
сечения потоковой трубки, индексом 0
отмечены значения переменных на некотором
исходном расстоянии го от центра Солнца;
уравнение газового состояния
Р(г)=Ро(р{г)/р0)а,
(5)
где а — показатель политропы, 1 < а < 5/3,
отличный от 5/3 (показатель адиабаты) при
наличии дополнительных источников энергии
в солнечном ветре; о них речь пойдет ниже.
Подстановка равенств (4) и (5) в уравнение
(3) и интегрирование последнего по г дает
уравнение Бернулли (при а ф 1) в форме
1 2 _ GMq
2 г
~ 2V°
GMG
го
а р0 УрАр
а - 1 р0 VA
а Ро
а - 1 р0'
(6)
Замена переменных
с=
и
l?0T/2
2ро '
Н =
GMQp0
(7)
г о *Ро гор0
преобразует уравнение (6) к виду:
(8)
где г/i — константа интегрирования, зависящая
от граничных условий на поверхности г = г$.
Уравнения (б) или (8) определяют
изменение скорости солнечного ветра с изменением
расстояния от Солнца. Эти уравнения не
имеют точного аналитического решения; поэтому
обычно исследуется асимптотика решения на
больших (? ^> 1) и малых (? <С 1) расстояниях
от Солнца.
а. Большие расстояния.
Очевидно, что при ? -> оо значение u(Q
может или неограниченно возрастать, или
стремиться к какой-либо постоянной величине,
или к нулю. Случай с и —У оо не удовлетворяет
уравнению (8), так как первый член в левой
части уравнения будет неограниченно возрастать,
а второй и третий члены — стремиться к нулю,
тогда как в правой части уравнения (8) стоит
и\ = const. Вариант г^-юо = const оказывается
возможным, так как в этом случае справедливо
^k-юо ->tzi.
(9а)
Вариант и\г—юо ~~^ 0 также удовлетворяет
уравнению (8); в этом случае первый и третий
члены в левой части уравнения (9) стремятся к
нулю, и
"к-
С \a-lul)
l/ct-l
(96)
Таким образом, решение уравнения (8) на
больших расстояниях имеет две ветви:
верхнюю (и —» u\) и нижнюю (и -» 0). Для того чтобы
выбрать решение, приемлемое с физической
точки зрения, необходимо вычислить плотность
плазмы, соответствующую этим решениям. Из
равенства (4) следует
(10)
Подстановка в (10) величины и из (9а), (96), дает
Рк-
0— верхняя ветвь,
(а-1)иП1/а_1
Ро
a
•нижняя ветвь.
(И)
Таким образом, в случае, когда u(Q
соответствует нижней ветви решения, плотность
плазмы при С, —» оо стремится к конечной и
относительно большой величине, что
противоречит экспериментальным данным. В то же
время верхняя ветвь решения соответствует
Pk-юо —> 0, что удовлетворяет условиям
модели. Таким образом, на больших расстояниях от
Солнца физический смысл имеет лишь верхняя
ветвь решения уравнения Паркера, то есть
решение (9а).
б. Малые расстояния (? —»• 0).
При ? -» 0 третий член в левой части
равенства (8) неограниченно возрастает. Поскольку
в правой части уравнения стоит
постоянная величина, то неограниченное возрастание
(ff/Q^o должно быть скомпенсировано одним
из первых двух членов в левой части (8), то есть
снова имеют место две ветви решения:
"к-
;->о
(!)
1/2
ОО,
Uo
a
а-1Н
(12)
&
-2
Первое решение, соответствующее
неограниченному возрастанию скорости солнечного
ветра при С, —> 0, физически неприемлемо. Второе
решение дает разумный результат и\^0 -> О
при значениях показателя политропы,
определяемых неравенством 1/(а — 1) — 2 > 0, то есть
при а < 3/2.

148
АСТРОФИЗИКА
Таким образом, стационарное решение для
солнечной короны оказывается возможным
лишь в том случае, если показатель политропы
а меньше адиабатического (а = 5/3), то есть
если имеет место непрерывный приток энергии
в корону и в солнечный ветер. В первоначальной
модели Паркера предполагалось, что
необходимый приток энергии обеспечивается высокой
теплопроводностью солнечной плазмы. Однако
одного лишь потока тепловой энергии
недостаточно для ускорения солнечного ветра и
требуются дополнительные источники энергии.
Физически разумным граничным условиям
при больших ? удовлетворяет верхняя ветвь
решения уравнения Паркера, а при малых ? —
нижняя ветвь. Сращивание этих двух ветвей
решения определяется поведением решения
в окрестностях некоторой критической точки,
положение которой на плоскости (?, и)
определяется следующим образом.
Дифференцирование уравнения (8) по ?
дает
2и
аи\
ос-1
аГ2(а-1)
2ocag~1
н
и^
а_1Г2(а-1)+1
1iu
LC
(13)
Критическая точка (?кр, икр) определяется как
точка, где правая часть уравнения (13) и
коэффициент при du/dC, в левой части уравнения
одновременно равны нулю; тогда
DC =0,25Я,
с= ^
+1
-За
—Y
an?"1;
(14)
Топология решения уравнения (8) в
окрестностях критической точки показана на рис. 1.
Решение представляет собой семейство
гипербол. При этом существует лишь одно решение,
удовлетворяющее граничным условиям как
на больших, так и на малых расстояниях
от Солнца; этому решению соответствует
кривая, проходящая через критическую точку
(критическое решение).
Зависимости от расстояния до Солнца
радиальной скорости солнечного ветра в случае
изотермической (а = 1) короны при
различных температурах последней представлены
на рис. 2. Решение достаточно чувствительно
к граничным условиям. Так, например, при
Го = 0,5 • 106 К скорость солнечного ветра
вблизи орбиты Земли оказывается равной 260 км/с,
а при Т = 4 • 106 К — около 1150 км/с, что
не противоречит экспериментальным данным,
приведенным в табл. 1. В то же время
рассчитанная плотность плазмы вблизи орбиты
Земли оказывается равной 25-40 см-3 вместо
реальных 5—10 см-3.
Скорость солнечного ветра меняется в
достаточно широком диапазоне от 300 до
U
2,5
2,0
1,5
1,0
0,5
1,00
0,50
0,10
0,00
0,232
а=1
0,00
0,10
0,50
1,00
0 12 3 4 5 6 7
С
Рис. 1. Семейство кривых решения уравнения Паркера в
окрестности критической точки
700 км/с. Эти вариации легко объяснимы в
рамках модели Паркера соответствующими
вариациями температуры короны (рис. 2).
Непосредственные наблюдения свидетельствуют,
что источником рекуррентных
высокоскоростных потоков являются корональные дыры,
в которых температура короны существенно
ниже средней. В связи с этим, согласно
модели, скорость солнечного ветра, помимо
температуры короны, зависит также от
величины показателя политропы а: чем больше
а, тем меньше скорость солнечного ветра на
орбите Земли. Наилучшее соответствие между
модельными расчетами и экспериментальными
данными достигнуто Паркером при a = 1,1
вблизи Солнца и a = 5/3 на больших
расстояниях от него.
В связи с малой величиной показателя
а при a -»• 1 градиент температуры дТ/дг
(то есть скорость изменения температуры с
расстоянием) стремится к нулю; при этом поток
тепла, обусловленный теплопроводностью,
также стремится к нулю. Таким образом, для
поддержания достаточно высокой температуры
солнечного ветра требуются дополнительные
Скорость расширения короны, км/с
1200 Г=4Ю6К
800
400
3- 106
2- 106
1,5- 10ь
1 • 106
0,75- 106
0,5 • 106
0 30 60 90 120 150 180
Расстояние от Солнца, 106 км
Рис. 2. Зависимость радиальной скорости солнечного
ветра в модели Паркера от расстояния до Солнца при
различных значениях температуры в короне

СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР
149
Параметры солнечного ветра вблизи орбиты Земли
Таблица 1
Параметр
га, см-3
V, км/с
71V, СМ~2 • С-1
Тр, К
Те, К
Те/Тр
Средняя
величина
8,7
468
3,8 • 108
7-Ю4
1,4 • 105
1,9
Медленный
солнечный
ветер
11,9
327
3,9 • 108
3,4 • 104
1,3 • 105
4,4
Высокоскоростной
солнечный
ветер
3,9
702
2,7 • 108
2,3 • 105
1,0 • 105
0,45
нетепловые источники энергии, связанные, по-
видимому, с диссипацией энергии альвеновских
волн.
Существенное преимущество моделей,
учитывающих их вклад в тепловую энергию и
импульс солнечного ветра состоит в том, что,
выбрав соответствующим образом
интенсивность и спектр МГД-волн в основании короны,
можно получить не только соответствующую
экспериментальным данным скорость
солнечного ветра на орбите Земли, но и
необходимую плотность плазмы. Данная модель не в
состоянии объяснить наблюдаемую разность
электронной и ионной температур в солнечном
ветре (см. табл. 1). Все эти модели развивались
в рамках одножидкостной гидродинамики, в
которой предполагается равенство
электронной и ионной температур из-за высокой
частоты столкновений электронов с ионами, что
обеспечивает эффективный обмен импульсом
между этими компонентами плазмы.
Однако в солнечном ветре вследствие быстрого
убывания плотности плазмы с увеличением
расстояния от Солнца температура ионов Т{
может существенно отличаться от
температуры электронов Те. При этом, поскольку ионная
теплопроводность относительно мала,
протонная компонента короны Солнца расширяется
почти адиабатически и соответственно быстро
охлаждается. В то же время теплопроводность
электронной компоненты плазмы относительно
велика, в связи с чем температура последней
падает с расстоянием достаточно медленно, что
в целом не противоречит экспериментальным
данным.
Относительно независимое существование
электронной и ионной компонент плазмы
описывается в рамках двухжидкостной
гидродинамики. В уравнении движения (3) газовое
давление заменяется суммой давлений
электронного и ионного газов (р = ре +pi = пк(Те + Т^)).
Кроме того, в случае двухжидкостной
гидродинамики уравнение газового состояния обычно
заменяется уравнением сохранения энергии,
записанным отдельно для электронной и
ионной компонент, так что система уравнений
(2)-(4) принимает более сложный вид (см.
библиографию). Результаты ее численного
интегрирования представлены на рис. 3. Кривая 1
здесь соответствует одножидкостной модели;
кривые 2 и 3 показывают изменение с
расстоянием соответственно электронной и ионной
температуры солнечного ветра в
двухжидкостной модели. На орбите Земли (г© = 215R®)
Тр = 4400 К и Те = 3,4 • 105 К. Таким образом,
предсказываемая двухжидкостной моделью
температура электронов оказывается вдвое
больше, а температура протонов — на порядок
меньше реальной температуры частиц в
солнечном ветре (см. табл. 1). Такое несоответствие
теоретических и экспериментальных данных
можно устранить, предположив существование
дополнительных источников нагрева плазмы,
причем преимущественно ее ионной
компоненты. Этому требованию удовлетворяют
упомянутые выше альвеновские волны. Сами
Температура, К
107
106
10й
ю4
103
10
100
1000 Я^
Гелиоцентрическое
расстояние г©
Рис. 3. Изменение с расстоянием от Солнца температуры
солнечного ветра в одножидкостной модели (кривая 1),
а также электронной (2) и ионной (3) температур в
двухжидкостной модели

150
АСТРОФИЗИКА
Таблица 2
Параметры солнечного ветра на орбите Земли
в двухжидкостной модели
Плотность плазмы п, см-3
Скорость V, км/с
Поток кинетической энергии
?fc,3pr/(cM2 -с)
Протонная температура Тр, К
Электронная температура Те,
Отношение Те/Тр
К
15
330
0,46
3,2 • 104
2,2 • 105
6,9
альвеновские волны в солнечном ветре почти
не поглощаются, однако они эффективно
трансформируются в магнитозвуковые волны;
последние же в условиях, характерных для
солнечного ветра, рассеиваются (диссипируют)
в результате резонансного взаимодействия
с протонами, так что последние заметно
нагреваются.
Параметры солнечного ветра на орбите
Земли, полученные в рамках двухжидкостной
модели с учетом дополнительного источника
энергии в виде МГД-волн, представлены в
табл. 2. Параметры солнечного ветра,
рассчитанные на расстоянии орбиты Земли,
оказываются близкими к наблюдаемым параметрам
медленного солнечного ветра (ср. с табл. 1).
В то же время параметры высокоскоростных
потоков в солнечном ветре заметно отличаются
от предсказываемых моделью. В частности,
температура протонов в этих потоках
оказывается выше температуры электронов, что,
по-видимому, свидетельствует о повышенной
интенсивности альвеновских волн в области их
источника на Солнце.
Высокоскоростной солнечный ветер
Высокоскоростной солнечный ветер
характеризуется повышенной скоростью (около
700 км/с), пониженной плотностью плазмы
(п — 4см-3) и повышенной ионной
температурой (табл. 1). Существуют по меньшей мере
два рода таких потоков: рекуррентные и
спорадические.
Рекуррентные потоки высокоскоростного
солнечного ветра существуют в течение многих
месяцев, регулярно появляясь в окрестностях
Земли примерно через 27 дней (период оборота
Солнца), что свидетельствует об относительно
большом времени жизни их источников. В
течение многих лет происхождение этих потоков
оставалось загадкой, поскольку им не
соответствовали какие-либо видимые особенности на
поверхности Солнца. Однако в настоящее время
можно, по-видимому, считать доказанным, что
обсуждаемые потоки зарождаются на Солнце в
области корональных дыр.
Корональные дыры отчетливо видны на
получаемых с космических аппаратов
фотографиях Солнца в рентгеновском и крайнем
ультрафиолетовом диапазонах спектра (рис. 4),
где они фиксируются как обширные области
пониженной (в несколько раз) интенсивности
излучения, простирающиеся от полярных
широт до экватора или даже в
противоположное полушарие. Протяженность корональных
дыр по долготе составляет 30°-90°; время
прохождения корональной дыры через
центральный меридиан Солнца (вследствие
вращения последнего) составляет 3-6 суток, что
согласуется с длительностью существования
соответствующих высокоскоростных потоков
в окрестностях Земли. Пониженная
интенсивность рентгеновского излучения в области
корональных дыр может быть связана как
с пониженной плотностью плазмы в этих
областях, так и с ее более низкой температурой.
Действительно, наземные наблюдения короны
во время солнечных затмений показывают,
что в короне существуют, в особенности в
высоких широтах, области с относительно
низкой плотностью плазмы. В то же время и
температура плазмы в области корональных
дыр оказывается существенно пониженной.
Так, например, при наблюдениях излучения
Солнца в радиодиапазоне яркостная
температура в области корональных дыр составляет
около 0,8 • 106 К, что существенно ниже
температуры спокойной короны, плотность плазмы
в корональной дыре в 4 раза ниже плотности
спокойной короны.
Таким образом, корональные дыры
действительно представляют собою области с
пониженной плотностью плазмы при
относительно низкой температуре. Чем вызываются
указанные особенности короны в этих областях,
не совсем ясно. Корональные дыры, как
правило, совпадают с областями униполярного
магнитного поля с квазирадиальными или
слегка расходящимися силовыми линиями.
Открытые силовые линии магнитного поля
Рис. 4. Фотография Солнца в рентгеновском излучении
21 августа 1973 года

СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР
151
не препятствуют радиальному расширению
корональной плазмы, что может объяснить
ее пониженную плотность в области дыр и
увеличение скорости генерируемого в них
солнечного ветра. Вместе с тем увеличение
скорости ветра, обусловленное благоприятной
конфигурацией силовых линий магнитного
поля, не может компенсировать уменьшения
плотности, связанного с низкой температурой
плазмы в рассматриваемых областях, и для
объяснения появления высокоскоростных
потоков приходится предположить наличие в
корональных дырах мощного источника МГД-
волн. К сожалению, прямых подтверждений
существования таких волн в области
корональных дыр пока не получено.
Спорадические высокоскоростные
потоки
Второй тип высокоскоростных потоков в
солнечном ветре — это кратковременные
(время пробега мимо Земли т = 1~2 дня), часто
чрезвычайно интенсивные (скорость
солнечного ветра может достигать 1200 км/с)
потоки, имеющие весьма большую протяженность
по долготе. Двигаясь в межпланетном
пространстве, заполненном плазмой
относительно медленного спокойного солнечного ветра,
высокоскоростной поток как бы сгребает эту
плазму, и в результате перед его фронтом
образуется движущаяся вместе с ним ударная
волна. Пространство между фронтом потока
и фронтом ударной волны заполнено
относительно плотной (несколько десятков частиц в
кубическом сантиметре) и горячей плазмой.
Ранее предполагалось, что спорадические
потоки в солнечном ветре обусловлены
солнечными вспышками и им подобными
явлениями. Однако в последнее время большинство
исследователей придерживаются мнения, что
спорадические высокоскоростные потоки в
солнечном ветре обусловлены корональными
выбросами.
Корональные выбросы, наиболее отчетливо
наблюдаемые вблизи лимба Солнца,
представляют собой некоторые относительно
протяженные плазменные образования, движущиеся в
короне Солнца вверх от ее основания. Вывод о
том, что спорадические потоки в солнечном
ветре связаны именно с корональными выбросами,
а не со вспышками, основан на
экспериментальных фактах: 1) несмотря на статистически
значимую зависимость между спорадическими
потоками и солнечными вспышками,
однозначной связи между ними нет, то есть, с
одной стороны, зафиксированы вспышки, не
вызывающие межпланетных ударных волн,
с другой стороны, наблюдаются
высокоскоростные потоки, не предваряемые вспышками;
и 2) солнечные вспышки непосредственно не
связаны с корональными выбросами. Однако
корональные выбросы и вспышки связаны с
одними и теми же активными областями на
Солнце, и быстрые выбросы (со скоростью
порядка 1000 км/с), с которыми обычно
связана межпланетная ударная волна, начинают
движение в короне одновременно с началом
вспышки.
Наиболее популярной в настоящее
время является предложенная Г.Е. Петчеком в
1964 году модель вспышки, основанная на
гипотезе о магнитном пересоединении. Развитие
солнечной вспышки в рамках этой модели
представлено на рис. 5. Начиная с некоторого уровня
силовые линии магнитного поля активной
области оказываются разорванными и образуют две
силовые трубки с антипараллельными полями,
разделенными токовым слоем. В некоторый
момент в результате развития ионно-звуковой
или ионно-циклотронной неустойчивости
проводимость плазмы в некоторой точке 1 (рис. 5, а)
4
3
б
2 6
1
Рис. 5. Развитие вспышки в модели Петчека: 1 —
линия пересоединения; 2 — формирующаяся ударная
волна; 3 — выбрасываемая (эжектируемая) плазма; 4 —
высокоэнергичные частицы; 5 — ударная волна; 6 —
быстрые электроны. Пояснения к рисункам а, б, б в тексте
в плазменном слое резко падает, в
результате токовый слой разрывается и силовые
линии магнитного поля пересоединяются. При
этом магнитная энергия быстро переходит в
кинетическую и тепловую энергию плазмы,
происходят интенсивный разогрев и ускорение
плазмы (рис. 5, б). Ускоренные частицы,
двигаясь вдоль открытых силовых линий магнитного
поля, покидают хромосферу и выбрасываются в
межпланетное пространство (рис. 5, в). При этом
движущиеся вверх энергичные электроны,
проходя через корону и взаимодействуя с
ней, могут вызывать всплески радиоизлучения;
частота радиоизлучения из-за уменьшения
концентрации фоновой плазмы быстро
уменьшается по мере движения электронов вверх.
Частицы, движущиеся вдоль силовых линий
магнитного поля к Солнцу, нагревают плазму
в нижней хромосфере и в фотосфере, вызывая

152
АСТРОФИЗИКА
увеличение яркости водородных эмиссии и
образование высокотемпературного корональ-
ного облака. Плазма, ускоряемая в направлении
от Солнца, формирует высокоскоростной поток
и связанную с ним ударную волну.
Заключение
Суперпозиция и взаимодействие потоков
солнечной плазмы создают сложную и
непрерывно изменяющуюся систему, которая
называется солнечным ветром.
В приведенном кратком обзоре
современных представлений о морфологии и механизмах
генерации солнечного ветра освещены лишь
самые общие и наиболее полно исследованные
характеристики этих процессов, что может
создать у читателя несколько ложное
представление о действительном состоянии проблемы.
Здесь опущены многие, в том числе и весьма
существенные детали рассматриваемых
процессов (например, механизм формирования
межпланетного магнитного поля), без
отчетливого понимания которых представленная выше
модель солнечного ветра остается не более чем
гипотезой, хотя и весьма вероятной.
Литература
1. Гибсон Э. Спокойное Солнце / Пер. с англ. М.:
Мир, 1977.
2. Коваленко В. А. Солнечный ветер. М.: Наука,
1983.
3. Хундхаузен А. Расширение короны и
солнечный ветер / Пер. с англ. М.: Мир, 1976.
4. Паркер Е.Н. Динамические процессы в
межпланетной среде / Пер. с англ. М.: Мир, 1965.
5. Пудовкин М.И., Семенов B.C. Теория
пересоединения и взаимодействия солнечного ветра с
магнитосферой Земли. М.: Наука, 1995.

В. Б, Баранов
ВЛИЯНИЕ МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЫ НА СТРОЕНИЕ ГЕЛИОСФЕРЫ
Введение
В октябре 1997 года исполнилось 40 лет
с тех пор, как космические аппараты
начали исследовать окружающее нас космическое
пространство. Уже первые прямые измерения
параметров межпланетной плазмы при
помощи космических аппаратов ЛУНА 2, ЛУНА 3
и ВЕНЕРА 1 привели к замечательному
экспериментальному открытию, сделанному
группой К.И. Грингауза, — обнаружению явления
солнечного ветра* которое в 1958 году было
теоретически предсказано американским физиком
Е. Паркером.
Солнечный ветер представляет собой поток
полностью ионизованной водородной плазмы,
который с большой сверхзвуковой скоростью
(больше 400 км/с) вытекает из Солнца в
межпланетную среду, заполняя ее.
Температура солнечного ветра около нескольких сот
тысяч градусов по Кельвину. В настоящее
время космические аппараты ВОЯДЖЕР 1
и 2, ПИОНЕР 10 и 11 изучают межпланетную
среду на расстояниях в несколько десятков
астрономических единиц (а.е.) от Солнца. И для
правильного понимания происходящих в
межпланетной среде процессов необходимо понять
характер ее взаимодействия с окружающей
Солнечную систему межзвездной средой. Это
взаимодействие может быть существенным на
таких больших гелиоцентрических
расстояниях. В частности, солнечный ветер может
быть ограничен давлением межзвездного газа.
Область, заполненную плазмой солнечного
происхождения, принято называть гелиосферой.
Еще в 1961 году Паркер предположил, что
на солнечную систему набегает дозвуковой
поток газа межзвездной среды, который
газодинамическим образом взаимодействует с
плазмой солнечного ветра. Он предположил также,
что для описания картины возникающего при
этом течения справедливы гидродинамические
уравнения Эйлера. Построенная Паркером
модель делит всю область течения на три
подобласти: сверхзвуковой солнечный ветер,
дозвуковой солнечный ветер, прошедший через
гелиосферную ударную волну, и поток
несжимаемого (скорость много меньше скорости
звука) межзвездного газа, который отделяется
от солнечного ветра контактной поверхностью,
названной впоследствии гелиопаузой.
Альтернативная модель, предложенная в
1970 году советскими физиками В.Б.
Барановым, К.В. Краснобаевым и А.Г.
Куликовским, основана на сверхзвуковом обтекании
Солнечной системы межзвездным газом.
Использовалось предположение, что направление
движения межзвездного газа относительно
Солнечной системы и его скорость имеют
то же направление к апексу и ту же
скорость движения, что и Солнце (относительно
ближайших звезд). Эта скорость составляет
20 км/с, а направление на апекс — угол
53° к плоскости эклиптики. При температуре
межзвездного газа порядка 10 000 К величина
скорости 20 км/с является сверхзвуковой
с числом Маха (отношением скорости к
скорости звука) М = 2. В такой модели по
сравнению с моделью Паркера имеется еще
один физический элемент, а именно головная
ударная волна, которая создает
дополнительную область сжатого в этой ударной волне
межзвездного газа. Уже первые эксперименты
по рассеянному солнечному излучению в линии
La на космических аппаратах показали, что
из межзвездной среды в Солнечную систему
движется поток атомов водорода со скоростью
около 20 км/с и с температурой порядка
10 000 К, то есть скорость потока оказывается
сверхзвуковой.
Эта модель используется в настоящее
время для интерпретации экспериментальных
данных, получаемых на космических
аппаратах ВОЯДЖЕР, ПИОНЕР, УЛИСС, СО-
ХО и др., исследующих отдаленные области
Солнечной системы. В начале следующего
столетия в США намечаются запуски
специальных зондов (INTERSTELLAR PROBE —
МЕЖЗВЕЗДНЫЙ ЗОНД и INTERSTELLAR
PATHFINDER — МЕЖЗВЕЗДНЫЙ
ШТУРМАН), одной из основных целей которых
является прямое исследование области
непосредственного контакта межпланетной и
межзвездной сред. На рис. 1 показаны
гелиоцентрические расстояния космических аппаратов
в различные моменты времени. В 2012 году,
как видно из рис. 1, аппараты ВОЯДЖЕР 1
и МЕЖЗВЕЗДНЫЙ ЗОНД будут примерно на
одинаковом расстоянии в 120 а.е. от Солнца.
Именно на таких расстояниях, как
предсказывает газодинамическая теория, находится
область наиболее сильного взаимодействия
солнечного ветра с локальной межзвездной
средой, определяющая границы гелиосферы.
Физическая же граница гелиосферы является
довольно тонкой по сравнению с ее размерами,
если верно газодинамическое приближение, и
называется гелиопаузой. Перспектива
достижения этой границы космическими аппаратами
в ближайшем будущем придает особое
значение предсказательным возможностям
газодинамических моделей.

154
АСТРОФИЗИКА
г, а. е.
150
100
МЗ
в^
50 то В2
/711
1980 1990 2000 2010 Г, годы
Рис. 1. Гелиоцентрические расстояния г американских
космических аппаратов ВОЯДЖЕР 1 (В1), ВОЯДЖЕР 2
(В2), ПИОНЕР 10 (П10) и ПИОНЕР 11 (П11) как функция
времени. Показана траектория космического аппарата
МЕЖЗВЕЗДНЫЙ ЗОНД (МЗ) (предполагаемый запуск в
США в начале следующего столетия)
История развития газодинамических
моделей
Создание теоретической модели
взаимодействия солнечного ветра с локальной
межзвездной средой, которая могла бы
удовлетворительно объяснить наблюдаемые физические
явления, актуально по двум причинам. Во-
первых, правильная интерпретация
наблюдаемых физических явлений, таких, например,
как рассеянное солнечное излучение на длинах
волн 1216 и 584 А (для атомов Н и Не
соответственно) или модуляция галактических
космических лучей, возможна только на основе
адекватной теоретической модели. Во-вторых,
внутренне непротиворечивая теоретическая
модель дает возможность, пользуясь
значениями хорошо измеряемых величин в физическом
эксперименте, определять плохо измеряемые
(или вообще неизмеряемые), например степень
ионизации и магнитные поля локальной
межзвездной среды.
В 1961 году, когда Паркер создал
количественную газодинамическую модель
взаимодействия звездного ветра (аналогичного
солнечному) с межзвездным газом, еще не
было наблюдений движения межзвездного газа
относительно звезд и, в частности, Солнца.
Поэтому Паркер рассмотрел три возможные
модели истечения сверхзвукового звездного
ветра: (а) в межзвездный газ, находящийся
в покое; (б) в межзвездный газ, движущийся
с маленькой дозвуковой скоростью, при
которой этот газ можно считать несжимаемой
жидкостью, и (в) в однородное магнитное поле,
давление которого много больше давления газа
(как статического, так и динамического). На
Рис. 2. Общая картина обтекания солнечного ветра
межзвездным газом в дозвуковой модели Паркера.
Солнце как источник солнечного ветра находится в начале
координат. Поверхность, отделяющая газ межзвездной
среды от солнечного ветра, изображена линией HP
(гелиопаузой). С газодинамической точки зрения
гелиопауза представляет собой тангенциальный разрыв.
z = 1 — расстояние до гелиопаузы
рис. 2 показана картина течения в модели (б)
теории Паркера. На ней изображены линии
тока межзвездного газа, текущего слева направо,
и солнечного ветра, источником которого
является Солнце, помещенное в начало координат.
Линия HP, соответствующая границе,
отделяющей межзвездный газ от плазмы солнечного
ветра, и есть гелиопауза, гелиоцентрическое
расстояние которой вдоль оси симметрии (оси
0z) равно Lq. Торможение солнечного ветра
до дозвуковой скорости должно происходить в
рассмотренном Паркером случае обязательно
через ударную волну, которая в приближении
несжимаемого межзвездного газа должна быть
сферической. На рис. 2 она не показана,
поскольку в модели Паркера ее
гелиоцентрическое расстояние много меньше расстояния L$
до гелиопаузы.
Качественная картина течения газа в
модели сверхзвукового обтекания солнечного
ветра межзвездным газом представлена на
рис. 3. Здесь BS (bow shock) — головная ударная
волна, образующаяся в плазменной компоненте
межзвездного газа, скорость которого
направлена слева направо; TS (termination shock) —
гелиосферная ударная волна, образующаяся
в плазме солнечного ветра при его
торможении на межзвездной среде. Атомы водорода
проникают через тангенциальный разрыв (ге-
лиопаузу — heliopause HP), взаимодействуя
с плазменной компонентой во всей области
течения вследствие процессов перезарядки
атомов Н и протонов. Физический смысл
перезарядки, посредством которой происходит
обмен импульсом и энергией между плазменной
компонентой и атомами Н, показан на рис. 4.
Самосогласованная модель взаимодействия
солнечного ветра с локальной межзвездной
средой, учитывающая конечную степень иониза-

ВЛИЯНИЕ МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЫ НА СТРОЕНИЕ ГЕЛИОСФЕРЫ 155
Перезарядка
До
е
После
е
Рис. 3. Общая картина обтекания солнечного ветра
сверхзвуковым потоком межзвездного газа, состоящим
из плазменной компоненты (электроны е и протоны Н+)
и нейтральных атомов водорода Н. Как и на рис. 2,
HP — гелиопауза, Солнце находится в начале координат.
Штриховой линией показана возможная траектория атома
водорода
ции последней, была построена В.Б. Барановым
и Ю.Г. Маламой только в 1993 году.
Современная модель обтекания
солнечного ветра межзвездным газом
Эксперименты по рассеянному солнечному
излучению доказали наличие движения атомов
Н и Не относительно Солнца. Это движение
является сверхзвуковым (его скорость около
25 км/с, температура около 8 000 К), а вектор
скорости лежит почти в плоскости эклиптики.
Последнее обстоятельство приводит к
выводу, что имеет место собственное движение
межзвездного газа, то есть его движение
относительно Солнечной системы не является
только следствием движения звезд
относительно друг друга, как это предполагалось в первых
моделях.
Нет сомнения, что межзвездный газ
является частично ионизованным. При этом есть
достаточные основания для математического
описания взаимодействия плазменной
компоненты межзвездной среды (электронов и
протонов) с солнечным ветром, чтобы
использовать гидродинамическое приближение, то
есть приближение, основанное на уравнениях
Эйлера. Длина же свободного пробега атомов
Н сравнима с размерами гелиосферы. Поэтому
описание движения межзвездного водорода
на основе гидродинамических представлений
не будет корректным. Для количественного
описания взаимодействия солнечного ветра с
локальной межзвездной средой можно при-
Рис. 4. Качественная картина, поясняющая физический
процесс перезарядки
менить гидродинамический подход для
плазменной компоненты и метод Монте-Карло
для получения средних характеристик потока
атомов водорода. При этом использовались
уравнения Эйлера с "источниковыми"
членами, отражающими добавление к плазменной
компоненте импульса и энергии вследствие
процессов перезарядки протонов с атомами
водорода. Эти источниковые члены вычисляли
путем разыгрывания траекторий атомов Н в
поле гидродинамических параметров плазмы,
в поле сил солнечной гравитации и солнечного
радиационного давления — методом Монте-
Карло. Последний метод идентичен
применению кинетического уравнения Больцмана
для описания движения нейтральных атомов
водорода. Здесь следует отметить, что атомы
гелия, движущиеся из межзвездной <феды в
Солнечную систему, практически не
взаимодействуют с плазменной компонентой из-за
малого эффективного сечения перезарядки с
протонами. Качественная картина
возникающего течения показана на рис. 3.
Для полного решения задачи необходимы
граничные условия, в качестве которых были
использованы соотношения Гюгонио на
ударных волнах BS и Т5, условия равенства нулю
нормальной к HP компоненты скорости плазмы
и равенство давлений на этой поверхности,
а также заданные значения параметров
солнечного ветра на орбите Земли. В качестве
граничного условия для атомов водорода
задавалось распределение Максвелла по
скоростям в межзвездной среде. Гидродинамическая
часть задачи решалась численными методами.
При этом рассматривалось осесимметричное
стационарное течение, в котором ось симметрии
совпадает с направлением вектора скорости
межзвездного газа. Рисунок 5 представляет
геометрическую картину течения, полученную
в результате численных расчетов Барановым
и Маламой. Штриховыми линиями изображена
картина течения при отсутствии нейтральных
атомов Н в межзвездной среде, сплошными
линиями — головная ударная волна BS,

156
АСТРОФИЗИКА
х, а.е.
1500
BS
BS
1000
HP
500
MD TD
TS
z 500 0 -500 -ЮООа.е.
Рис. 5. Количественные результаты расчетов осе-
симметричной модели Баранова и Маламы обтекания
солнечного ветра сверхзвуковым потоком межзвездного
газа. Штриховые линии относятся к расчетам без учета
процессов-перезарядки (см. рис. 4), сплошные линии — к
расчетам, учитывающим этот процесс. Все обозначения
те же, что и на рис. 3, но в хвостовой области
картина течения усложняется наличием диска Маха (MD),
тангенциальным разрывом {TD) и отраженной ударной
волной {RS) в тройной точке А
гелиосферная ударная волна TS и гелиопауза
HP при концентрации атомов водорода в
межзвездной среде, равной 0,14 частицы в 1 см3.
Для плазмы принимали следующие значения
параметров в межзвездной среде (индекс оо) и
на орбите Земли (индекс Е):
пЕ(Н+) =7см-3, VE = 450км/с, МЕ =10,
Поо(Н+)=7-ПГ2см-3, Уоо = 25км/с, Моо =2.
Здесь п, V и М — концентрация, скорость и
число Маха соответственно.
Наличие атомов водорода вызывает
существенное изменение всей картины течения
(рис. 5). Во-первых, процессы перезарядки
приводят к довольно сильному уменьшению
размеров гелиосферы, при котором все скачки
плазменных параметров становятся
доступными прямым измерениям при помощи
космических аппаратов. В частности, гелиосферная
ударная волна оказывается на расстоянии
примерно 100 а.е. Космические аппараты
ВОЯДЖЕР 1, ВОЯДЖЕР 2 и МЕЖЗВЕЗДНЫЙ
ЗОНД будут находиться на таких расстояниях
в первом десятилетии следующего столетия
(рис. 1), и можно надеяться на их прямое
пересечение гелиосферной ударной волны.
Концентрация протонов в локальной
межзвездной среде является плохо определяемым
параметром в отличие от концентрации атомов
Н, которая довольно надежно измеряется при
помощи измерений рассеянного солнечного
излучения в линии La. Поэтому протонная
концентрация может изменяться в довольно
широких пределах. В частности, увеличение
значения этого параметра в межзвездной среде
приводит к еще большему (по сравнению
с представленными на рис. 5 результатами)
уменьшению размеров гелиосферы. Во-вторых,
наличие процессов перезарядки качественно
меняет течение в хвосте гелиосферы (именно
в этом направлении движется космический
аппарат ПИОНЕР 10) и в области между
гелиопаузой и гелиосферной ударной волной.
В последней области течение становится
полностью дозвуковым из-за разогрева плазмы
вследствие процессов перезарядки (в случае
отсутствия атомов Н на рис. 5 изображены
"звуковые" линии, отделяющие дозвуковое
течение в лобовой части от сверхзвукового в
крыльях гелиосферы). В хвостовой же области
сложная картина течения, состоящая из диска
Маха MD, тангенциального разрыва TD и
отраженной ударной волны RS в тройной точке
А, заменяется гладкой гелиосферной ударной
волной TS.
Дальнейшие расчеты показали, что при
уменьшении концентрации протонов в
межзвездной среде увеличивается количество
атомов водорода, проникающих в солнечный ветер
из межзвездной среды, то есть уменьшается
своеобразная роль "фильтра", которую играет
область между ударной волной BS и
гелиопаузой HP (если бы заряженные частицы
отсутствовали в межзвездной среде, то этот
фильтр не мог бы образоваться из-за
отсутствия в этом случае гелиопаузы и головной
ударной волны). Увеличение концентрации
атомов Н межзвездной среды в солнечном
ветре приводит к увеличению торможения
г, а.е.
500 пНоо = 0
400
пн ^ = 0,14 см3
300
BS
200
HP
TS
100
0 0,1 ч 0,2 0,3
пвоо, см~3
Рис. 6. Расстояния до поверхностей BS, TS и HP,
изображенных на рис. 3 и 5, вдоль оси симметрии и в
"подветренном" направлении как функции электронных
концентраций в межзвездной среде пеоо при
концентрации пноо =0,14 см-3 атомов водорода в ней. Точками
обозначены значения соответствующих расстояний для
Пеоо = 0, 07 СМ~3 И Пноо = 0

ВЛИЯНИЕ МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЫ НА СТРОЕНИЕ ГЕЛИОСФЕРЫ
157
последнего еще до гелиосферной ударной
волны. Если концентрация протонов в
локальной среде окажется достаточно малой, этот
эффект может быть наблюдаем космическими
аппаратами до пересечения ими гелиосферной
ударной волны.
Чтобы лучше ориентироваться в
реальной возможности пересечения космическими
аппаратами поверхностей сильных разрывов
параметров плазмы (ударных волн BS, TS и
гелиопаузы HP), рассчитаны их положения в
"подветренной" стороне (то есть в направлении
набегающего потока межзвездной среды) и
вдоль оси симметрии как функции
концентраций протонов и атомов Н в локальной
межзвездной среде. Результаты этих расчетов
представлены на рис. 6.
Научная программа
экспериментальных исследований
гелиосферы
Научную программу исследования
гелиосферы и степени воздействия на нее локальной
межзвездной среды можно условно разделить
на две части: прямые измерения
параметров и косвенные. К последним относятся,
например, упомянутые выше измерения
параметров (скорости, плотности и температуры)
нейтральных атомов водорода и гелия по
измерениям рассеянного солнечного излучения
на длинах волн 1216 и 584 Асоответственно. Для
правильного определения параметров в такого
рода измерениях требуется теоретическая
модель, реально описывающая рассматриваемый
физический объект (в данном случае структуру
возникающего течения в результате
взаимодействия солнечного ветра с межзвездной
средой).
Асимметрия картины обтекания солнечного
ветра межзвездной средой относительно
направления набегающего потока (см. рис. 3 и 5)
приводит к другим косвенным возможностям
определения формы и размера гелиосферы. На
космических аппаратах ВОЯДЖЕР и ПИОНЕР
систематически наблюдается изменение со
временем (модуляция) характеристик
галактических космических лучей. Измерения на разных
аппаратах позволяют определять (хотя и очень
грубо) радиальные, широтные и долготные
градиенты их интенсивности, которые могут
быть различными в разных направлениях.
Модуляция галактических космических лучей
связывается с процессами их диффузии в
гелиосфере, а наличие гелиосферной ударной
волны является важным фактором в
изменении их спектра и интенсивности. Спектры
и интенсивность галактических космических
лучей должны сильно различаться в головной
и хвостовой частях гелиосферы из-за
отмеченной выше асимметрии картины обтекания.
В частности, спектры космических лучей,
получаемые в настоящее время на аппаратах
ВОЯДЖЕР 1 и ВОЯДЖЕР 2, удаляющихся от
Солнца в сторону набегающего потока
межзвездной среды (в "подветренную" сторону),
должны отличаться от спектров, получаемых
на аппарате ПИОНЕР 10, идущем в хвост
гелиосферы. Оценки на основе таких измерений
дают размер области сильного изменения
физических характеристик галактических
космических лучей от 50 а.е. и более, что
соответствует расстоянию до гелиосферной ударной
волны. Эти оценки сильно зависят от уровня
солнечной активности, спектра галактических
лучей в межзвездной среде, который плохо
известен, а также от принятой модели обтекания
солнечного ветра межзвездным газом.
Полеты аппаратов типа ВОЯДЖЕР и
ПИОНЕР предоставляют уникальную
возможность прямых измерений параметров
плазмы, магнитного поля, космических лучей и
т.п. на гелиоцентрических расстояниях в
несколько десятков и сотен астрономических
единиц., В связи с этим становится особенно
актуальной проблема построения адекватной
газодинамической модели, позволяющей, во-
первых, предсказывать результаты будущих
экспериментов и, во-вторых, правильно
интерпретировать уже полученные данные. В
частности, прямые измерения средних
параметров плазмы и магнитного поля при
помощи аппаратов ВОЯДЖЕР и ПИОНЕР на
расстояниях от Солнца до 50 а.е. подтвердили
основные выводы теории солнечного ветра:
его скорость носит гиперзвуковой характер и
слабо зависит от гелиоцентрического
расстояния, а плотность электронов падает почти
обратно пропорционально квадрату расстояния
от Солнца. Оказалось, что и межпланетное
магнитное поле ведет себя в полном
соответствии с теорией Паркера, согласно которой
оно подчиняется закону спирали Архимеда.
В рамках модели взаимодействия солнечного
ветра с межзвездной средой это совпадение
вполне естественно, поскольку влияние атомов
водорода, проникающих в солнечный ветер, из-
за эффектов перезарядки несущественно на
таких гелиоцентрических расстояниях.
Измерения параметров межпланетной
плазмы при помощи космических аппаратов
в течение длительного времени проводились
почти в плоскости эклиптики. Для измерения
параметров солнечного ветра вне плоскости
эклиптики в октябре 1990 года под эгидой
Европейского космического агентства запущен
космический аппарат УЛИСС. На рис. 7
изображены траектория этого аппарата и
время прохождения характерных областей
межпланетного космического пространства.
Здесь 1 — запуск аппарата УЛИСС (октябрь
1990 года), 2 — орбита Земли, 3 — момент
встречи с Юпитером (февраль 1992 года),
4 — прохождение южной полярной области

158
АСТРОФИЗИКА
около Солнца (май-сентябрь 1994 года),
5 — прохождение северной полярной области
около Солнца (май-сентябрь 1995 года),
6 — орбита Юпитера. Измерения параметров
плазмы и межпланетного магнитного поля
вне плоскости эклиптики могут дать ответ
на важный для газодинамической теории
вопрос о степени несферичности солнечного
ветра. Наличие одновременных измерений
на разнесенных в пространстве космических
аппаратах ВОЯДЖЕР 1, ВОЯДЖЕР 2,
ПИОНЕР 10, ПИОНЕР 11 и УЛИСС дает
уникальную возможность определения (хотя
и очень грубого) пространственной структуры
гелиосферы.
5
6
1
100 дней
Рис. 7. Траектория космического аппарата УЛИСС,
запущенного в октябре 1990 года для исследования
межпланетного космического пространства вне плоскости
эклиптики. Пояснения см. в тексте
Некоторые проблемы будущего
развития теории
Современные модели взаимодействия
солнечного ветра с межзвездной средой не
учитывают многих физических явлений,
которые оказывают влияние на количественные
результаты. Так, например, наиболее
продвинутая модель, рассмотренная подробно выше с
учетом одного из самых главных эффектов —
эффекта присутствия в межзвездной среде
нейтральных атомов водорода, не принимает во
внимание возможного влияния межзвездного
магнитного поля. Хотелось бы понять,
насколько сильно аномальная компонента космических
лучей (о природе аномальной компоненты
космических лучей см. статью Ю.И. Стожкова
"Космические лучи" в этом томе) влияет на
характеристики модели (оценки показывают,
что влияние галактических космических лучей
несущественно). Если измерения на аппарате
УЛИСС покажут, что течение солнечного ветра
в среднем сильно отклоняется от сферически-
симметричного, то необходимо будет развивать
трехмерную модель его взаимодействия с
межзвездной средой. Нестационарные процессы,
происходящие на Солнце, требуют развития
моделей, зависящих от времени. Очевидно,
что усовершенствования теоретической модели
следует делать в тесном контакте с
результатами экспериментов, которые проводятся сейчас
и которые будут проводиться в ближайшем
будущем.
Литература
1. Хундхаузен А. Расширение короны и
солнечный ветер / Пер. с англ. М.: Мир, 1976.
2. Паркер Е.Н. Динамические процессы в
межпланетной среде / Пер. с англ. М.: Мир, 1965.
3. Баранов В.Б., Краснобаев К.В.
Гидродинамическая теория космической плазмы. М.: Наука,
Физматлит, 1977.

ММ. Пудовкин
ВЛИЯНИЕ СОЛНЕЧНОЙ АКТИВНОСТИ НА СОСТОЯНИЕ
НИЖНЕЙ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ
Введение
Одна из самых актуальных и в то же
время вызывающая ожесточенные споры
проблема современной геофизики — воздействие
солнечной активности на состояние нижней
атмосферы и погоду Земли.
Вопрос о реальности и физическом
механизме солнечно-земных связей имеет
длительную историю. Так, еще в конце прошлого века
русский ученый Г. Вильд исследовал связь
между солнечной активностью и
температурой воздуха в России. Позднее американец
В. Роберте доказал существование 22-летней
повторяемости засух в западных областях
США; У. Шуурманс и А. Оорт обнаружили
регулярные изменения высоты уровней
постоянного давления в тропосфере, связанные с
интенсивными солнечными вспышками; Б. Тин-
елей с коллегами выявили вариации высотного
профиля температуры в тропосфере во время
форбуш-понижений интенсивности потока
галактических космических лучей (подробнее см.
статью Ю.И. Стожкова "Космические лучи" в
этом томе).
Перечень экспериментальных данных,
свидетельствующих о наличии статистически
достоверных связей между различными
погодными явлениями и солнечной (и магнитной)
активностью, можно было бы увеличить в
десятки или даже сотни раз. И тем не менее
сама идея о влиянии солнечной активности
на состояние нижней атмосферы многими
геофизиками решительно отвергается. Дело в
том, что мощность атмосферных процессов на
несколько порядков превышает поток энергии,
вносимой в магнитосферу Земли солнечным
ветром; в связи с этим представляется
маловероятным, чтобы солнечная активность могла
существенно воздействовать на состояние
нижней атмосферы.
Однако исследования, выполненные за
последние годы, позволили найти ключ к
преодолению этого противоречия и тем самым
к решению проблемы солнечно-земных связей.
Эффекты солнечной и магнитной
активности в вариациях скорости
циркуляции нижней атмосферы
Земли
На рис. 1 по данным Главной
геофизической обсерватории (Пулково, Санкт-Петербург)
представлены вариации среднегодовых темпе-
Г,°С
6
5
4
3
21775 1815 1855 1895 1935 1975
Годы
Рис. 1. Вариации среднегодовой температуры в
Петербурге
ратур воздуха в Петербурге за период с 1775 по
1982 год.
Обращают на себя внимание следующие
особенности в ходе температур за этот период.
1. Общее постепенное увеличение
среднегодовой температуры за рассматриваемые
двести лет от 3°С в 1775-1815 годах до 4,5°С
в настоящее время, объясняемое, скорее всего,
парниковым эффектом.
2. Интенсивные (с амплитудой 1~2°С)
"высокочастотные" колебания с периодом 2-3 года.
3. Относительно долгопериодические
колебания с периодом до нескольких десятков лет.
Характерный период этих колебаний близок
к периоду вариаций солнечной активности. В
частотных спектрах вариаций как солнечной
активности, так и температуры воздуха
наблюдаются пики на периодах 11-13, 21-23, 35-43,
52-57 и 100 лет. Коэффициент корреляции
между ними равен 0,45 и статистически
достоверен, что свидетельствует о реальности связи
между вариациями температуры и солнечной
активности.
Чрезвычайная изменчивость погоды в
Петербурге обусловлена, как известно,
прохождением атлантических циклонов,
траектории которых, в свою очередь, определяются
топографией изобарических поверхностей и,
следовательно, характером общей циркуляции
атмосферы, на которую влияют изменения
солнечной и магнитной активности.
На рис. 2 показана полученная осреднением
данных нескольких возмущений вариация
индекса Блиновой, характеризующего
интенсивность зональной циркуляции атмосферы,
на различных изобарических уровнях в
ходе магнитосферного возмущения; за нулевой
(t = 0) принят день начала интенсивного

160
АСТРОФИЗИКА
ЬА
4
3
2
1
0
-1
-2
-3
-2
700 мбар
Л/= 15
8 10
Дни
500 мбар
Л/= 18
8 10
Дни
300 мбар
Л/= 13
10
Дни
Рис. 2. Вариации индекса Блиновой ЬА на различных
изобарических уровнях. N — количество рассмотренных
событий. Вертикальными отрезками показана величина
стандартного отклонения
геомагнитного возмущения. (Индекс Блиновой
определяется как А = 103ос/П, где а — средняя
(в поясе широт ф = 45°-65°) угловая скорость
зонального движения атмосферы относительно
поверхности Земли и(] = 2я/86 400 — угловая
скорость вращения Земли; на широте
Петербурга (ф = 60°) величина А = 1 соответствует
линейной скорости ветра V = 23 см/с.)
Развитие геомагнитного возмущения (рис. 2)
сопровождается отчетливой вариацией скорости
циркуляции атмосферы: в интервале от минус
первого до плюс второго дня индекс Блиновой
оказывается на одну-две единицы выше, а в
интервале от третьего до седьмого дня — на
одну-три единицы ниже среднего уровня.
Таким образом, скорость атмосферной
циркуляции оказывается на 20-40 см/с выше
нормы на начальной фазе и на 20-60 см/с ниже
на поздней фазе возмущения.
Под действием инерционных сил Кориолиса
скорость ветра направлена перпендикулярно
градиенту давления, то есть вдоль изобар.
Соответственно азимутальная (то есть
направленная вдоль географической параллели на
восток) компонента скорости ветра
где V(pP — меридиональная составляющая
градиента давления.
Таким образом, индекс Блиновой для пояса
широт (ф1?ф2) на некоторой высоте hi связан с
разностью давления на границах пояса на этой
же высоте соотношением
Ap(hi) = Pl{h) -p2(h) =
(А)
= ^pi2|ft2(cos2 q>! - cos2 ф2).
(2)
Разлагая p в ряд по степеням Ah и полагая, что
давление изменяется с высотой по
барометрическому закону р = poe~*i9h/kT, где \х — средний
молекулярный вес воздуха, выражение (2)
можно привести к виду
АР(Ы)« ЩрЛК О)
fct(q>i)-ftt(q>2) = ^Ы =
(Ai)R2En\ о 2 ч (4)
= 10з* (соз2ф1-со52ф2);
здесь hi — высота уровня постоянного давления
Pi. Следовательно, возмущение,
представленное на рис. 2, обусловлено уменьшением высот
изобарических поверхностей на
высокоширотной границе пояса Блиновой во время первой
фазы и их увеличением во время второй фазы.
Величина этих возмущений, рассчитанная на
основе экспериментальных данных (рис. 3) и
выражения (4), представлена в табл. 1.
Таблица 1
Вариации индекса Блиновой ЬА и высоты
различных изобарических уровней в ходе
атмосферного возмущения 5Ф
Давление,
мбар
700
500
300
Первая фаза
ЬА
2,4
2,7
2,4
6Ф
17,0
19,1
17,0
Вторая фаза
5А
-3,3
-2,9
-3,4
5Ф
-23,3
-20,5
-24,0
V5l = —
2pftsin9V(pP'
(1)
Приведенные в таблице данные
показывают, что величина 8Ф составляет в среднем около
17 м в первый день возмущения и около — 23 м на
четвертый-пятый день. При этом совершается
работа порядка ±(5-7) • 1026 эрг. В то же
время из солнечного ветра в магнитосферу
Земли поступает энергия « 1023 эрг/сут, что на
3-4 порядка меньше энергии рассматриваемого
атмосферного возмущения. Таким образом,
непосредственно солнечный ветер не может
быть энергетическим источником атмосферных
возмущений, что и является одним из
основных доводов против возможности воздействия
солнечной активности на погодные явления.
Каковы возможные источники энергии
атмосферных возмущений?

ВЛИЯНИЕ СОЛНЕЧНОЙ АКТИВНОСТИ НА СОСТОЯНИЕ НИЖНЕЙ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ
161
Вт/м2
1370
1369
1368
1367
1366
1365
0
-1
-2
-3
-4
4
3
2
1
О
0,8
0,7
0,6
0,5
0,4
SqPs
Sc = S-Sq(1+Ps)
Z_„x100
V VII IX
Месяцы 1982 года
XI
1982
1984 1986
Годы
1988
Рис. 3. Вариации среднесуточных (слева) и осредненных по 81-дневным интервалам (справа) величин: а — полная
солнечная радиация S; б — блокировка солнечной радиации пятнами SqPs', в — остаточная солнечная радиация
Sc = S - Sq(l + Fs); г — интенсивность солнечной радиации в линии La
Вариации интенсивности солнечного
излучения
Спектр излучения Солнца близок к спектру
абсолютно черного тела, нагретого до
температуры 5770 К при существенном дефиците
излучаемой энергии в диапазоне ближнего
ультрафиолета (УФ). Интенсивность солнечной
радиации в далеком УФ и в рентгеновском
диапазоне на несколько порядков больше
соответствующего излучения абсолютно черного
тела. Различие в спектрах Солнца и абсолютно
черного тела объясняется тем, что
коротковолновое излучение в различных диапазонах
длин волн генерируется в различных областях
атмосферы Солнца.
В частности, излучение с длиной волны
Х< 1500 А генерируется в хромосфере и короне
Солнца, то есть в областях, температура
которых много выше температуры фотосферы.
В то же время известно, что параметры
хромосферы и короны весьма изменчивы и
существенно зависят от уровня солнечной
активности, так что неудивительно, что
интенсивность коротковолнового излучения Солнца
также существенно изменяется изо дня в день
и с уровнем солнечной активности.
Относительная величина циклической вариации
интенсивности солнечного излучения достигает 10
при X = 300—500 А и резко уменьшается при
X > 2000 А. В результате солнечная постоянная
не испытывает вариаций более 0,1 %.
В последнее время появилось много
публикаций, свидетельствующих о том, что
интенсивность солнечной радиации, очевидно,
зависит от распределения на поверхности
Солнца активных образований, таких, как
солнечные пятна, факелы и флоккулы.
Появление на диске Солнца
относительно темных пятен может вызвать
ослабление интенсивности солнечного излучения на
несколько десятых долей процента. К тому
же факелы вызывают увеличение солнечной
радиации. И хотя увеличение яркости Солнца
в области факелов составляет лишь несколько
процентов, область, занятая ими, обычно на
порядок больше суммарной площади пятен,
так что обусловленные этими образованиями
вариации интенсивности солнечной радиации

162
АСТРОФИЗИКА
оказываются одного порядка.
На рис. 3,а (левый столбец)
представлены вариации общей интенсивности свечения
Солнца в течение 1982 года; на рис. 3,6 —
величина ослабления этого свечения,
обусловленного прохождением по диску Солнца
пятен: 5S = SqPs, где Sq — интенсивность
свечения "спокойного" Солнца и Ps — "функция
блокировки" этого свечения пятнами.
Некоторые из минимумов излучения (например,
имевшие место в феврале, марте, июне и
июле) действительно обусловлены эффектом
солнечных пятен. В то же время остаточная
солнечная радиация (то есть величина, равная
5С = S — Sq(l + Ps)), характеризующая
избыточную радиацию и представленная на рис. 3,в,
коррелирует с интенсивностью эмиссии в линии
La, генерируемой в области ярких магнитных
образований вне активной области (рис. 3,г).
Таким образом, прохождение активных
образований по диску Солнца действительно
модулирует суммарную интенсивность
солнечного излучения. Вместе с тем амплитуда этих
вариаций, как видно из рис. 3,а, не превышает
0,25 %.
В правом столбце на рис. 3
представлены сглаженные по 81-дневным интервалам
вариации тех же величин 5, SqPs, Sc и
La в ходе одиннадцатилетнего солнечного
цикла. Интенсивность солнечного излучения
испытывает также и отчетливую циклическую
вариацию: величина S максимальна в 1981—
1982 и 1989 годах, то есть в эпоху максимума
солнечной активности, и минимальна в 1985-
1987 годах, то есть в эпоху минимума солнечной
активности. Однако амплитуда циклической
вариации интенсивности солнечного излучения
оказывается даже меньше амплитуды
кратковременных вариаций и составляет около 0,1 %.
Таким образом, вариации солнечной
радиации не являются энергетическим источником
рассматриваемых атмосферных возмущений.
В связи с этим чрезвычайно интересными
представляются полученные русскими
учеными К.Я. Кондратьевым и Г.А. Никольским
результаты, свидетельствующие о заметном
(до б %) изменении в ходе одиннадцатилетнего
солнечного цикла прозрачности атмосферы.
Вариации прозрачности атмосферы
Относительно плотная атмосфера надежно
защищает земную поверхность от
смертоносной коротковолновой радиации с X < 3000 А.
Широкое окно в атмосферном экране
наблюдается на длинах волн А, = 3000-10 000 А, то есть
в области максимума интенсивности в спектре
солнечного излучения, что обеспечивает
проникновение большей части солнечной энергии
в нижнюю атмосферу и к поверхности Земли.
Не менее важно существование и второго
окна на длинах волн порядка X = (0,7-1,5) • 105 А.
Эта длина волны соответствует максимуму
излучения абсолютно черного тела, нагретого до
температуры Т « 300 К, что близко к средней
температуре поверхности Земли. Таким
образом, инфракрасное окно играет существенную
роль в регулировании температуры воздуха в
нижней атмосфере.
Итак, параметры входного и выходного окон
в атмосферном экране таковы, что
обеспечивают на поверхности Земли и в нижней атмосфере
именно ту температуру, которая необходима
для существования органической жизни.
Заметим, что такое сочетание условий является, по
крайней мере для планет Солнечной системы,
уникальным, что делает Землю единственным
в своем роде космическим объектом.
Однако оптические характеристики
атмосферы не являются раз и навсегда заданными
величинами. Поглощение солнечного
излучения в атмосфере зависит от содержания в
ней озона, водяных паров, окиси углерода и
других "малых составляющих", концентрация
которых может существенно меняться. В
результате этого термодинамическое
равновесие в атмосфере является весьма хрупким
и легко может быть нарушено. Постоянно
возрастающий приток в атмосферу углекислого
газа, образующегося в результате технической
деятельности человека, приводит к
уменьшению скорости вывода тепла из атмосферы
(парниковый эффект) и соответственно к
повышению температуры Земли (рис. 1).
Заметное изменение химического состава
и содержания малых составляющих, а
также прозрачности атмосферы вызывается, в
частности, вариациями потока ионизирующего
излучения в атмосфере, наблюдаемыми во
время магнитосферных возмущений.
Основные типы таких вариаций:
1) кратковременные понижения
интенсивности галактических космических лучей (ГКЛ),
наблюдаемые во время геомагнитных
возмущений (называемых форбуш-понижениями),
и обусловленные рассеянием энергичных
заряженных частиц магнитными полями,
выносимыми из атмосферы Солнца
высокоскоростными потоками солнечного ветра,
и 2) всплески потоков солнечных
космических лучей (СКЛ), обусловленные солнечными
вспышками.
На рис. 4,а по данным субавроральной
обсерватории Оленек представлены вариации
относительной интенсивности S солнечной
радиации на поверхности Земли в ходе
геомагнитного возмущения и связанного с ним
форбуш-понижения интенсивности потока
галактических космических лучей; нулевой день
t = 0 соответствует началу форбуш-понижения
(за единицу принята средняя величина S
за 2-3 суток до начала форбуш-понижения).
Через день после начала возмущения величина
8S в авроральной зоне достигает максимума
около 8 % от нормального значения S в рас-

ВЛИЯНИЕ СОЛНЕЧНОЙ АКТИВНОСТИ НА СОСТОЯНИЕ НИЖНЕЙ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ
163
1,10 а
1,00
1,20
б
1,10
1,00
0,90
Дни
Рис. 4. Полученные методом наложенных эпох вариации
прямой солнечной радиации, измеренные в полуденные
часы на обсерватории Оленек в ходе форбуш-понижений
интенсивности ГКЛ (а) и в ходе всплесков СКЛ (б).
Нулевой день (t = 0) соответствует началу форбуш-
понижений для кривой (а) и началу всплеска СКЛ для
кривой (б). Вертикальными отрезками показана величина
стандартного отклонения
сматриваемом широтном поясе. Поскольку вне
атмосферы вариации интенсивности солнечной
радиации, как мы видели, не превышают 0,25 %,
ее изменения, наблюдаемые на поверхности
Земли, могут быть обусловлены изменениями
прозрачности атмосферы.
Но если уменьшение потока энергичных
космических частиц вызывает увеличение
прозрачности атмосферы, то увеличение потока
таких частиц должно вызвать уменьшение
прозрачности атмосферы. В связи с этим на
рис. 4,6 представлены вариации относительной
интенсивности 5 прямой солнечной радиации
на той же обсерватории Оленек во время
интенсивных вспышек солнечных космических
лучей; нулевой день t = 0 соответствует началу
всплеска СКЛ. Легко видеть, что в период за
1-3 дня до начала всплеска интенсивность
солнечного излучения действительно оказывается
на 5-10 % меньше спокойного уровня.
Элементарные расчеты показывают, что суммарный
поток солнечной энергии в поясе широт 55°-80°
увеличивается или уменьшается при этом
на ~3 • 1026 эрг/сут, что вполне соизмеримо
с мощностью рассматриваемых атмосферных
процессов.
Изменение потока солнечной энергии,
поступающей в нижнюю атмосферу, нарушает в
ней термодинамический баланс и приводит к
изменению высотного распределения
температуры.
Изменения высотного профиля
температуры, обусловленные
вариациями интенсивности потока
космических лучей
Детальное исследование возможных
изменений химического состава атмосферы, ее
оптических характеристик и высотного профиля
температуры воздуха в нижней атмосфере
выполнено Д. Хьюглустайном и Дж. Джеральдом в
1990 году. Согласно предложенной ими модели,
вторжение энергичных частиц в атмосферу
вызывает ионизацию и диссоциацию молекул N2
и 02. Образующиеся при этом ионы участвуют
затем в комплексе фотохимических реакций,
одним из продуктов которых является окись
азота NO, которая активно взаимодействует с
молекулами озона:
NO + 03 -> N02 + 02
Озон разрушается также при взаимодействии
с атомарным кислородом:
03 + О -> 202
Таким образом, вторжение энергичных частиц
в атмосферу вызывает разрушение озона Оз и
образование двуокиси азота N02. Это, в свою
очередь, вызывает существенные изменения в
радиационном балансе в атмосфере. В нижней
атмосфере и на поверхности Земли возрастает
поток солнечного ультрафиолетового
излучения с X < 3250 А в результате уменьшения
его поглощения озоном. В то же время поток
радиации в сине-зеленой области уменьшается
вследствие увеличившегося поглощения
последней двуокисью азота, сечение поглощения
которой достигает максимума о = б • 10~19 см2
на длине волны около 4000 А.
Расчеты показывают, что вторжение
протонов с энергетическим спектром,
соответствующим спектру, наблюдавшемуся во время
протонного события 4 августа 1972 года,
вызывает более чем десятикратное уменьшение
концентрации озона и увеличение
концентрации N02 почти на два порядка на высоте
30-35 км. При этом в результате повышенного
поглощения солнечной радиации двуокисью
азота температура воздуха в стратосфере
увеличивается, достигая в максимуме на высоте
30 км величины 300 К, что на 80 К выше нормы.
В тропосфере, наоборот, дефицит солнечной
радиации вызывает остывание воздуха на 10 К.
Таким образом, интенсивные потоки
космических лучей могут вызвать заметное
похолодание на поверхности Земли, подобное (хотя
и в значительно меньшей степени) явлению
"ядерной зимы". В какой степени эта модель
согласуется с экспериментом?
На рис. 5 (кривая 1) представлен осреднен-
ный вертикальный профиль отклонений
температуры от спокойного уровня на обсерватории
Соданкюля (ф = 67°) во время интенсивных

164
АСТРОФИЗИКА
протонных событий. Наблюдаемые изменения
температуры в целом согласуются с
предсказаниями модели: температура воздуха в
стратосфере в ходе возмущения увеличивается,
в то время как в тропосфере уменьшается.
Однако область повышенной температуры в
стратосфере оказывается значительно менее
протяженной, чем в модели, и величина AT
составляет всего лишь 2°С вместо 80°С.
Н, км
2 20
1
10
-3-2-10 1 2
AT, °C
Рис. 5. Высотный профиль отклонений температуры
воздуха AT от "спокойного" уровня во время всплесков
СКЛ (кривая 7) и во время форбуш-понижений (кривая 2)
Таким образом, количество поглощенной
в стратосфере солнечной энергии
оказывается существенно меньше, чем
предполагается моделью, и вряд ли может объяснить
наблюдаемое на поверхности Земли
ослабление солнечной радиации. Это обстоятельство
позволяет предположить, что ослабление
солнечной радиации в атмосфере объясняется не
столько ее поглощением, сколько рассеянием
и отражением. При этом отражающий слой
должен располагаться приблизительно на тех
высотах, где AT «0, то есть около 8 км.
Кривая 2 на рис. 5 — высотное распределение
ДГ, наблюдаемое во время форбуш-понижений
галактических космических лучей — близка
к зеркальному отображению кривой в случае
солнечных космических лучей и соответствует
исчезновению отражающего слоя примерно на
тех же высотах (h = 9 км). Результат несколько
неожиданный, поскольку протоны с типичной
для СКЛ энергией 100-300 МэВ проникают
в атмосферу Земли до высот 25-30 км. Для
проникновения на высоту 10 км протоны
должны обладать энергией порядка 103 МэВ.
Конечно, частицы таких энергий имеются
в хвосте энергетического спектра солнечных
протонов, однако поток их мал. Тем не менее
предположение об относительно малой высоте
отражающего слоя подтверждается тем, что
вариации интенсивности потока космических
лучей сопровождаются изменениями частоты
появления перистых облаков (h = 7-10 км).
Физический механизм, определяющий
воздействие потоков энергичных частиц на
состояние облачности в верхней тропосфере, пока
неясен. Значительный интерес представляет
модель, предложенная Б. Тинслеем и Р. Хи-
лисом. Эта модель основана на наблюдениях,
согласно которым скорость собирания частиц
аэрозолей заряженными капельками воды
оказывается на один-два порядка выше, чем
незаряженными. В свою очередь, скорость, с
которой заряжаются капельки воды, зависит от
плотности вертикальных электрических токов
в атмосфере и, следовательно, от плотности
потока ионизирующего излучения и
интенсивности электрического поля в атмосфере.
Какова относительная роль обсужденных
выше механизмов, неизвестно, и выяснение
этого вопроса потребует дополнительных
исследований.
Заключение
Основные физические процессы,
определяющие воздействие солнечной активности на
состояние нижней атмосферы и погоду таковы.
1. В результате активных процессов на
Солнце в области интенсивных вспышек
генерируются потоки энергичных (Е = 100-
300 МэВ) протонов, через несколько часов
достигающих орбиты Земли. В то же время
относительно интенсивные магнитные поля,
выносимые из активных областей на Солнце
связанными со вспышками потоками,
экранируют магнитосферу Земли от попадания
в нее потоков галактических космических
лучей. В результате наложения этих двух
процессов солнечные вспышки вызывают
довольно сложную вариацию интенсивности
потоков энергичных частиц, вторгающихся в
атмосферу Земли. И только разделив (путем
отбора соответствующих событий) названные
явления, удается обнаружить и достоверным
образом описать эффекты, создаваемые ими в
атмосфере.
2. Усиление (ослабление) потока
вторгающихся частиц в результате еще не вполне
выясненных физико-химических процессов
вызывает уменьшение (или увеличение)
прозрачности атмосферы и тем самым модулирует
поступление солнечной энергии в нижнюю
атмосферу.
3. Изменение потока поступающей
солнечной энергии вызывает изменение температуры
воздуха и высоты изобарических поверхностей

ВЛИЯНИЕ СОЛНЕЧНОЙ АКТИВНОСТИ НА СОСТОЯНИЕ НИЖНЕЙ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ
165
в тропосфере, обусловливая тем самым
заметные изменения скорости крупномасштабной
циркуляции атмосферы.
Таким образом, основное возражение
против возможности эффективного воздействия
солнечной активности на состояние нижней
атмосферы и погоду, основанное на
недостаточной мощности солнечного ветра,
оказывается вполне преодолимым. Как показывают
расчеты, энергия, необходимая для создания
атмосферного оптического экрана, на несколько
порядков меньше амплитуды вызываемых
этим экраном вариаций потока солнечной
энергии, поступающей в нижнюю атмосферу.
Литература
1. Солнечно-земные связи, погода и климат /
Под ред. Б. Мак-Нормана, Т. Се лиги / Пер. с англ.
М.: Мир, 1982.
2. Монин А.С. Прогноз погоды как задача
физики. М.: Наука, 1969.
3. Пудовкин М.И., Любчич А.А. Геомагнетизм и
аэрономия. 1989. Т. 29. № 3. С. 359.
4. Пудовкин М.И., Бабушкина СВ.
Геомагнетизм и аэрономия. 1991. Т. 31. № 3. С. 493.

Г.Е. Кочаров
АКТУАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ФИЗИКИ СОЛНЦА
Введение
Возрастающий интерес к физике Солнца
и гелиосферы обусловлен тем, что процессы,
протекающие в различных областях солнечного
вещества и в околосолнечном пространстве,
характерны для других космических объектов.
Явления типа солнечных открыты на других
звездах: звездные осцилляции, пятна,
вспышки, короны, ветры и глубокие и длительные
минимумы активности. Солнце — ближайшая
к нам звезда. Всего около восьми минут
требуется, чтобы солнечные лучи достигли
Земли, тогда как от самой близкой к нам звезды
Проксима Центавра свет идет 4,3 года. Такая
близость Солнца приводит к тому, что она
является единственной звездой, которую мы
видим не как точку, а как диск. Поэтому именно
эту ("нашу") звезду можно изучить наиболее
детально. Солнце и гелиосфера представляют
собой уникальную гигантскую лабораторию,
где можно осуществить эксперименты по
проверке сценариев и моделей эволюции
звезд, изучению основополагающих проблем
магнитогидродинамики, физики плазмы,
атомной физики и даже космологии и физики
элементарных частиц.
Результаты десятилетних экспериментов
по регистрации солнечных нейтрино показали,
что существующая уверенность в том, что мы
достаточно хорошо знаем, как идут
термоядерные реакции в глубоких слоях Солнца, по
меньшей мере поколебалась.
С открытием космических лучей в 1912 году
связано начало астрофизики высоких энергий,
что неизбежно привело к вопросу о
местонахождении и механизме действия ускорителя
космических лучей. Эти вопросы все еще
не решены. 50 лет назад был установлен
ближайший к нам "космический"
ускоритель путем регистрации космических лучей
во время солнечной вспышки. В результате
комплексного изучения солнечных вспышек с
использованием спутниковой техники,
баллонных, наземных и подземных экспериментов,
достигнут значительный прогресс в
понимании вспышечного процесса (подробнее об
этом в статье М.И. Пудовкина "Солнечный
ветер"). Однако некоторые вопросы,
связанные с проблемой накопления вспышечной
энергии и генерации различных ускоренных
частиц, еще не решены. Солнечный ускоритель
является наиболее доступным инструментом
для детального изучения механизма генерации
ускоренных частиц по сравнению с другими
астрофизическими источниками.
Солнце является единственным
астрофизическим объектом, который небезразличен
для обитателя Земли. Оно согревает нас своим
теплом, дарует свет, именно Солнце
способствовало появлению всего живого на Земле
и является источником всех видов энергии,
используемой человечеством. И сейчас, в связи
с непрерывным увеличением энергетических
потребностей, решается проблема прямого
использования солнечной энергии, которая
излучается с поразительным постоянством
миллиарды лет. Каждый квадратный метр
поверхности Солнца в энергетическом отношении
можно сравнить с электростанцией мощностью
60000 кВт. Научиться преобразовывать
солнечную энергию — значит навсегда отвести
неумолимо нависшую над человечеством тень
энергетического кризиса.
Земля погружена во внешнюю
исключительно подвижную атмосферу Солнца и,
следовательно, подвергается сильному влиянию
погоды на Солнце. Солнце воздействует на климат
и биосферу, приводит в движение атмосферу
планеты и т. д. Поэтому исследование солнечно-
земных связей приобретает особое научное и
научно-прикладное значение.
В статье рассмотрены следующие
проблемы, связанные с Солнцем: дефицит солнечных
нейтрино, проблема изотопа 3Не, и солнечные
вспышки, богатые 3Не.
Солнечные космические лучи,
богатые изотопом 3Не
Обычно солнечной активностью называют
комплекс различных явлений, происходящих
в атмосфере Солнца и характеризуемых
значительными изменениями со временем
физических характеристик отдельных областей
солнечной атмосферы. Исторически
получилось так, что, говоря о солнечной активности,
прежде всего имеют в виду солнечные пятна.
Это справедливо и сегодня, так как среди
явлений солнечной активности трудно найти
более сложное и непонятное образование, чем
солнечное пятно. Солнечные пятна имеют
размеры от тысячи до десятков тысяч километров
и представляют собой относительно холодные
места фотосферы Солнца. Температура их на
1500-2000 К ниже температуры окружающей
среды. Пятна имеют тарелкообразную форму с
дном на глубине 700-1000 км. Солнечные пятна
обладают сильным магнитным полем (2000-
3000 Гс, иногда даже 5000 Гс). Такое поле
в состоянии уменьшить или даже подавить
конвективный перенос энергии в подфото-
сферных слоях, тем самым создавая дефицит

АКТУАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ФИЗИКИ СОЛНЦА
167
выходящей лучистой энергии. Поэтому и
считается, что виновником низкой температуры
солнечных пятен является именно магнитное
поле, не позволяющее переносить энергию из
более низких слоев в более высокие. Группы
солнечных пятен появляются не по всему
диску Солнца, а только в королевских зонах,
расположенных на расстоянии примерно до
40° по обе стороны от солнечного экватора.
Группы солнечных пятен вблизи края видимого
диска Солнца всегда наблюдаются на уровне
фотосферы в окружении светлых
волокнистых образований, называемых фотосферными
факелами. Они крайне неоднородны, а их
параметры — яркость, температура, скорость
движения вещества, напряженность
магнитного поля в разных областях — меняются
в широком диапазоне значений. Размеры их
весьма внушительны — от десятков до сотен
тысяч километров, время жизни меняется от
нескольких дней до нескольких месяцев.
Развитие факельных площадок начинается
с увеличения их яркости и компактности.
Площадь факельных площадок постепенно
увеличивается, захватывая область всего пятна.
После исчезновения пятен факелы становятся
более рыхлыми и все менее контрастными, но
по размеру продолжают расти. Затем площадь
их начинает уменьшаться и факельная область
"теряется" в окружающей среде. Иногда в
факельных площадках, наблюдаемых в линии
водорода На, внезапно происходит
значительное увеличение яркости в отдельных местах,
чаще вблизи солнечных пятен. Это одна из
особенностей самого впечатляющего явления
активности Солнца — солнечной вспышки,
которую легче всего наблюдать. Энергия крупной
вспышки достигает 1033 эрг, что в несколько сот
раз больше, чем можно получить при сжигании
всех разведанных запасов нефти и угля.
Подавляющее большинство солнечных вспышек
происходит в районах групп солнечных пятен
со сложным строением магнитного поля.
Одним из ярких проявлений солнечных
вспышек является ускорение частиц до
высоких энергий в верхней части атмосферы
Солнца. Солнечные космические лучи (СКЛ)
регистрируются у Земли в виде внезапных
резких повышений интенсивности космических
лучей на фоне галактических космических
лучей. Полученный из наблюдений верхний
предел энергии СКЛ составляет около 200 ГэВ.
Основную долю СКЛ составляют протоны,
в меньшей степени ядра гелия и
тяжелых элементов. Обнаружен уникальный класс
вспышек — вспышки, богатые изотопом 3Не.
Установленное на опыте аномальное
обогащение солнечных космических лучей этим редким
изотопом — очень интересное явление.
В настоящее время известно более 150
солнечных вспышек, богатых изотопом 3Не. Для 15
из них коэффициент обогащения 3Не
относительно изотопа 4Не больше 5000, а для 70 —
более 1000. Под коэффициентом обогащения
понимается соотношение
где /зиД — измеренные значения
интенсивности потоков 3Не и 4Не в солнечных космических
лучах, П3ИП4 — концентрации
рассматриваемых изотопов в солнечной атмосфере.
Аномально высокое отношение потоков 3Не
и 4Не, превышающее фактор 10 (в солнечной
атмосфере ггз/щ = 4 • 10~4) является главной
характеристикой соответствующих вспышек.
Вопрос о том, где и каким образом возникает
столь сильное разделение изотопов, все еще
является предметом интенсивных обсуждений
и дискуссий.
Важным свойством исследуемых событий
является отсутствие измеримых потоков
дейтерия 2Н и трития 3Н. Этот факт и
экспериментальные данные по ядерным гамма-линиям
во время вспышек исключают возможность
обогащения солнечных космических лучей
изотопом 3Не за счет ядерных реакций в
атмосфере Солнца под действием ускоренных
во вспышке протонов и а-частиц, так как
одновременно с 3Не должны неизбежно
генерироваться дейтерий, тритий и наблюдаться
ядерные гамма-линии.
К настоящему времени предложены
следующие интерпретации экспериментальных
данных.
1. За счет плазменных эффектов имеет
место обогащение изотопом 3Не на стадии
предварительного нагрева вспышечной плазмы.
2. Непосредственно перед вспышкой или
на начальной стадии вспышки вспышечная
область обогащается изотопом 3Не за счет
поступлений ионов 3Не из глубинных слоев
солнечной плазмы.
Поскольку ускорение частиц происходит
не в вакууме, а в достаточно плотной плазме,
любой процесс ускорения сопровождается
потерями энергии за счет взаимодействия частиц
с окружающими ионами. Поэтому
эффективность ускорения определяется соотношением
темпа ускорения и темпа потерь энергии. Для
ускорения очень важной является начальная
энергия ускоряемого иона 3Не или 4Не.
Поскольку у 3 Не и 4 Не при равенстве зарядов
имеется разница в массе, эффективность
взаимодействия с турбулентностями плазмы у
изотопа 3Не оказывается выше. В результате
начальная энергия ионов 3Не в "предвспышеч-
ной" плазме оказывается больше, чем у изотопа
4Не, и соответственно ускорение изотопа 3Не
оказывается более эффективным. В рамках
данной модели удается объяснить все основные
свойства нового класса солнечных вспышек —
вспышек, богатых изотопом 3Не.
Какова возможность обогащения
вспышечной области изотопом 3Не за счет
термоядерного источника? Согласно теоретической

168
АСТРОФИЗИКА
Таблица 1
Последовательность реакций протон-протонного цикла
Реакция
p + p-*2H + e++ve
или
р + е~ +р-> 2H + ve
2Н + р-+3Н + у
3Н + 3Н->4Н + р + р
или
3Н + 4Н->7Ве + у
7Ве + е~ ->- 7Li + ve
7Li + p->4H + 4H
или
7Ве + р-* 8Ве + у
8В -+ 8Ве + е+ + ve
8Ве -> 4Не + 4Не
или
3Не + р -> 4Не + е+ + ve
Вероятность,
%
99,75
0,25
100
85
15
15
15
0,02
0,02
0,02
0,00002
Энергия
нейтрино, МэВ
< 0,420
1,442
0,861(90%)
0,383(10%)
<15
< 18,77
Тип
нейтрино
РР
pep
7Ве
8В
Hep
модели по мере удаления от центра Солнца
концентрация 3Не монотонно увеличивается.
На расстоянии 30 % радиуса Rq от центра
его концентрация достигает максимального
значения 1 % и затем постепенно уменьшается.
Поэтому приход изотопа 3Не термоядерной
природы во вспышечную область значительно
увеличил бы концентрацию 3Не. Однако
полностью решить в этой модели проблему вспышек,
богатых изотопом 3Не, не представляется
возможным. Вероятно, работают одновременно
два механизма: преимущественное ускорение
изотопа 3Не и обогащение вспышечной области
изотопом 3Не термоядерной природы.
О проблеме дефицита потоков
солнечных нейтрино
Нейтрино являются единственными
частицами, которые генерируются в термоядерной
печи Солнца и беспрепятственно его покидают.
Уже через 2 секунды после их рождения
в глубоких недрах нашего светила нейтрино
"на свободе", имея в своей памяти детальную
информацию о глубоких недрах.
В последние 30 лет экспериментальная
нейтринная астрофизика непрерывно преподносит
новые загадки и вопросы. Постоянный дефицит
потока солнечных нейтрино по сравнению с
предсказаниями теории инициировал
разработку новых идей и предложений.
Имеются четыре серии экспериментальных
данных по регистрации различных групп
солнечных нейтрино. В течение последних
30 лет ведутся радиохимические эксперименты
на основе реакции 37С1 + ve ->• 37 Ar + e~ (хлор-
аргон). Согласно теории, основной вклад в
эту реакцию должны внести нейтрино от
распада 8В (см. табл. 1) в редкой ветви протон-
протонного цикла. Исследования по
регистрации нейтрино от распада 8В с измерением
энергии и направления движения нейтрино
выполняются в эксперименте КАМИОКАНДЕ
с 1987 года. Радиохимические эксперименты
по реакции 71Ga + ve -»¦ 71Ge + е~ ведутся в
течение последних 5 лет двумя группами
ученых нескольких стран. Важной особенностью
этой реакции является ее чувствительность в
основном к первой реакции протон-протонного
цикла р + р—>2H-fe++ve. Темп этой реакции
определяет скорость энерговыделения в
термоядерной печи Солнца в реальном масштабе
времени. Во всех экспериментах был
зафиксирован дефицит в потоках солнечных нейтрино
по сравнению с предсказаниями Стандартной
солнечной модели (ССМ).
В эксперименте КАМИОКАНДЕ было
установлено, что зарегистрированные нейтрино
идут от Солнца и их энергетический спектр
согласуется с предсказаниями теории по
спектру нейтрино от распада 8В (называемое
8В-нейтрино). Измеренный поток нейтрино
составляет (2,7 ± 0,5) • 106 см~2 • с-1. Сравнение
этой величины с предсказаниями ССМ
показывает двукратный дефицит потока нейтрино в
экспериментальных данных. Используя
полученную в опыте величину потока 8В-нейтрино,
можно вычислить скорость реакции для хлор-
аргонового радиохимического эксперимента.
Она оказывается в пределах от 4 до 5 СЕН
(СЕН — солнечная единица нейтрино,
определяемая как 10~36 актов реакции в 1 секунду с
одним ядром мишени). В эксперименте с 37С1
(эксперимент КАМИОКАНДЕ) для скорости
той же реакции было получено значение

АКТУАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ФИЗИКИ СОЛНЦА
169
4,2 ± 0,12 СЕН. Таким образом, имеется
хорошее согласие между двумя различными по
принципу работы экспериментами. В галлие-
вом радиохимическом эксперименте основной
вклад в скорость реакции должны вносить
нейтрино от первой реакции протон-протонного
цикла (рр-нейтрино). Согласно теории вклад
рр-нейтрино составляет 71 СЕН. С учетом
всех групп нейтрино полная скорость равна
127 СЕН. По экспериментальным же данным
скорость реакции 71Ga + ve -> 71Ge + е~
составляет всего 77 ± 10 СЕН, что значительно
ниже величины, предсказанной теорией. Таким
образом, и в этом эксперименте наблюдается
дефицит нейтрино.
Следующим после рр-нейтрино по вкладу в
скорость реакции являются бериллиевые
нейтрино — 34 СЕН, далее 8В-нейтрино — 14 СЕН.
Вклад нейтрино от углеродно-азотного цикла
составляет 10 СЕН. Дефицит 8В-нейтрино
может иметь либо температурную природу
(поток очень сильно зависит от температуры
Т в центре Солнца: пропорционально Т18),
либо вызываться пониженной концентрацией
7Ве (в два раза). В первом случае согласно
теории вклад в галлиевую реакцию 7Ве-
нейтрино должен быть 34 СЕН, а во втором
случае он будет в два раза меньше. Таким
образом, если вычесть из экспериментального
значения скорости реакции вклад 8В- и 7Ве-
нейтрино, получим величину от 35 до 55 СЕН
на долю рр-нейтрино и нейтрино от CN-цикла.
Теоретическое значение вклада рр-нейтрино
составляет 71 СЕН, то есть и в этом случае
наблюдается дефицит.
Таким образом, существует глобальный
дефицит солнечных нейтрино. Он
предсказывается в рамках гипотезы о повышенном
содержании 3Не в недрах Солнца, предложенной в
1970 году советскими физиками Г.Е. Кочаровым
и Ю.Н. Старбуновым, по сравнению с
предсказаниями стандартных моделей Солнца. На рис. 1
представлены зависимости потоков различных
групп нейтрино от содержания изотопа 3Не
в недрах Солнца. По оси абсцисс указаны
концентрации 3Не в недрах Солнца в ССМ, а
также в солнечном ветре. Экспериментальные
данные по потоку 8В-нейтрино соответствуют
весовой концентрации 3Не в области горения
водорода, равной 3 • Ю-5. Эта величина всего
в несколько раз больше предсказанной
стандартной солнечной моделью для центра Солнца
(7,7 • 10 ~6) и значительно меньше концентрации
3Не в солнечном ветре (10~4).
Важным является тот факт, что
указанное значение содержания 3Не существенно
меньше, чем концентрация этого изотопа,
генерированного за счет реакций водородного
горения за время функционирования ядерного
котла в недрах Солнца. Весовая концентрация
накопленного изотопа 3Не в центре Солнца
Поток нейтрино, см-1 • с-1
1011
РР
1010
109
108
ССМ
107
10'5 Ю-4 10"3 10"2
Весовая доля содержания 3Не в центре Солнца
Рис. 1. Зависимость потоков различных групп нейтрино
от весовой концентрации 3Не в недрах Солнца
составляет 7,7 • 10~~6 и по мере удаления от
центра растет, достигая величины 3,3 • 10~3
на расстоянии 0,28Д©. Приведенное значение
весовой концентрации 3Не — 3 • 10~5 —
получается даже в том случае, если первичное Солнце
вообще не содержало 3Не как в результате
диффузии 3Не, так и из-за скачкообразного
изменения структуры Солнца. Ясно, что
непрерывный рост градиента концентрации 3Не в
недрах Солнца не может быть постоянным.
В процессе горения водорода генерируется
очень эффективное горючее 3Не. К сожалению,
теория не в состоянии предсказать величину
градиента концентрации этого изотопа, выше
которой неизбежно должен быть приток 3Не в
центральную область.
В экспериментах на функционирующем
в настоящее время спутнике SOHO (Solar
Orbital Heliophysical Observatopy — Солнечная
Орбитальная Гелиофизическая Обсерватория)
обнаружены значительные динамические
явления в солнечной атмосфере, несмотря на
то что Солнце находилось в состоянии низкой
активности. Принципиально важными
являются результаты эксперимента по изучению
осцилляции Солнца. Установлено, что
распределение гелия в недрах Солнца отличается от
предсказаний стандартной модели, а именно:
градиент по радиусу меньше, чем
предсказывает теория. Этот результат свидетельствует в
пользу рассмотренной выше возможности.
Таким образом, если рассмотренный
вариант отражает реальность, то должен быть
наибольший дефицит нейтринного потока от
распада 8В и несколько меньший дефицит потока

170
АСТРОФИЗИКА
рр-нейтрино. Поток 7Ве-нейтрино почти не
меняется по сравнению с предсказаниями теории
ССМ, а поток Hep-нейтрино (это нейтрино,
возникающий в реакции 3Не + р —У 4Не + е+ + ve)
несколько возрастает. Все это реально
можно проверить в эксперименте. Предстоящие
эксперименты БОРЕКСИНО (регистрация 7Ве-
нейтрино) и СУПЕРКАМИОКАНДЕ (8В и Нер-
нейтрино) в ближайшие годы должны дать
ответ на вопрос о том, какова же природа
обнаруженного глобального дефицита солнечных
нейтрино.
Рассмотренные выше загадки связаны с
удивительным и интересным изотопом 3Не.
Изотопы гелия хорошо известны своими
нестандартными свойствами. Может оказаться,
что в условиях больших давлений и температур
в недрах Солнца изотопы гелия преподнесут
нам очередной сюрприз.
Литература
1. Кочаров Г.Е. Ядерные реакции на Солнце. М.:
Знание, 1976.
2. Кочаров Г.Е. Итоги науки и техники. Сер.
Астрономия. М.: ВИНИТИ, 1987. Т. 32. № 43.

Ю.Н. Гнедин
НЕБО В РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧАХ
Введение
В 1995 году исполнилось 100 лет со
дня открытия великим немецким физиком
Вильгельмом Конрадом Рентгеном нового вида
излучения, который получил название
рентгеновских лучей. Сейчас трудно представить
такую область науки и техники, где бы не
использовались эти лучи. Не осталась в стороне
и астрономия.
В 1992 году исполнилось 30 лет со дня
рождения рентгеновской астрономии. Именно
в 1962 году впервые было
зарегистрировано рентгеновское излучение от космического
источника Скорпион Х-1. Рентгеновское
излучение Солнца было зарегистрировано еще в
1948 году. С тех пор рентгеновская астрономия
достигла впечатляющих успехов. Были
открыты мощные источники космического
рентгеновского излучения как в нашей Галактике, так и
источники внегалактического происхождения.
Под рентгеновским излучением принято
понимать электромагнитные волны в
области энергий 0,1-300 кэВ. Этот диапазон, в
свою очередь, делится на три поддиапазона:
0,1-5 кэВ (мягкое рентгеновское излучение),
5-50 кэВ (классический рентгеновский
диапазон) и 50-300 кэВ (жесткое рентгеновское
излучение). Электромагнитное излучение в
области энергий Е > 300 кэВ принято называть
гамма-излучением. Такое разделение связано с
разными принципами и методами регистрации
излучения. Для разных диапазонов характерны
и разные механизмы генерации фотонов.
Наша Земля надежно защищена
атмосферой от проникающего жесткого
электромагнитного излучения. Поэтому
рентгеновские источники регистрируются с помощью
детекторов, установленных на космических
кораблях и спутниках. Такими детекторами
являются газовые пропорциональные
счетчики или специальные твердые кристаллы —
сцинтйлляторы, в которых регистрируется ток
электронов, возникающих в процессе
ионизации под действием рентгеновского
космического излучения. В качестве детекторов в
последнее время успешно используются
зеркальные телескопы, сделанные из специально
подобранных материалов, которые эффективно
отражают и рассеивают рентгеновские лучи.
При этом в фокусе такого телескопа по-
прежнему располагаются
высокочувствительные пропорциональные счетчики.
Успехи рентгеновской астрономии
неразрывно связаны с запуском
специализированных рентгеновских спутников. Первым из таких
спутников был знаменитый УХУРУ,
запущенный американскими учеными в 1970 году и
названный так в честь 10-й годовщины
независимости Кении (на языке суахили слово uhuru
означает "свобода"). С помощью этого спутника
зарегистрировано излучение от ~350
космических источников как галактического, так и
внегалактического происхождения.
В последующие годы число запущенных
специализированных рентгеновских
спутников резко возросло. Среди них наиболее
известны по полученным научным
результатам такие спутники, как американские
SAS 3, НЕ АО 1, орбитальная лаборатория
ЭЙНШТЕЙН (НЕАО 2), английский
АРИЭЛЬ, голландский АНС, германский ЭКЗОСАТ,
японские ХАКУЧО и ГИНГА. С помощью
орбитальной станции ЭЙНШТЕЙН было открыто
много новых очень слабых внегалактических
источников рентгеновского излучения.
В СССР подобные исследования
преимущественно в гамма-диапазоне велись на спутниках
серии КОСМОС, а также на космических
станциях ВЕНЕРА. В 1982 году в России
запущен специализированный астрономический
спутник АСТРОН, который ведет исследование
неба в ультрафиолетовом и рентгеновском
диапазонах. В 1990 году запущен
европейский спутник имени Рентгена — РОСАТ.
В разработке последнего проекта ведущая
роль принадлежала ученым из ФРГ. Запуск
осуществлен с помощью американского
космического корабля многоразового действия типа
ШАТТЛ. На спутнике РОСАТ размещены
большой зеркальный рентгеновский телескоп,
работающий в спектральной области от 6 до
100 ангстрем (А), а также специальный
телескоп меньших размеров, действующий в мягком
рентгеновском и жестком ультрафиолетовом
диапазонах от 60 до 300 А. Оба
телескопа работают одновременно. Чувствительность
рентгеновского телескопа в 1000 и 100 раз
соответственно превышает чувствительность
знаменитых американских спутников УХУРУ
и НЕАО 1. Задачей спутника на первом этапе
работы является выполнение детального
обзора неба в рентгеновских лучах. С его помощью
предполагается открыть не менее десяти тысяч
новых космических источников рентгеновского
излучения. Точность их координат на первом
этапе исследований невелика — около 1' в
зависимости от величины потока. Ожидается,
что список вновь открытых объектов будет
весьма широким: от близких обычных звезд до
весьма удаленных необычных квазаров.
На втором этапе предполагается
провести детальные исследования уже конкретных
источников с целью достижения лучшего
пространственного разрешения, исследование

172
АСТРОФИЗИКА
Super Cluster?
HerX-1
Суд А
Суд Х-3
Perseus
M31
CygX-1
NGC 6624
Рис. 1. Распределение рентгеновских источников по
пропорционален интенсивности источника
характера их временного и спектрального
поведения и пр.
В России с начала 90-х годов действует
орбитальная обсерватория ГРАНАТ, которая
была выведена на орбиту 1 декабря 1989 года.
Большую часть времени космический аппарат
проводит вне магнитосферы Земли, обращаясь
вокруг Земли с периодом около 4 суток, что
создает благоприятные условия для
длительных наблюдений рентгеновских источников. На
протяжении 6 лет (с 1990 по 1995 год) главной
мишенью этой космической обсерватории была
область центра Галактики, где обнаружено
много новых дискретных источников
рентгеновского излучения.
В России предполагается запустить новую
международную орбитальную рентгеновскую
обсерваторию массой около 6 тонн с
помощью нового российского спутника СПЕКТР.
Обсерватория будет действовать на
сильно вытянутой орбите, причем минимальное
расстояние до Земли составит ~ 1000 км, а
максимальное — 200000 км. Предполагаемое
время работы обсерватории около 15 лет. Вес
научного оборудования составит 2,5 тонны.
С помощью этой замечательной обсерватории
ученые надеются открыть сверхслабые
источники космического излучения, находящиеся у
самой границы Вселенной.
Распределение рентгеновских
источников по небесной сфере
Самые детальные обзоры неба выполнены с
помощью специализированных рентгеновских
спутников УХУРУ и ЭЙНШТЕЙН. Четвертый
Virgo
ЗС273
ScoX-1
NGC 3783
Cen X-3
Crab
LMC
SMC
в галактических координатах. Размер кружка на рисунке
каталог УХУРУ включает 339 источников,
распределение которых по небу в галактических
координатах показано на рис. 1. Размер кружка
на рисунке пропорционален интенсивности
источника.
Самые яркие источники концентрируются
к галактическому экватору (±20° от экватора),
а также к галактическому центру. Очевидно,
большинство из них принадлежит нашей
собственной Галактике. Если бы источники равной
светимости распределялись в диске
равномерно, то зависимость числа таких источников N от
величины их потока Fx подчинялась бы закону
N(FX) ~ F~l. Для однородного сферического
распределения такая же зависимость имела бы
видЛГ(^)~,р-3/2.
Сферическое гало слабых источников (см.
рис. 1) в основном состоит из объектов,
расположенных вне нашей Галактики.
Остатки сверхновых
и нейтронные звезды
в остатках сверхновых
(радиопульсары)
Более десятка галактических
рентгеновских источников отождествлены с остатками
сверхновых звезд. Остатки сверхновых в нашей
Галактике имеют угловые размеры,
превышающие несколько градусов. В большинстве
случаев источником рентгеновского излучения
является горячая плазма за фронтом ударной
волны, которая служит границей раздела
между межзвездной средой и расширяющейся
газовой оболочкой, возникшей после вспышки

НЕБО В РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧАХ
173
сверхновой. Важным исключением является
знаменитая Крабовидная туманность. Ее
излучение (от радио- до рентгеновского диапазона)
интерпретируется как синхротронное
излучение релятивистских электронов в магнитном
поле туманности. В центре этой туманности
находится радиопульсар — нейтронная
звезда, вращающаяся с периодом Р = 33 мс. Это
единственный радиопульсар, излучающий во
всех диапазонах спектра, включая и гамма-
излучение сверхвысокой энергии (до 1016 эВ).
Ускорение электронов в туманности до
релятивистских энергий происходит именно за
счет энергии вращения нейтронной звезды.
В результате потери энергии на ускорение
электронов нейтронная звезда замедляется
и период ее вращения уменьшается. Для
пульсара в Крабовидной туманности
относительная скорость изменения периода (то
есть величина, равная отношению скорости
изменения периода к величине самого
периода) составляет 3 • Ю-11 с-1, соответственно
обратная ей величина (~ 1000 лет) определяет
возраст пульсара.
Основные этапы образования нейтронных
звезд таковы (подробнее об этом см. статью
А.М. Черепащука "Черные дыры в двойных
звездных системах" в этом томе). Звезды — это
огромные раскаленные газовые шары. Мощное
гравитационное поле звезды стремится сжать
ее. Чтобы звезда находилась в равновесии,
какая-то сила должна противодействовать
гравитации. Эта сила — давление горячей
плазмы и излучения, которые образуются при
переносе через толщу звездного вещества
энергии, возникающей в результате
протекания в центре звезды термоядерных реакций.
Однако ядерное горючее небезгранично. После
того как звезда его израсходует, она уже
не сможет противостоять силе тяготения и
начнет сжиматься. Во что превратится при этом
звезда, зависит от ее начальной массы. Если
масса ядра звезды, претерпевшего химическую
эволюцию, не превосходила 1,2М0, где М0 —
масса Солнца, то звезда превратится в белый
карлик — горячую звезду размером с нашу
Землю. В этом случае сжатие останавливается
давлением электронов, находящихся в особом
квантовом состоянии. Если масса ядра звезды
больше, но не превосходит трех солнечных,
то сжатие будет продолжаться до тех пор,
пока уже ядерные силы не скомпенсируют
силу тяготения. В таком состоянии звездное
вещество уплотнено настолько, что все
электроны вдавливаются в протоны, превращая
их в нейтроны. В результате возникает
нейтронная звезда с радиусом всего около 10 км.
Гравитационное сжатие звезды с массой более
ЗМ0 уже не может быть остановлено никакими
силами, и звезда превращается в черную
дыру — объект, на границе которого вторая
космическая скорость равна скорости света.
Черная дыра массой около 1М0 имеет радиус
примерно 3 км.
Замечательным событием последних лет
явилось открытие в сентябре 1982 года на
радиотелескопе в Аресибо самого короткопери-
одического пульсара PSR 1937+214 с периодом
Р — 1,558 мс. В окрестностях пульсара не
было обнаружено туманности с синхротронным
излучением, а также каких-либо остатков
взрыва сверхновой, приведшего к образованию
нейтронной звезды. Скорость изменения
периода этого пульсара оказалась исключительно
малой, dP/dt = (1,7 ± 0,7) • 10~19 секунд за
секунду, что в 1000 раз ниже всех известных для
пульсаров значений. Соответственно
аномально большим (2 • 108 лет) оказывается и возраст
этого пульсара. Другая проблема связана с
аномально большой скоростью вращения
нейтронной звезды, которая оказывается близкой к
пределу устойчивости для нейтронной звезды.
Поэтому PSR 1937+214 может быть источником
гравитационного излучения.
Рентгеновские тесные двойные
системы
В настоящее время значительное
количество рентгеновских источников отождествлены
с тесными двойными системами. Почти все
они являются рентгеновскими пульсарами, то
есть быстро вращающимися замагниченными
нейтронными звездами, входящими в состав
двойных систем. Значения периодов пульсаров
лежат в интервале от 0,7 до 835 с.
Источником энергии рентгеновского
пульсара является, однако, не энергия вращения
нейтронной звезды, а гравитационная энергия
газа, перетекающего на нейтронную звезду с
поверхности оптического компонента двойной
системы, и выделяющаяся при падении на
ее поверхность. Этот процесс носит название
аккреции вещества (подробнее об этом процессе
см. статью А.М. Черепащука "Тесные двойные
звезды на поздних стадиях эволюции" в этом
томе). Величина этой энергии
*-^—(?)(?)""• «"
где тр — масса протона, G — гравитационная
постоянная, a Ms и Rs — масса и радиус
нейтронной звезды.
Для явления рентгеновского пульсара
необходимо наличие на поверхности нейтронной
звезды сильного магнитного поля с индукцией
В « 1011-1013 Гс. Картина аккреции
представлена на рис. 2. Как только в процессе эволюции
нормальной звезды в тесной двойной системе
ее поверхность достигнет границ полости Роша,
начинается сильное истечение газа. Ионизо-

174
АСТРОФИЗИКА
Нейтронная
звезда
вещество
Рис. 2. Картина аккреции вещества нормальной звезды
на поверхность нейтронной компоненты двойной системы
ванный газ свободно падает на замагниченную
нейтронную звезду вплоть до поверхности,
называемой альвеновской, радиус которой г а
определяется из условия равенства магнитного
и газового давлений:
B2(rA)/8n = 0,5pV2(rA), (2)
где В (г а) — индукция магнитного поля звезды,
р и У(гд) — соответственно плотность и
скорость потока аккрецируемой плазмы на
альвеновской поверхности. На расстоянии г а
от нейтронной звезды магнитное поле
останавливает поток плазмы и направляет его
вдоль магнитных силовых линий на магнитные
полюсы звезды. Таким образом, альвеновский
радиус га определяет границу магнитосферы
нейтронной звезды. Его величина составляет
примерно 100 радиусов нейтронной звезды, то
есть около 1000 км.
Само явление рентгеновского пульсара
имеет место только при очевидном условии, что
оси магнитного поля звезды и ее собственного
вращения не совпадают друг с другом.
Транзиентные рентгеновские
источники или рентгеновские новые
Транзиентная или рентгеновская новая —
это рентгеновская звезда, которая внезапно
вспыхивает в каком-либо участке неба, где она
раньше не наблюдалась. Возрастание
интенсивности излучения такой звезды происходит
за время около недели, затем ее блеск
постепенно, примерно за несколько месяцев падает
до уровня фона. Кривая блеска рентгеновского
транзиентного источника удивительно
напоминает кривую оптического блеска новой. Поэтому
такие объекты имеют второе название —
рентгеновские новые. Блеск новой звезды в
момент максимума вспышки может значительно
превышать яркость самых мощных постоянных
рентгеновских источников.
Долгое время общепринятым объяснением
этого явления была гипотеза, предложенная
российским ученым А.И. Цыганом.
Рентгеновские новые — это также двойные системы, в
которых нейтронная звезда движется по сильно
вытянутой орбите (то есть по орбите с большим
эксцентриситетом). Пока она находится далеко
от своего оптического компонента, скорость
истечения вещества из нормальной звезды
невелика и соответственно мал поток
возникающего в результате аккреции рентгеновского
излучения. Как только нейтронная звезда
подходит близко к нормальной компоненте (в
периастре), из-за возрастания гравитационного
воздействия нейтронной звезды на оптический
компонент мощность истечения резко
увеличивается, растет темп аккреции и наблюдается
всплеск рентгеновского потока. В области пе-
риастра расстояние между звездами настолько
мало, что значительная доля рентгеновского
потока может перехватываться оптической
звездой. Это перехваченное рентгеновское
излучение обеспечивает дополнительный прогрев
атмосферы нормальной звезды, в результате
чего ее блеск может возрасти во много раз.
Вспыхивающие рентгеновские
источники — барстеры
Барстер (этот термин произошел от
английского слова burst — вспышка)
характеризуется внезапным возрастанием рентгеновской
интенсивности за время порядка нескольких
секунд (см. рис. 3) или даже меньше. Затем в
течение нескольких десятков секунд
происходит понижение рентгеновской интенсивности
источника.
F^, отс/с
50
25
< >
1h31m40s50s 1h32m00s 10s 20s 30s 40s 50s
t
Рис. З. Характерная кривая рентгеновского барстера
Светимость барстера в максимуме
потока сравнима со светимостью самых
ярких рентгеновских источников в нашей
Галактике. Типичное значение интегрального
потока во вспышках 10-8-10~7эрг/(см2 • с),
что для расстояния в 10 килопарсек дает

НЕБО В РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧАХ
175
значение светимости Lx « 1037—1038 эрг/с.
Подобных вспышек у одного источника может
быть несколько, временной промежуток между
вспышками составляет несколько часов, а
иногда и дней. Их называют вспышками 1-
го типа. На сегодня известно примерно 30 таких
медленных барстеров. Медленные барстеры
лежат близко к Галактическому экватору и
концентрируются к Галактическому центру,
входя в группу рентгеновских источников
Галактического горба — балджа (балдж —
это скопление звезд, группирующееся вокруг
Галактического центра). Группа насчитывает
примерно 70 источников, из которых
детально исследованы только несколько объектов.
Рентгеновские источники балджа существенно
отличаются от рассмотренных выше
рентгеновских двойных систем, в которых оптический
компонент, как правило, имеет большую массу,
а рентгеновское излучение пульсирует (из-
за вращения нейтронной звезды) и
характеризуется довольно жестким спектром. Кроме
того, для них характерны довольно глубокие
рентгеновские затмения, обусловленные
двойственностью этих источников. Рентгеновские
источники балджа, как правило, имеют более
мягкие спектры, а пульсирующая компонента
рентгеновского излучения отсутствует. В
течение длительного времени у этих источников
не обнаруживались рентгеновские затмения. И
лишь в последнее время у источника 4U 1915-05
найдены слабые рентгеновские затмения с
периодом Р = 2985 с. По-видимому, источники
галактического балджа также являются
рентгеновскими двойными, но с маломассивными
оптическими компонентами.
Среди 30 известных барстеров выделены
источники, для которых характерны
вспышки 2-го типа. Это более короткие вспышки
продолжительностью около 1 секунды и с
временным интервалом между вспышками
в несколько минут. Кроме того, в отличие
от вспышек 1-го типа, они не показывают
спектральной переменности. Наиболее ярким
представителем объектов со вспышками 2-го
типа является объект, называемый "быстрый"
барстер (МХВ 1730-335), открытый в 1976 году
с борта специализированного спутника SAS 3.
Совсем недавно от этого объекта были
зарегистрированы вспышки и 1-го типа.
Барстеры, как правило, имеют мягкий
рентгеновский спектр (кТ ~ 3-10 кэВ), у них
отсутствуют периодические пульсации
излучения. Эти источники с большой вероятностью
являются нейтронными звездами, а не белыми
карликами или черными дырами. Основной
аргумент состоит в том, что спектры вспышек
с хорошей степенью точности описываются
распределением Планка. Семь барстеров
входят в состав шаровых скоплений, для других
барстеров получены разумные оценки
расстояний до них, так что оказывается возможным
определить радиус излучающей области. Его
значение оказалось около 7 км, что близко к
величине радиуса нейтронной звезды.
Наличие мягкого рентгеновского спектра
и отсутствие периодических пульсаций могут
быть связаны с тем, что у нейтронных звезд в
таких системах магнитное поле сравнительно
слабое: В ~ 108-109 < 1012 Гс.
Вспышки барстеров происходят, как
правило, на фоне слабо модулированного потока
излучения. Соотношение проинтегрированных
за 1 час вспышечного и постоянного потоков
составляет 8 %. Это очень близко к отношению
ядерной энергии связи (8 МэВ) и
гравитационной энергии протона, выделяемой при
аккреции (~ 130 МэВ). Поэтому полагают, что
вспышки 1-го типа происходят в результате
ядерного горения в оболочке нейтронной звезды
вещества, накопленного в результате аккреции.
Термоядерная вспышка накопленного
вещества может реально объяснить наблюдаемые
свойства барстеров. Наиболее подходящий
материал для вспышки — гелий, однако и
горение водорода играет немаловажную роль.
Что касается всплесков 2-го типа, то
они, скорее всего, связаны с неустойчивостью
аккреционного потока на нейтронную звезду с
сильным магнитным полем.
Вырожденные карлики — источники
рентгеновского излучения
Вырожденные карлики в тесных двойных
системах образуют широкий класс звезд,
известных как взрывные или катаклизмические
переменные. Они подразделяются на четыре
группы: новые, повторные новые, карликовые
новые и новоподобные. Эти группы отличаются
друг от друга по масштабам энерговыделения,
амплитуде и частоте вспышек. От многих
взрывных переменных зарегистрировано
рентгеновское излучение, которое возникает в
результате аккреции на белый карлик
вещества, перетекающего с нормального компонента
двойной системы.
В последнее время среди взрывных
переменных особый интерес вызывает недавно
обнаруженный класс звезд типа AM
Геркулеса (иначе — поляры). Они выделяются
среди других катаклизмических переменных
высокой степенью поляризации оптического
излучения, достигающей нескольких десятков
процентов. Спектрам этих звезд присущи
сильные эмиссионные линии, вид которых
изменяется с фазой орбитального периода. От
поляров зарегистрированы потоки
пульсирующего рентгеновского и даже мягкого гамма-
излучения. Как поляризация, так и
возникновение жесткого излучения обусловлено главным
образом очень сильным магнитным полем
белых карликов, входящих в такие двойные
системы (по разным оценкам напряженность

176
АСТРОФИЗИКА
поля составляет 107-108 Э), однако детальные
объяснения пока отсутствуют.
Таким образом, сильные магнитные поля
компактных звезд практически во всех
случаях приводят к необычным наблюдательным
проявлениям. Компактные звезды оказались
своеобразной физической лабораторией, в
которой в соответствии или вопреки построенным
физическим теориям разыгрываются
процессы, принципиально невозможные в земных
условиях. Открытие таких магнитных полей
вызвало новый подъем деятельности физиков
в области исследования физических процессов,
протекающих в сильных магнитных полях.
Черные дыры в двойных системах
Выдающимся достижением рентгеновской
астрономии явилось открытие черных дыр в
двойных системах (точнее, следует говорить о
кандидатах в черные дыры).
Характер аккреции плазмы с поверхности
оптического компонента на черную дыру
отличается от случая нейтронной звезды,
так как- у черной дыры не может быть ни
сильного магнитного поля, ни твердой
поверхности. Поэтому рентгеновское излучение
аккрецирующей черной дыры никогда не будет
пульсировать. Однако решающим аргументом,
конечно, является определение массы
компактного объекта, например, по кривой лучевых
скоростей оптического компонента (подробнее
об этом см. статью А.М. Черепащука "Черные
дыры в двойных звездных системах" в этом
томе).
До самого последнего времени наиболее
надежным кандидатом в черные дыры считался
объект Лебедь Х-1 (Cyg Х-1). Это мощный
источник рентгеновского излучения с довольно
жестким спектром. Его излучение
представляет собой нерегулярную последовательность
во времени импульсов различной мощности
и длительности (вплоть до миллисекунд). В
оптическом диапазоне объект отождествлен с
голубым сверхгигантом — звездой HDE 226868.
Ее спектральные линии смещаются
относительно своих средних положений вследствие
эффекта Доплера с орбитальным периодом
Р = 5,6 суток. По кривой лучевых скоростей
можно установить нижнюю границу массы
невидимого объекта: Мх > ЮМ©. Это и есть
главный наблюдательный аргумент в пользу
существования черной дыры в этой двойной
системе.
В последнее время найдены и другие
кандидаты в черные дыры: это рентгеновский
источник в Большом Магеллановом Облаке
(LMC Х-3) и рентгеновская новая V404 Лебедя
(V404 Cyg). Вычисленные массы компактных
звезд — источников рентгеновского излучения
оказались выше значения ЗМ0, которое
принято считать предельным значением для массы
нейтронной звезды. Поэтому они с большой
степенью достоверности являются черными
дырами.
Внегалактические источники
рентгеновского излучения
Источниками рентгеновского излучения
являются также галактики: нормальные,
радиогалактики, квазары и сейфертовские
галактики. Современная рентгеновская астрономия
достигла такого высокого уровня углового
разрешения, который позволяет выделять
отдельные (дискретные) источники внутри
ближайших к нам галактик.
Наблюдения, полученные с борта
специализированной космической обсерватории
ЭЙНШТЕЙН, показали, что рентгеновское
излучение нормальных галактик представляет
собой в основном совокупность дискретных
источников, подобных тем, что наблюдаются
в нашей Галактике. Так, рентгеновское
излучение одного из ближайших к нам соседей —
галактики М 31 является суммарным
излучением примерно 80 дискретных источников со
средней светимостью Lx ~ 1037 эрг/с.
Что касается мощных радиогалактик,
таких, как, например, М 87, то в них источниками
излучения являются довольно протяженные
области, примерно совпадающие по размерам
с областями радиоизлучения. Кроме того,
есть данные, свидетельствующие о корреляции
рентгеновского и радиопотоков. Поэтому
считается, что рентгеновское излучение
радиогалактик образуется в результате обратного компто-
новского рассеяния (называемого "обратный
комптон-эффект") радиофотонов на тех же
самых релятивистских электронах, которые
обеспечивают наблюдаемые радиопотоки в
результате синхротронного излучения.
Самым интересным событием явилось
открытие мощного рентгеновского излучения
квазаров и ядер активных галактик.
Каталог космической обсерватории ЭЙНШТЕЙН
насчитывает более 3000 дискретных
рентгеновских источников. Предполагают, что это
квазары, но оптически они пока не
отождествлены. Рентгеновские светимости квазаров
и ядер сейфертовских галактик в
энергетическом интервале 0,5-4,5 кэВ лежат в
пределах 1043-1047 эрг/с. Переменность потоков в
рентгеновском диапазоне, свойственная этим
объектам, оказалась более быстрой (~ 10 000
секунд у сейфертовских галактик, и даже
~100 секунд у квазаров), чем переменность
их оптического излучения (~30 суток). Такая
быстрая переменность позволяет оценить
характерные размеры области излучения как
Rx ~ 1013-1014 см. Исключительная
компактность галактических ядер, а также их высокая
энергетика в рентгеновском диапазоне, которая
может быть объяснена только механизмом

НЕБО В РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧАХ
177
аккреции межгалактического газа и вещества
звезд на сверхмассивный объект, позволяют
предполагать, что галактические ядра
являются сверхмассивными черными дырами.
Выдающимся достижением рентгеновской
астрономии стало открытие протяженных
источников рентгеновского излучения в
скоплениях галактик. Самые мощные из них —
скопления в созвездиях Волосы Вероники, Персей
и Дева. Характерные размеры протяженных
источников составляют 0,1-1 мегапарсек, а их
светимость лежит в пределах 1043-1045 эрг/с.
Детальное исследование их спектров показало,
что источником излучения является
горячий межгалактический газ с температурой
107-108 К, захваченный гравитационным полем
скопления. Центральной здесь является
проблема происхождения этого газа — является
ли он реликтовым (то есть остался ли он
еще от эпохи первичного нуклеосинтеза —
эпохи рождения современного нам вещества)
или он имеет галактическое происхождение,
то есть выброшен из галактик путем того или
иного механизма (например, с помощью
"галактического ветра"). Критическим тестом для
решения этой проблемы является определение
отношения Fe/H, свойственного данному
скоплению. Количество железа можно определить
по интенсивности высокоионизованных линий
железа Fe XXV и Fe XXVI. Оказалось, что
величина этого отношения близка к значению,
характерному для нормальных галактик. Это
свидетельствует о том, что горячий газ внутри
скоплений несомненно имеет галактическое
происхождение.
Литература
1. Шкловский И.С. Звезды, их рождение, жизнь
и смерть. М.: Наука, 1984.
2. Липунов В.М. Астрофизика нейтронных
звезд. М.: Наука, 1986.

В. в. Железняков
ОТ ПЛАЗМЫ СОЛНЕЧНОЙ КОРОНЫ К ПЛАЗМЕ
НА НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗДАХ
Циклотронный механизм излучения
астрофизической плазмы
Несколько десятилетий в астрофизике
широко используется для интерпретации
наблюдений в радио-, оптическом и рентгеновском
диапазонах магнитотормозное излучение
релятивистских электронов. Это излучение,
возникающее при движении электронов в магнитном
поле, называют (в зависимости от величины
отношения кинетической энергии электрона
Е к его энергии покоя тс2) циклотронным
при Ё <С гас2, гиросинхротронным при Е = тс2
и синхротронным при Е ^> тс2. Особенно
известен синхротронный механизм излучения,
который предложен К. Киппенхойером для
объяснения космического радиоизлучения и
получил глубокое развитие в работах советских
теоретиков В.Л. Гинзбурга и И.С. Шкловского.
Характерная циклическая частота,
соответствующая максимуму спектра синхротрон-
ного излучения, ш га (Ов{Е/(тс2))2, за счет
больших значений релятивистского фактора
Е/(тс2) ^> 1 может стать много больше
электронной гирочастоты (Ов = еВ/(тс) (здесь е —
заряд электрона, В — индукция магнитного
поля). Поэтому с помощью синхротронного
механизма оказалось возможным объяснить
появление высокочастотного излучения в
объектах, имеющих весьма слабые магнитные
поля: излучения далеких радиогалактик,
нетеплового излучения нашей Галактики, остатков
вспышек сверхновых звезд. Этот механизм
эффективно действует в знаменитой Крабовидной
туманности — остатке сверхновой 1054 года,
создавая в ней наблюдаемое радио-, оптическое
и рентгеновское излучение. Синхротронный
механизм действует и в сильных магнитных
полях. Так, например, оптическое и
рентгеновское излучение пульсара в Крабовидной
туманности, по всей вероятности, представляет
собой синхротронное излучение
релятивистских электронов в мощном магнитном поле
нейтронной звезды — пульсара.
Наряду с синхротронным, в последнее
время все большее значение в астрофизике
приобретает циклотронный механизм излучения
нерелятивистских электронов со скоростями,
малыми по сравнению со скоростью света с.
Такие электроны вращаются в магнитном поле
с частотой (ив и дают излучение на частотах,
близких к гирочастоте и ее гармоникам,
со га 5С0б, s = 1,2,3,... В одном и том же
магнитном поле частота циклотронного излучения
много меньше, чем частота синхротронного
излучения. Поэтому циклотронное излучение
может попадать в радио-, оптическую либо
рентгеновскую часть спектра лишь за счет
высоких значений магнитного поля в
источниках излучения. Последнее условие сразу же
указывает набор объектов, в которых может
эффективно действовать циклотронный
механизм излучения — это объекты, обладающие
сильным магнитным полем. Так, в активных
областях солнечной короны и на магнитных
Ар-звездах, где величина индукции магнитного
поля В достигает 102~104 Гс, частота сс>?
находится в радиодиапазоне. На магнитных белых
карликах (полярах), где поле достигает величин
107-109 Гс, циклотронные эффекты
проявляются в инфракрасном (ИК), оптическом и
ультрафиолетовом (УФ) диапазонах. Наконец,
на нейтронных звездах с В = 1011—1013 Гс эти
эффекты будут характерны для рентгеновской
части спектра.
Увеличение магнитного поля на десять
порядков при рассмотрении циклотронного
эффекта на различных астрономических
объектах (Солнце — белый карлик — нейтронные
звезды) меняет характер взаимодействия
излучения с плазмой на циклотронных частотах,
которое влияет на наблюдаемые спектры
излучения объектов.
Многообразие циклотронных эффектов в
астрофизических объектах зависит главным
образом от значений трех параметров:
индукции магнитного поля В, концентрации
плазмы N и ее температуры Т. Эти параметры
определяют два вида критериев,
устанавливающих характер взаимодействия циклотронного
излучения с плазмой.
К первому типу относятся критерии,
определяющие распространение
циклотронного излучения в плазме с магнитным полем.
В такой плазме на любой частоте могут
существовать электромагнитные волны двух
видов — обыкновенные и необыкновенные
(их называют также нормальными волнами
или модами). Они отличаются друг от друга
скоростью распространения и поляризацией
(то есть характером изменения электрического
и магнитного полей в каждой точке
пространства), от которой, в свою очередь, зависит
эффективность взаимодействия излучения с
плазмой.
Мощность циклотронного излучения в
пустоте меняется примерно как р s~ начиная
с первой гармоники (здесь Р — отношение
скорости электрона к скорости света с, Р = 0)/с).
В достаточно плотной плазме, для
которой выполнен критерий со2 > со^Рт

ОТ ПЛАЗМЫ СОЛНЕЧНОЙ КОРОНЫ К ПЛАЗМЕ НА НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗДАХ
179
(сор = (47ie2iV/ra)0'5—плазменная частота, (Зт —
отношение тепловой скорости электронов к
скорости света), нормальные волны
эллиптически поляризованы, причем необыкновенная
мода на первой гармонике, как и обыкновенная,
взаимодействует с плазмой очень слабо.
Поэтому в плотной плазме имеет место эффект
депрессии излучения на первой гармонике:
циклотронное излучение на частоте сов в $ раз
слабее, нежели в пустоте. На высших
гармониках эффективность циклотронного излучения
и поглощения по-прежнему убывает примерно
P2s—2
т
Если концентрация плазмы относительно
низка, а индукция магнитного поля достаточно
велика, то выполняется критерий разреженной
плазмы: со? < со|Рт.
В разреженной плазме поляризация
нормальных волн меняется, эффект депрессии
исчезает и необыкновенная мода на первой
гармонике наиболее сильно взаимодействует с
плазмой.
Наконец, в сверхсильных магнитных
полях, близких к критическому значению
Дсрит ~ 4 • 1013 Гс, для которого Н(Ов — mc2 (h —
постоянная Планка), даже вакуум приобретает
специфические свойства и становится похожим
на анизотропный кристалл — он поляризуется
и намагничивается. В такой необычной среде,
как в настоящем кристалле, также
существуют обыкновенные и необыкновенные волны.
Моды намагниченного вакуума линейно
поляризованы. Такая поляризация нормальных
волн сохраняется и в присутствии
разреженной плазмы при условии
^_«J_f!_^. (1)
В этом случае эффективность циклотронного
взаимодействия обеих мод с плазмой примерно
одинакова.
Характер элементарных процессов
циклотронного излучения и поглощения в плазме
определяется другим критерием. Эти процессы
целиком зависят от распределения
излучающих частиц (электронов) по скоростям (прежде
всего поперечным по отношению к магнитному
полю), которое устанавливается в основном
под действием двух факторов: столкновений
между частицами и излучения. Поскольку
эффективность циклотронного взаимодействия
излучения с плазмой быстро падает с ростом
номера гармоники, наиболее сильное влияние
на распределение электронов по скоростям
оказывает излучение на гирочастоте (точнее,
та его компонента, которая в соответствии
с вышеприведенными критериями в тех или
иных условиях взаимодействует с плазмой
лучше всего).
Если выполнено неравенство t± > tCT, где
t±_ — время циклотронного высвечивания
энергии электрона в поперечном направлении,
a tCT — время свободного пробега
электрона между столкновениями, то реализуется
случай столкновительной плазмы. За счет
частых столкновений функция
распределения электронов поддерживается равновесной
(максвелловской) с некоторой температурой,
не зависящей от излучения на гирочастоте. За
поглощением излучения на первой гармонике
практически всегда следует столкновение,
в результате которого энергия передается
в тепловое движение плазмы. Возможен и
обратный процесс — испускание излучения
после столкновительного возбуждения электрона.
При этом излучаемая энергия черпается из
теплового движения электронов.
Перенос излучения в протяженной области
столкновительной плазмы зависит от ее
оптической толщины т — отношения линейного
размера области к длине пробега кванта
излучения. Если плазма оптически толстая,
т ^> 1, то все падающее извне излучение
поглощается, а интенсивность J© собственного
излучения, испускаемого плазмой в каждой
моде, совпадает с интенсивностью излучения
абсолютно черного тела До(Т) с температурой,
равной кинетической температуре плазмы Т:
/со к До(Г) = Йсо3(4с2713)-1(е/1а)//гТ - I)"1.
Здесь со — частота излучения, & — постоянная
Больцмана. Приведенная формула,
называемая законом Планка, записана для случая,
когда показатель преломления
электромагнитных волн близок к единице. В противоположном
предельном случае оптически тонкого
источника, т <? 1, падающее излучение проходит
через плазму практически без поглощения;
интенсивность собственного излучения плазмы
в этом случае 1^ <^ В^Т).
В случае бесстолкновительной плазмы,
t± <С tCT, поперечное распределение электронов
по скоростям устанавливается в результате
процессов поглощения и испускания
циклотронного излучения на первой гармонике,
цепочка которых лишь изредка прерывается
столкновениями. Теперь уже поперечная
температура Т± определяется не столкновениями,
а интенсивностью излучения на первой
гармонике. Основным радиационным процессом
в таком случае является резонансное
циклотронное рассеяние на первой гармонике,
которое составляют последовательные процессы
поглощения и испускания; при этом меняется
направление распространения излучения и его
частота. Лишь изредка поглощенный фотон
гибнет за счет столкновения,
перехватывающего энергию возбужденного электрона; доля
таких случаев (равно как и обратных процессов
рождения фотонов за счет столкновительного
возбуждения) составляет 8 = t±/tCT <С 1.
Влияние высших гармоник на поперечное
распределение электронов по скоростям пренебрежимо

180
АСТРОФИЗИКА
мало. Они взаимодействуют с плазмой
посредством истинного поглощения и испускания при
заданной температуре Т±.
Перенос циклотронного излучения в
однородном слое бесстолкновительной плазмы
с сильным рассеянием на гирочастоте можно
наглядно представить как случайные
блуждания фотонов. Пройдя расстояние, для которого
т « 1, фотон первой гармоники рассеивается
и начинает двигаться в другом
направлении; испытав примерно е-1 рассеяний, он
гибнет в результате истинного поглощения.
Расстояние, пройденное фотоном за время
случайных блужданий, зависит от числа шагов
~ е-0,5
П
как п0'5. Поэтому величина ъ
терм
Циклотронное излучение из
активных областей на Солнце
Астрофизические аспекты применения
циклотронного механизма для объяснения
астрономических явлений стали обсуждаться
в начале б 0-х годов в связи с обнаружением
дециметрового радиоизлучения Юпитера, а
также с целью объяснить происхождение
спорадического радиоизлучения Солнца. Первая
гипотеза нуждалась в магнитных полях около
1000 Гс. В те годы величина магнитного поля
Юпитера была неизвестна. Позднее прямыми
измерениями было установлено, что
магнитное поле Юпитера составляет лишь десятки
гаусс. Это обстоятельство сделало нереальным
предположение о циклотронном механизме
дециметрового излучения Юпитера. Вполне
возможно, однако, что более низкочастотное
(декаметровое) радиоизлучение Юпитера в
конечном счете обусловлено циклотронным
механизмом; однако детальная картина
процессов генерации декаметрового радиоизлучения
остается неясной.
Первое успешное применение в
астрофизике циклотронный механизм нашел в
теории медленно меняющейся компоненты (s-
компоненты) солнечного радиоизлучения. Эта
компонента излучается из активных областей
нижней короны и хромосферы, связанных с
солнечными пятнами1. Согласно теории,
микроволновое излучение с длиной волны А, « 1-30 см
представляет собой циклотронное излучение
на низших гармониках гирочастоты. Оно
возникает в неоднородном магнитном поле над
солнечными пятнами в гирорезонансных слоях,
где со = 2кс/Х « cgb/s (подробнее см. статью
В.В. Железнякова "Радиационные дисконы" в
этом томе). Слои, соответствующие высоким
гармоникам при фиксированной частоте со,
лежат выше, в области более слабого магнитного
поля (см. рис. 1). С увеличением частоты вся
система гирорезонансных слоев перемещается
вниз, к солнечной фотосфере, где магнитное
поле сильнее.
Плазма в активной области над пятном —
плотная и столкновительная. Поглощение
циклотронного излучения при прохождении сквозь
гирорезонансный слой характеризуется
оптической толщиной х8. В конкретных условиях
солнечной короны и хромосферы xs > 1 для
низких гармоник с s = 1,2,3 на
необыкновенных волнах и 5 = 1,2 на обыкновенных волнах.
Напротив, слои с большими значениями s,
1 Напомним, что атмосферу Солнца условно можно разделить на фотосферу с температурой Тф0Т « 6000 К, от которой на
Землю приходит оптическое излучение в непрерывном спектре; хромосферу, расположенную на несколько тысяч километров
выше фотосферы, где формируется линейчатый спектр Солнца, и, наконец, корону — самую разреженную и горячую
часть солнечной атмосферы. Температура короны составляет около миллиона градусов. Повышение температуры плазмы от
хромосферных до корональных значений происходит в относительно узком переходном слое. Солнечная плазма пронизана
магнитными полями. Иногда на фоне яркого солнечного диска наблюдаются темные пятна — участки фотосферы, где из
глубины Солнца наружу выходят сильные магнитные поля. Магнитное поле отдельного пятна напоминает поле вблизи
конца стержневого магнита, если считать, что он находится под поверхностью Солнца и край его располагается на уровне
фотосферы.
соответствует оптической толщине, на
которой происходит термализация излучения —
истинное поглощение фотонов с передачей
их энергии в тепловое движение плазмы и
обратный процесс теплового излучения. Если
рассеивающий слой оптически тонкий, т <^С 1,
то его влияние на излучение пренебрежимо
мало. Если 1 <^С т <С ттерм, то термализацию
можно не учитывать. Проходя через такой
слой, излучение ослабляется за счет рассеяния
примерно в т раз. Наконец, если т ^> ттерМ) то
все падающее излучение поглощается
плазмой, а интенсивность выходящего излучения
?+0'5 До(Т) зависит только от параметров самой
плазмы.
Излучение на высших гармониках и в той
моде первой гармоники, которая слабо
взаимодействует с плазмой, переносится так же, как в
столкновительной плазме с температурой Т±.
Бесстолкновительная плазма в
намагниченном вакууме отличается от рассмотренных
случаев тем, что излучение в обеих модах
на первой гармонике существенно влияет
на поперечную температуру электронов. Это
приводит к своеобразному эффекту конверсии
мод, когда, например, поглощение
обыкновенного излучения сопровождается испусканием
необыкновенного, так что при рассеянии
энергия передается от одной нормальной волны
к другой. Приведенный выше качественный
анализ позволит понять особенности действия
циклотронного механизма излучения в
различных астрофизических объектах.

ОТ ПЛАЗМЫ СОЛНЕЧНОЙ КОРОНЫ К ПЛАЗМЕ НА НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗДАХ
181
Рис. 1. Расположение гирорезонансных слоев в активной
области на Солнце
как правило, прозрачны для радиоволн (xs «С 1);
слабо поглощая и излучая, они не дают
заметного вклада в наблюдаемое радиоизлучение.
Модель оптически толстых
гирорезонансных слоев над солнечными пятнами лежит
в основе теории, дающей единое
объяснение спектра, поляризации и распределения
"радиояркости" по источнику s-компоненты.
Такие слои полностью поглощают все
радиоизлучение, которое подходит к ним снизу, со
стороны Солнца, и испускают равновесное
излучение с температурой, равной кинетической
температуре плазмы в гирорезонансном слое.
Его спектральная интенсивность (в области
частот Л,со «С кТ) определяется законом Рэлея-
Джинса:
/e«Bffl(T)*^-|^. (2)
4 пйсг
На низких частотах со < сотах, для
которых эффективно излучающие слои s = 2 и 3
находятся в горячей короне с температурой
Г « 106 К, интенсивность 1<» « ВЮ(Г) ос со2Г и
убывает по мере уменьшения частоты. В
области со > сОщах гирорезонансные слои
опускаются в хромосферу. Этот переход
сопровождается резким уменьшением кинетической
температуры Т в излучающих слоях.
Соответственно убывает и величина 1^ « #Ш(Т) ос ш2Т,
несмотря на рост со2. В результате частотный
спектр циклотронного излучения над
пятном /со (со) имеет максимум на частоте сотах
(разной для разных типов волн); именно на
этой частоте эффективно излучающие слои
5 = 2 (для обыкновенной волны) и s = 3 (для
необыкновенной волны) пересекают границу
между фотосферой и короной. Излучение из
лежащих ниже гирорезонансных слоев сильно
поглощается в указанных слоях s = 2 и 3 и
не может наблюдаться на Земле. Заметим,
что по величине сотах в спектре наблюдаемого
излучения локальных источников на Солнце
можно судить о величине магнитного поля на
границе между короной и хромосферой.
Что касается поляризации циклотронного
излучения, то она появляется в диапазоне
со > сотах и отсутствует на частотах со < сотах.
На низких частотах слои 5 = 2 и 3,
ответственные за излучение обыкновенных и
необыкновенных волн, наблюдаемых с Земли,
располагаются высоко — в короне — с более
или менее однородным распределением
температуры. Поэтому интенсивность излучения
из обоих слоев одинакова, то есть излучение
неполяризовано. На высоких частотах
гирорезонансные слои 5 = 2 и 3 опускаются вниз,
в переходную область между хромосферой и
короной, где температура резко меняется с
высотой. Разность температур в слоях s = 2 и 3
приводит к сравнительно сильной поляризации
циклотронного излучения с преобладанием
необыкновенной компоненты, которая
испускается из более высоко расположенного слоя
5 = 3, где температура плазмы выше.
Такой характер частотного спектра и
поляризации 5-компоненты подтверждается
многочисленными наблюдениями. Развитая теория
позволила предсказать такие тонкие эффекты,
как обнаруженное впоследствии уменьшение
интенсивности излучения в середине
солнечного пятна. Вскоре после разработки теории
циклотронного излучения 5-компоненты были
зарегистрированы сравнительно высокие
значения магнитных полей на границе между
хромосферой и короной, полученные по величине
ютах в наблюдаемых спектрах 5-компоненты,
и сделан вывод о прогреве хромосферы
над солнечными пятнами и соответствующем
опускании вниз указанной границы. В
настоящее время теория циклотронного
излучения широко используется для получения
информации о распределении температуры
и магнитных полей в активных областях
солнечной короны и верхней хромосферы по
данным наблюдений локальных источников.
Такие наблюдения ведутся, например, в России
на телескопе РАТАН-600 и в США с помощью
антенной системы VLA. Сопоставление
теории с результатами наблюдений облегчается
благодаря детальным расчетам характеристик
циклотронного и тормозного излучения для
различных моделей активных областей над
пятнами и флоккулами.
Теория теплового циклотронного
излучения, развитая в применении к Солнцу,
используется (без существенных изменений)
и для объяснения радиоизлучения
вспыхивающих звезд типа UV Кита в период
отсутствия вспышек. Это излучение по аналогии с
5-компонентой на Солнце объясняется как
циклотронное излучение электронов в магнитном
поле звездных пятен.

182
АСТРОФИЗИКА
3 б
Fvx10~25 эрг • см-2 • с-1 • Гц"1
G 240-72 GD 229
1,00
14,0 6000 к
0,75
14,8 0,50
0,25
15,6
1,2 2,0 2,8 1Д ° 2000 4000 6000 8000 К А
Рис. 2. Спектры оптического излучения магнитных белых карликов G 240-72 и GD 229
Полосы циклотронного поглощения
и излучения в спектрах магнитных
белых карликов
По величине магнитного поля (до 107-
109 Гс) магнитные белые карлики (поляры)
занимают промежуточное положение между
магнитными Ар-звездами (с полями 103~104 Гс)
и нейтронными звездами. В таких полях
циклотронные частоты лежат в инфракрасном (ИК),
оптическом или даже ультрафиолетовом (УФ)
диапазонах. Неудивительно поэтому, что
обнаруженные в спектрах некоторых магнитных
белых карликов сильные линии и полосы
поглощения (рис. 2) сразу же были связаны
с циклотронными эффектами. К тому же
у звезд типа магнитных белых карликов
было открыто рентгеновское излучение, что
указывает на присутствие в окрестности этих
звезд горячей плазмы с температурой Т,
достигающей 106—107 К (как у большинства
известных звезд с корональным излучением и
у солнечной короны).
Благодаря большой силе тяжести на
поверхности белого карлика корональная плазма
прижата к звезде, окружая ее тонким слоем
высотой не более нескольких десятков
километров. Если электронная концентрация N в этом
слое превышает 1014-1015см~3, то свойства
плазмы на белых карликах, обладающих
магнитными полями 107—108 Гс, ничем не
отличаются от плазмы в солнечной короне и коронах
Ар-звезд. Процессы циклотронного излучения
и поглощения анализируются в этих условиях
достаточно просто, поскольку благодаря
частым столкновениям между частицами
распределение излучающих электронов по скоростям
сохраняется изотропным максвелловским. В
спектрах звезд на гармониках, для которых
плазма оптически толстая, возникают полосы
в излучении, где интенсивность поднимается
от фотосферной 7^от « До(Тф0т)с температурой
Тфот ~ 20 000 — 50 000 К до уровня теплового
излучения короны B^(T) с температурой
Т ^> Тфот- Ширина полос определяется
неоднородностью магнитного поля по поверхности
звезды. Если, например, магнитное поле звезды
совпадает с полем магнитного диполя,
расположенного в его центре, то индукция магнитного
поля уменьшается вдвое от магнитного полюса
к экватору звезды.
Ситуация становится иной, если корона
магнитного белого карлика более разрежена
(N < 1014—1015 см-3) и в ней реализуется
бесстолкновительный режим. Сильное
циклотронное рассеяние в этом случае приводит к
резкой анизотропии температур: поперечная
по отношению к магнитному полю температура
Tj_ может стать много меньше продольной
температуры Гц и опуститься даже ниже
температуры фотосферы. Такой случай
реализуется, если собственное излучение корональной
плазмы достаточно мало.
Присутствие "холодной" по поперечным
скоростям плазмы, окружающей белый карлик,
объясняет появление в спектре непрерывного
излучения его фотосферы провалов,
соответствующих циклотронным линиям в
поглощении. Поскольку магнитное поле неоднородно по
поверхности звезды, эти линии размазываются
в довольно широкие полосы. Если же
оптическая толщина короны достаточно велика,
циклотронное излучение бесстолкновительной
короны может наблюдаться и в виде избытка
над уровнем интенсивности фотосферы. Так,
например, циклотронное излучение горячей
корональной плазмы вокруг магнитного белого
карлика GR 290 с индукцией В « 2,5 • 107 Гс
и Тфот ~ 5,7 • 103 К должно проявляться в виде
эмиссионной полосы в ИК-диапазоне, куда
попадает гирочастота уже при плотностях

ОТ ПЛАЗМЫ СОЛНЕЧНОЙ КОРОНЫ К ПЛАЗМЕ НА НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗДАХ
183
плазмы N > 1011 см-3. Рентгеновское
излучение столь разреженной короны лежит далеко
за пределами порога чувствительности
существующих (и даже строящихся) рентгеновских
телескопов. Таким образом, циклотронное
излучение оказывается уникальным по
эффективности индикатором плотности плазмы на
магнитных белых карликах.
Помимо сравнительно тонких корон,
структура которых определяется силами тяжести и
газокинетического давления, на горячих
магнитных белых карликах могут формироваться
протяженные (с размером порядка радиуса
звезды) плазменные оболочки,
поддерживаемые силой давления излучения фотосферы
на циклотронной частоте — радиационные
дисконы (см. статью В.В. Железнякова
"Радиационные дисконы" в этом томе). Исследования
показали, что в случае, который реализуется
на дисконах, гирорезонансный слой на первой
гармонике пропускает примерно половину
излучения в необыкновенной моде, эффективно
взаимодействующей с плазмой, в то время как
обыкновенная компонента беспрепятственно
проходит плазменный слой. В результате в
спектре дискона формируется полоса в
поглощении на уровне около 75 % от интенсивности
излучения фотосферы. Возможно, именно так
возникают полосы депрессии в УФ-спектрах
белых карликов с сильным магнитным полем
GD 229, PG 1031+234 и GrW+70°8247 —
кандидатов в радиационные дисконы.
Более детальные заключения о плотности
плазмы вокруг магнитных белых карликов
и о характере ее распределения по
поверхности звезды можно получить, сопоставляя
наблюдаемые инфракрасные, оптические и
ультрафиолетовые спектры с результатами
строгих расчетов на основе развитой
теории взаимодействия излучения с плазмой в
сильных магнитных полях. Успеха в этом
направлении можно достичь совершенствуя
как методы расчета циклотронных спектров,
так и модели атмосфер магнитных белых
карликов.
Циклотронные линии в спектрах
рентгеновских пульсаров и
источников гамма-всплесков
Общепринято представление о том, что
рентгеновские пульсары связаны с
нейтронными звездами. Аргументом в пользу такой связи
для рентгеновских пульсаров служит малый
период следования импульсов излучения и
исключительно высокие значения индукции
магнитного поля В в источнике, характерные
для нейтронных звезд. Конкретные значения
Вй4- 1012 и 2 • 1012 Гс были определены по
частотам циклотронных линий рентгеновских
пульсаров Геркулес Х-1 и 4U 0115-69. Один
из примеров таких спектров представлен на
рис. 3. Гипотеза о наличии циклотронных
особенностей в спектрах рентгеновских пульсаров
была выдвинута советскими астрофизиками
Ю.Н. Гнединым и Р.А. Сюняевым еще до
обнаружения таких линий в спектрах излучения
рентгеновских пульсаров.
FE> см"2 • с"1 • КэВ"1
ю-2
Е~1ехр(-Е/7,9 КэВ)
ю-3 /
КГ4
10"5
101 102 103Е, КэВ
Рис. 3. Спектр рентгеновского пульсара Геркулес Х-1
Нейтронные звезды — рентгеновские
пульсары — входят в состав двойных систем. Вторая
компонента такой системы служит
источником вещества, поступающего на поверхность
нейтронной звезды. Сильное магнитное поле
направляет поток вещества на магнитные
полюса. Там образуются горячие полярные
пятна, состоящие из плазмы, разогретой до
температуры Т « 108 К. Она и служит
источником рентгеновского излучения, которое при
наблюдении из Солнечной системы приобретает
пульсирующий характер вследствие вращения
нейтронной звезды.
Если короны обычных звезд и белых
карликов заполнены классической плазмой,
то на нейтронных звездах из-за высоких
значений магнитных полей плазма может стать
квантованной: в такой плазме Н&в > кТ±, а сам
вакуум приобретает отчетливо выраженный
поляризованный и намагниченный характер.
В горячей плазме на нейтронных звездах
вследствие весьма редких столкновений между
частицами переходы электронов с одного
уровня Ландау на другой носят в основном
радиационный характер. При этом поглощение

184
АСТРОФИЗИКА
кванта to « Н(Ов электроном (с переходом на
более высокий уровень энергии)
сопровождается обратным переходом в прежнее состояние,
как правило, с излучением кванта /гсо, но
уже в другом направлении. В целом эти
два радиационных перехода можно трактовать
как циклотронное рассеяние в линии со « (Ов-
Вдали от гирочастоты рассеяние становится
нерезонансным (томсоновским).
Предположение о ключевой роли
рассеяния в формировании спектров рентгеновских
пульсаров легло в основу модели
изотермического горячего пятна, объясняющей появление
циклотронных линий. В этом случае
концентрация плазмы меняется по барометрическому
закону N ос ехр(—Н/Но) с приведенной высотой
Я0 « 100 см (для Г « 108 К). Как показывает
анализ, интенсивность циклотронного излуче-
1 /3
ния из такой атмосферы есть 1^ « Мв' В^Т),
где параметр Мв = е/т <С 1, то есть она мала
по сравнению с равновесной интенсивностью
БЮ(Т). На частотах вдали от гирочастоты сов
рассеяние излучения перестает быть
резонансным и его эффективность сильно уменьшается.
При этом величина соответствующего
параметра Мт, который определяется относительно
высокой ролью тормозного поглощения (за счет
столкновений между частицами) по сравнению
с нерезонансным рассеянием, резко возрастает
(Мв <^С Мт <С 1). Поэтому в выходящем
излучении на фоне непрерывного спектра, уже
ослабленного вследствие томсоновского рассеяния,
возникает циклотронная линия в поглощении.
Отметим, что величина температуры плазмы
Г« 108 К в рассматриваемой модели
рентгеновского пульсара выбирается так, чтобы
форма теоретического спектра излучения в
континууме соответствовала наблюдаемому.
Космические гамма-всплески
Важнейшими в понимании природы
всплесков являются тип их источника и расстояние
до него. Во второй половине 80-х годов
детекторами гамма-всплесков на японском спутнике
ГИНГА зарегистрированы три случая, когда в
спектрах всплесков наблюдались две линии в
поглощении на кратных частотах. Они сразу
же были интерпретированы как циклотронные
линии на первой и второй гармониках
гирочастоты в магнитном поле В « 2 • 1012 Гс. Такое
объяснение связывало источники всплесков с
магнитными нейтронными звездами. Уровень
излучения на второй и более высоких
гармониках зависит от интенсивности излучения на
гирочастоте. Это дает возможность рассчитать
абсолютное значение уровня излучения в
источнике. Сравнивая его с наблюдаемым,
можно определить расстояние до источника.
Согласно расчетам, источники всплесков,
зарегистрированные спутником ГИНГА, должны
располагаться в диске нашей Галактики.
Заключение
История исследований циклотронного
механизма излучения, введенного в астрофизику
более 30 лет назад, наглядно
демонстрирует ту важную роль, которую он играет в
космических объектах с сильным магнитным
полем. Изучение циклотронных процессов на
Солнце позволило разработать теорию
микроволнового излучения локальных источников,
которая широко применяется в настоящее
время для объяснения радиоастрономических
наблюдений и для получения сведений о
температуре и магнитных полях в активных
областях солнечной короны и хромосферы,
а также указать на реальную возможность
регистрации циклотронных линий в спектре
солнечного радиоизлучения. В последние годы
предложено объяснение циклотронных линий
и полос, обнаруженных в оптических спектрах
магнитных белых карликов, основанное на
анализе взаимодействия излучения с горячей
плазмой на этих звездах. В процессе такого
анализа была развита теория их корон,
состоящих из бесстолкновительной плазмы с
резкой анизотропией температур. В рамках
простых моделей излучающей области были
установлены также причины формирования
циклотронных линий в спектрах рентгеновских
пульсаров и линий на кратных частотах в
спектрах космических гамма-всплесков (если
последние генерируются на нейтронных
звездах). Вместе с тем астрофизические
приложения циклотронного механизма стимулировали
развитие теории циклотронного излучения,
поглощения и рассеяния для весьма
разнообразных условий. Они также привели к
обнаружению и исследованию новых
электромагнитных неустойчивостей в плазме, которые
широко используются в солнечной
радиоастрономии. В целом исследования циклотронного
механизма привели к пониманию наблюдаемых
характеристик частотных спектров
излучения широкого класса объектов, начиная с
классической плазмы солнечной короны и
кончая электронно-позитронной плазмой в
намагниченном вакууме на нейтронных звездах.
Они открыли также реальные перспективы
для дальнейшего исследования космических
объектов по их циклотронному излучению.
Литература
1. Железняков В.В. Излучение в
астрофизической плазме. М.: Янус-К, 1997.
2. Железняков В.В. Радиоизлучение Солнца и
планет. М.: Наука, 1964.

Г.Е. Кочаров
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ПАЛЕОАСТРОФИЗИКА
Введение
Экспериментальная палеоастрофизика —
это область науки, охватывающая совокупность
астрофизических явлений, сигналы от которых
достигли Солнечной системы до возникновения
инструментальной астрономии, начавшейся с
момента создания Галилеем зрительной
трубы; возраст инструментальной астрономии не
превышает 400 лет, что значительно меньше
продолжительности существования земной
цивилизации и, конечно же, меньше миллионов и
миллиардов лет — возраста нашей Галактики
и Вселенной в целом.
Известно, что на Земле существуют
естественные архивы космических частиц и
излучений, имеющих хорошую память об
астрономических явлениях на большой шкале времени
в прошлом. Это кольца деревьев, кораллы,
полярный лед, донные отложения морей и
океанов, сталактиты и т. д. Космические лучи,
генерируемые естественными ускорителями
частиц в космосе, непрерывно бомбардируют
земную атмосферу, инициируя различные
ядерные реакции. В них образуются
радиоактивные ядра, такие, как 14С и 10Ве. 14С —
один из радиоактивных изотопов углерода, с
периодом полураспада 5730 лет. 10Ве тоже
радиоактивный изотоп с периодом 1,5 млн лет.
Генерируемый космическими лучами
радиоуглерод окисляется до 14СОг и вместе с
обычным углекислым газом участвует во всех
природных процессах: поглощается
растениями и соответственно попадает в организмы
животных и людей. Наиболее удобным объектом
для исследований являются кольца деревьев.
Концентрация радиоуглерода в кольце
пропорциональна интенсивности космических лучей в
год роста этого кольца. Таким образом, измерив
содержание радиоуглерода в кольце дерева,
можно вычислить интенсивность космических
лучей в тот год. Это позволяет восстановить
интенсивность космических лучей в прошлом
(за последние несколько тысяч лет по живым
деревьям и до 100 тыс. лет назад по
сталагмитам, кораллам, полярному льду).
Свойства 10Ве отличаются от свойств 14СОг
тем, что в атмосфере 10Ве прилипает к
пылинкам и оседает вместе с ними в донных
отложениях морей и океанов, в полярном льду.
По изотопу 10Ве удается получить необходимое
для исследований количество датированного
льда за интервал времени вплоть до 20(И
300 тыс. лет назад.
Космические лучи, рентгеновское и гамма-
излучения, попадая в атмосферу Земли, также
вызывают ионизацию частиц воздуха,
генерируя электроны. Обилие электронов влияет на
скорость химических процессов, в частности,
резко растет концентрация нитратов, которые
как в Антарктиде, так и в Арктике переносятся
атмосферными вихрями в лед. В ледяных
условиях нитраты хорошо сохраняются, так же
как и ядра 10Ве. Поэтому, измерив независимым
методом возраст льда, можно по содержанию
нитратов в нем восстановить интенсивность
космических протонов, электронов,
рентгеновского и гамма-излучения. По имеющимся
данным этот метод позволяет охватить последние
несколько десятков тысяч лет.
Таким образом, существуют два канала
информации: космогенные изотопы в различных
земных образцах и нитраты в полярном льду.
Принцип работы природных
детекторов космического излучения
На рис. 1 показан принцип работы
природных детекторов космического излучения. При
попадании в Солнечную систему галактические
космические лучи должны преодолеть барьер
магнитного поля Солнца. Чем больше энергия
частиц и чем меньше солнечная активность,
тем легче частицам проникнуть в Солнечную
систему.
Таким образом, частицы, проникшие в
Солнечную систему, несут информацию как об
Рис. 1. Принцип работы естественных детекторов
космических лучей

186
АСТРОФИЗИКА
источнике, где они родились, так и о состоянии
солнечной активности. Похожее явление имеет
место и при их проникновении через магнитный
экран Земли. В ядерных реакциях в
атмосфере Земли генерируются разные изотопы
и среди них 10Ве и 14С — главные объекты
рассмотрения. В атомных столкновениях в
атмосфере генерируются электроны, которые
в конечном итоге увеличивают концентрацию
нитратов. Другими словами, говоря языком
ядерной физики, атмосфера Земли — детектор
космических лучей. Кольца деревьев, кораллы,
сталагмиты, полярный лед, донные отложения
являются погодичными хранителями
информации о ядерных реакциях. Методы датировки
меняются в зависимости от типа
хранителя информации и времени, прошедшего
с момента "запоминания". Кольца деревьев
представляются наиболее наглядными с точки
зрения датировки. Существуют живые деревья
возрастом несколько тысяч лет, например
секвойя в США, арча туркестанская. Для того
чтобы измерить содержание радиоуглерода в
кольце дерева с точностью 0,3 %, требуется
примерно 50 г с каждого кольца древесины.
Концентрация 14С мала и составляет примерно
Ю-12 от концентрации основного изотопа 12С.
Во всем мире есть несколько лабораторий, в
которых проводятся высокоточные погодичные
измерения концентрации радиоуглерода.
Изотоп 10Ве тоже радиоактивный.
Однако измерить количество атомов по
радиоактивности не удается из-за ее низкого
уровня. Кроме того, из-за большого периода
полураспада и малой концентрации 10Ве во
льду (всего 10 млн атомов на 1 кг льда)
невозможно получить статистически
надежный результат. Концентрация этого изотопа
измеряется новым методом, разработанным в
начале 80-х годов. Путем сочетания
принципов масс-спектрометрии и ускорителя частиц
(ускорительная масс-спектрометрия) удается
осуществить подсчет атомов 10Ве, 36С1, 14С
и др. Десятков граммов древесных колец и
нескольких килограммов льда достаточно для
измерения количества указанных космогенных
изотопов, то есть для решения
астрофизических задач. Концентрация нитратов во
льду измеряется по методу ультрафиолетовой
спектрометрии. К настоящему времени
экспериментально охвачены следующие интервалы
времени: по 10Ве — последние 200 тыс. лет (этот
интервал соответствует глубине 2 км льда); по
14С — последние 50 тыс. лет (кольца деревьев,
сталактиты, кораллы). Интервал времени по
нитратам — 30 тыс. лет, из которых последние
415 лет погодично.
Естественные детекторы космического
излучения позволяют решить следующие
проблемы:
1) экспериментальная проверка
фундаментальной идеи о генерации галактических
космических лучей при взрыве сверхновых
звезд;
2) определение частоты вспышек
сверхновых в нашей Галактике;
3) по временному профилю генерации
космогенных изотопов в результате взрыва
сверхновых определение механизма ускорения
частиц в естественном ускорителе частиц;
4) природа длительных и глубоких
минимумов солнечной активности;
5) модуляция галактических космических
лучей на большой шкале времени (в десятки
и сотни раз большей, чем шкала прямых
измерений);
6) получение ответа на вопрос, какая
может быть максимально возможная энергия
солнечной вспышки;
7) даты и масштабы катастрофических
событий в прошлом.
Вот некоторые результаты.
Модуляция галактических
космических лучей солнечной
активностью за последние 400 лет
Согласно историческим данным, в
прошлом в истории Солнца существовали такие
длительные промежутки времени, когда на
поверхности Солнца не отмечалось ни одного
пятна. Ближайший к нам по времени глубокий
и длительный минимум Солнца был с 1645 по
1715 год. Этот минимум носит имя Е. Маун-
дера, английского ученого, опубликовавшего в
1921 году статью о существовании указанного
минимума.
Метод космогенных изотопов позволяет
получить количественные данные о модуляции
космических лучей в прошлом. Поэтому столь
важны высокоточные погодичные измерения
содержания радиоуглерода в годичных кольцах
деревьев за последние 400 лет, включающих
периоды до маундеровского минимума, во
время и после минимума.
Первая серия измерений была
произведена в 70-е годы в Физико-техническом
институте АН СССР; второй цикл измерений
был выполнен в Тбилисском государственном
университете в первой половине 80-х годов;
третья серия измерений осуществлена в США
в конце 80-х годов в лаборатории крупного
специалиста по радиоуглеродным исследованиям
М. Стуйвера. Во всех трех сериях измерений
имеется согласие по ключевым результатам
исследований: 11-летняя цикличность до
маундеровского минимума и после него; повышение
общего уровня содержания радиоуглерода в
атмосфере Земли во время глубокого минимума
солнечной активности; наличие временных
вариаций во время минимума. Последнее —
наиболее важный результат, так как теория
не предсказывала модуляции галактических

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ПАЛЕОАСТРОФИЗИКА
187
космических лучей во время практически
полного отсутствия пятен на Солнце.
Анализ полученных экспериментальных
данных позволил сделать следующие выводы:
1) переходы Солнца из нормального
состояния в глубокий минимум активности и из
минимума в обычное состояние
осуществляются относительно быстро (~ 1 год);
2) характер 11-летних вариаций до маун-
деровского минимума и после него такой же, что
и за последние 50 лет.
На рис. 2 приведены самые первые
детальные данные по содержанию радиоуглерода
в эпоху маундеровского минимума. Наглядно
представлено существование 11-летних
вариаций до минимума, повышение среднего уровня
и наличие вариаций во время маундеровского
минимума. В эпоху маундеровского минимума
(малый ледниковый период) прирост
древесных колец был подавлен, как и во время
других глубоких минимумов, получивших имена
Р. Вольфа и Г. Шперера.
На основе имеющихся экспериментальных
данных построен погодичный временной ход
интенсивности галактических космических
лучей за последние 400 лет. Особый интерес
представляют зависимости интенсивности 1Р
галактических космических лучей и чисел
Вольфа W до периода глубокого минимума
и после него (рис. 3). Видно, что во время
маундеровского минимума пятен на Солнце
было мало. В то же время имела место
вариация интенсивности галактических космических
лучей, причем амплитуда была больше, чем
за пределами маундеровского минимума, и
характерный период вариации не 11 лет, а
близок к 22 годам.
Детальный анализ полученных
экспериментальных данных показал, что наиболее
сильно выражен в эпоху маундеровского
минимума период 22 года, что соответствует
периоду переполюсовки общего магнитного поля
Солнца. Основные свойства маундеровского
14С, %
3,2
2,4
1,6
0,8
0,0
-0,8
-0,6
1600 1640 1680 1720
Годы
Рис. 2. Временной ход концентрации радиоуглерода в
атмосфере Земли в эпоху маундеровского минимума
W
60
0
/ , м-2 • с-1 • стер-1
4500
3000
1500
1600 1640 1680 1720
Годы
Рис. 3. Временной ход чисел Вольфа W и интенсивности
галактических космических лучей 1Р в эпоху
маундеровского минимума солнечной активности
минимума:
1) практически полное отсутствие
магнитной активности в течение 70 лет;
2) достаточно быстрый переход в состояние
глубокого минимума и быстрое восстановление
солнечной активности в конце минимума;
3) не предсказанная теорией модуляция
интенсивности галактических космических
лучей во время глубокого минимума. Последняя
особенность подтверждена в экспериментах
других авторов по вариации содержания 14С
в кольцах деревьев, изотопа 10Ве в полярном
льду и диаметра Солнца во время
маундеровского минимума. Чрезвычайно важно
измерить содержание космогенных изотопов
14С и 10Ве в датированных кольцах деревьев
и в полярном льду, соответственно для более
древнего минимума солнечной активности —
минимума Шперера, длительность которого
больше маундеровского (1450-1550 годы). Он
соответствует пяти периодам 22-летнего цикла,
и поэтому характеристики вариаций могут
быть определены более надежно.
За время, прошедшее после обнаружения
эффекта модуляции интенсивности
галактических космических лучей при практически
полном отсутствии солнечных пятен, достигнут
значительный успех в теории солнечной
модуляции их интенсивности. Предложены
конкретные физические процессы, ответственные
за 11-летние и 22-летние циклы.
Нитраты в полярном льду — новое
окно в исследованиях
астрофизических явлений в реальном
масштабе времени и в далеком
прошлом
На основе многолетних систематических
измерений концентрации нитратов в снегах
Антарктиды, сделанных Г. Дрешхофф и Э. Цел-
лером, разработана уникальная возможность

188
АСТРОФИЗИКА
исследования астрофизических и земных
явлений. Она основана на том, что снег содержит
химическую запись процессов ионизации в
полярной атмосфере заряженными частицами,
рентгеновскими и гамма-лучами. Антарктида
действует как холодная ловушка, способная
заморозить астрофизические сигналы и
сохранить их в течение длительного времени.
Общепринято, что солнечное магнитное
поле является единственным источником энергии
солнечных космических лучей. Это связано с
тем, что измеренные в экспериментах величина
напряженности магнитного поля Солнца и
геометрический размер области энергетически
способны обеспечить вспышечную энергию. По
мере расширения экспериментальных
возможностей удается более точно определять
основные характеристики ускоренных во вспышках
протонов и электронов (полная энергия всех
частиц, их полное число, мощность генерации
частиц и т.д.). При этом все труднее
становится интерпретация полученных результатов
в рамках гипотезы о магнитной природе
источника энергии. Поскольку напряженность
магнитного поля конечна, должен быть верхний
предел полной энергии ?7тах, переданной
частицам. Задача установления EmSiX очень
сложная, поскольку чем больше полная энергия
ускоренных частиц, тем меньше вероятность
такого события. Поэтому нужен длинный ряд
исследований.
Нитратным методом надежно
зарегистрированы протоны от солнечных вспышек 1859,
1946, 1972 годов и пр. Это делает вполне
реальным обнаружение самой крупной вспышки
на основе изучения содержания нитратов в
полярных льдах.
В настоящее время активно обсуждается
проблема возможных земных проявленияй
космологических гамма-всплесков. В частности,
отмечается, что гамма-всплески могут оставить
след в земной атмосфере в виде нитратов
и космогенных изотопов. Если предположить,
что полная энергия гамма-всплеска составляет
1052 эрг и расстояние от Земли до источника
1 кпк, то общий поток энергии от такого
источника у Земли будет 2,7 эрг • см-2 • с-1.
При этом скорость генерации радиоуглерода
будет 34 атома • см-2 • с-1, что в 16 раз меньше
скорости генерации радиоуглерода
галактическими космическими лучами. Скорость
генерации другого важного космогенного изотопа —
10Ве — будет пренебрежимо мала, так как
основной диапазон энергии гамма-квантов во
всплесках составляет 30 кэВ~2 МэВ, что
меньше, чем порог генерации 10Ве на ядре азота.
Таким образом, принципиально возможна
регистрация всплеска по радиоуглероду. Однако
время жизни радиоуглерода относительно
мало (5740 лет) и с помощью радиоуглерода
можно охватить интервал времени в несколько
десятков тысяч лет. За такой интервал
времени вероятность события с близким гамма-
всплеском очень мала. С точки зрения
вероятности "регистрации" хорошим космогенным
изотопом является 10Ве (шкала времени —
сотни тысяч лет). Однако из-за высокого порога
генерации изотопа (40-50 МэВ) эффект от
гамма-всплеска пренебрежимо мал. Нитратный
метод наиболее перспективен для регистрации
гамма-всплесков. Оценки показывают, что при
полной энергии 1052 эрг и расстоянии 10 кпк
полное число нитратных молекул будет 1034 и
вполне реальна регистрация гамма-всплеска.
Происхождение космических лучей
Происхождение космических лучей
является одной из ключевых проблем астрофизики
высоких энергий в течение нескольких
десятилетий. Центральные вопросы:
1) Какое происхождение — галактическое
или метагалактическое — имеют космические
лучи, регистрируемые в спутниковых,
баллонных и наземных экспериментах?
2) Что является источником космических
лучей, энергия которых простирается до
величины, недоступной для наземных ускорителей
частиц?
3) Каков физический механизм ускорения
частиц?
4) Как объяснить тот экспериментальный
факт, что интенсивность космических лучей
практически не меняется во времени?
Более 20 лет назад советский физик-
теоретик В.Л. Гинзбург сформулировал четкую
экспериментальную возможность ответа на
первый вопрос: следует сравнить
интенсивность космических лучей в нашей Галактике
с их интенсивностью в ближайших к нам
внегалактических объектах — Магеллановых
Облаках. Он предложил детектировать гамма-
излучение, генерируемое в Магеллановых
Облаках, по взаимодействию с ними космических
лучей. Интенсивность гамма-квантов несет
информацию о внегалактических космических
лучах. Идея была изящна и проста: если
космические лучи имеют метагалактическое
происхождение, то поток гамма-квантов
должен быть таким, который можно вычислить на
основе измеренного потока космических лучей
в нашей Галактике. Если же поток гамма-
квантов окажется меньше, то регистрируемые
в земных условиях космические лучи имеют
галактическое происхождение (то есть они
возникли внутри нашей Галактики). Подготовка и
реализация такого спутникового эксперимента
потребовала примерно 20 лет. В 1993 году
экспериментально получено, что поток гамма-
излучения на более чем 100 МэВ меньше, чем
если бы космические лучи были метагалакти-
ческого происхождения. Таким образом, давняя
идея В.Л. Гинзбурга о том, что космические
лучи имеют галактическое происхождение,
получила экспериментальное подтверждение.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ПАЛЕОАСТРОФИЗИКА
189
Возможность генерации космических лучей
при взрыве сверхновых звезд была предложена
в 1934 году немецкими астрономами В. Бааде
и Ф. Цвикки. Эта гипотеза была значительно
усилена в начале 50-х годов, когда из
астрономических данных стало ясно, что в остатках
сверхновых звезд имеется большое количество
релятивистских электронов. Проверка этой
фундаментальной гипотезы естественно
требовала регистрации космических лучей от взрыва
сверхновой звезды.
Для того чтобы средняя плотность энергии
космических лучей (1 эВ/см3) изменилась так,
что это изменение можно было бы измерить,
требуется взрыв сверхновой звезды на близком
от Солнечной системы расстоянии: менее 100 пк
(расстояние в 1 пк свет проходит за 3 года).
Известно, что в сфере с радиусом в 100 пк взрыв
в среднем должен происходить 1 раз в каждые
100 тыс. лет, то есть вероятность взрыва в
реальном масштабе времени очень мала. Более
того, если даже такой взрыв имел место, то для
установления природы источника (сверхновая
или нет) требуется проведение непрерывных
измерений в течение десятков тысяч лет. Метод
космогенных изотопов, рассмотренный выше,
позволяет регистрировать космические лучи от
взрыва сверхновой в далеком прошлом.
Первые экспериментальные результаты по
содержанию 10Ве в полярном льду за последние
40 тыс. лет были опубликованы в начале
80-х годов. Было обнаружено значительное
повышение интенсивности космических лучей
в интервале времени 10-40 тыс. лет назад.
Полученный временной ход количественно и
качественно свидетельствует о взрыве
сверхновой звезды вблизи Солнечной системы (на
расстоянии не более 50 пк от Солнца) с общим
энерговыделением 1050 эрг в космических
лучах. Впоследствии новые
экспериментальные данные по 14С, 10Ве и 36С1 полностью
подтвердили (рис. 4, 5) вывод о взрыве в
окрестностях Солнца сверхновой 35 тыс. лет
тому назад.
Таким образом, нет сомнения в
существовании максимума генерации космогенного
10Be в кернах льда 35 тыс. лет тому назад;
согласно экспериментальным данным имеется
синхронное возрастание содержания 10Ве в
южном и северном полушариях; имеющиеся
экспериментальные данные по содержанию
космогенного радиоуглерода в земных архивах
(кораллы, сталактиты) показывают, что в
атмосфере Земли содержание радиоуглерода
в интервале времени от 30 до 40 тыс. лет
тому назад было в два раза больше, чем в
настоящее время; космогенные изотопы 10Ве
и 14С сильно различаются как механизмом
их генерации в атмосфере Земли, так и
геофизическим и геохимическим поведением.
Все три изотопа 10Ве, 14С и 36С1 имеют
один источник — космические лучи. Поэтому
есть все основания утверждать, что основным
источником галактических космических лучей
являются взрывы сверхновых звезд.
Надежность максимума 35 тыс. лет тому
назад не вызывает сомнения. Несколько раньше
(около 40 тыс. лет тому назад) также
наблюдалось возрастание интенсивности космических
лучей. В качестве рабочей гипотезы можно
N/N0
2,5
2,0
1,5
1,0
0 10 20 30 40 50
Тысяч лет тому назад
Рис. 4. Экспериментальные данные по содержанию
радиоуглерода за последние 50 тыс. лет
'кл/'о
2,0
1,5
1,0
40 35 30 25 20
Тысяч лет тому назад
Рис. 5. Космогенный след взрыва сверхновой звезды в
атмосферном радиоуглероде и 10Ве

190
АСТРОФИЗИКА
считать, что в интервале времени от 35 до
40 тыс. лет тому назад также есть максимум.
Как можно объяснить такой предмаксимум?
В любом источнике, в том числе и в сверхновых,
ускорение частиц требует времени и это время
частицы проводят не в пустоте, а в той же среде,
которая снабжает естественный ускоритель
частицами. При этом неизбежны ядерные
взаимодействия, в результате которых
генерируются частицы и гамма-кванты. Гамма-квантам
легче (и быстрее) покинуть источник. Гамма-
кванты также рождают в атмосфере Земли
космогенные изотопы. В связи с этим нельзя
исключить, что предымпульс вызван гамма-
квантами. В то же время в рамках механизма
ускорения на ударных волнах может быть
получена двухпиковая структура
интенсивности космических лучей от взрыва сверхновой.
Поэтому столь важным является получение
более детальных экспериментальных данных
для интервала времени от 50 до 35 тыс. лет тому
назад.
Основные итоги и перспективные
задачи
Наиболее важным итогом следует считать
то, что благодаря усилиям ученых многих
стран создано новое перспективное научное
направление — экспериментальная палео-
астрофизика. Среди полученных результатов
наиболее фундаментальные следующие:
1) экспериментальное обнаружение не
предсказанного теорией явления — модуляции
космических лучей Солнцем во время глубокого
минимума его активности;
2) впервые зарегистрированы космические
лучи от взрыва сверхновой и построен
временной профиль этого явления.
Наиболее важными представляются
следующие задачи.
1) Для сверхновой, вспыхнувшей 35 тыс.
лет тому назад, необходимо детально измерить
временной профиль предымпульса и путем
измерения концентрации изотопов 14С, 10Ве, 36С1
в образцах льда установить энергетический
спектр космических лучей.
2) Принципиально важно обнаружить на
опыте хотя бы одну сверхновую для
установления частоты вспышки сверхновых в нашей
Галактике.
3) Получить погодичные данные по кос-
могенным изотопам для еще хотя бы одного
глубокого минимума Солнца — шпереровского
минимума. Если и в этом случае будет
установлена модуляция космических лучей с периодом
22 года, проблема модуляции станет одной
из центральных в астрофизике космических
лучей и в физике Солнца.
4) Коррелированные исследования
радиоуглеродным и нитратным методами обещают
ответить на один из ключевых вопросов физики
Солнца — каков механизм энергетического
обеспечения солнечных вспышек.
5) В статье рассмотрены только земные
детекторы космических лучей. Имеются и
космические архивы радиационной истории.
Метеориты непрерывно облучаются
космическими лучами, и неизбежно в них
генерируются космогенные изотопы. Установление
космогенного следа от сверхновой 35 тыс. лет
тому назад чрезвычайно важно, так как вся
имеющаяся информация получена только из
земных архивов. Для исследований нужен
метеорит, космический возраст которого не очень
большой. В противном случае фон накопленного
интересующего нас изотопа будет большим
и не удастся обнаружить эффект взрыва
сверхновой.
Таким образом, возможности
экспериментальной палеоастрофизики очень широкие как
для изучения уникальных мощных явлений,
так и радиационной истории Солнечной
системы и Галактики в целом.
Литература
1. Константинов Б.П., Кочаров Г.Е. Доклады
Академии наук СССР. 1965. Т. 165. № 63.
2. Биологические основы дендрохронологии.
Вильнюс, Ленинград, 1975.
3. Гинзбург В.Л. Успехи физич. наук. 1996. Т. 166.
№2. С. 169.

ЮМ. Стожков
КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
Введение
Конец XIX — начало XX века
ознаменовались новыми открытиями в области
микромира. После открытия рентгеновских
лучей и радиоактивности были обнаружены
заряженные частицы, приходящие на Землю из
космического пространства. Эти частицы были
названы космическими лучами (КЛ).
Датой открытия космических лучей
принято считать 1912 год, когда австрийский физик
В.Ф. Гесс с помощью усовершенствованного
электроскопа измерил скорость ионизации
воздуха в зависимости от высоты. Оказалось,
что с ростом высоты величина ионизации
сначала уменьшается, а затем на высотах
свыше 2000 м начинает резко возрастать.
Ионизующее излучение, слабо поглощаемое
воздухом и увеличивающееся с увеличением
высоты, образуется КЛ, падающими на границу
атмосферы из космического пространства.
КЛ представляют собой ядра различных
элементов, следовательно, являются
заряженными частицами. Наиболее многочисленны в
КЛ ядра атомов водорода и
гелия (~85 и ~10% соответственно). Доля
ядер всех остальных элементов таблицы
Менделеева не превышает ~ 5 %. Небольшую часть
КЛ составляют электроны и позитроны (менее
1%).
В процессах, происходящих во Вселенной,
КЛ играют важную роль. Плотность энергии КЛ
в нашей Галактике составляет ~1эВ/см3, что
сравнимо с плотностями энергий межзвездного
газа и галактического магнитного поля.
По содержанию в КЛ элементов лития,
бериллия и бора, которые образуются в
результате ядерных взаимодействий
космических частиц с атомами межзвездной среды,
можно определить то количество вещества
X, через которое прошли КЛ, блуждая в
межзвездной среде. Величина X примерно
равна 5~10 г/см2. Время блуждания К Л в
межзвездной среде (или время их жизни) и
величина X связаны соотношением X « pet, где
с — скорость частиц (обычно полагают, что
величина с равна скорости света), р — средняя
плотность межзвездной среды, составляющая
~ Ю-24 г/см3, t — время блуждания КЛ в этой
среде. Отсюда время жизни КЛ ~ 3 • 108 лет. Оно
определяется либо выходом КЛ из Галактики и
гало, либо их поглощением за счет неупругих
взаимодействий с веществом межзвездной
среды.
Основным источником КЛ внутри
Галактики являются взрывы сверхновых звезд. КЛ
ускоряются на ударных волнах,
образующихся в этих взрывах. Максимальная энергия,
которую могут приобрести частицы в таких
процессах, составляет Em&x ~ 1016 эВ. Кроме
того, часть КЛ может ускориться до таких же
энергий на ударных волнах,
распространяющихся в межзвездной среде Галактики. КЛ еще
больших энергий образуются в Метагалактике.
Одним из их источников могут быть ядра
активных галактик.
На рис. 1 показаны энергетические спектры
J(E) для протонов Н, ядер гелия Не,
углерода С и железа Fe, которые наблюдаются
в космическом пространстве. Величина J(E)
представляет собой количество частиц,
имеющих энергию в диапазоне от Е до Е + АЕ и
проходящих через единичную поверхность в
единицу времени в единице телесного угла в
направлении, перпендикулярном поверхности.
Видно, что основную долю в КЛ составляют
протоны, затем следуют ядра гелия. Доля
остальных ядер невелика.
J(E), м~2 • ср~1 • МэВ-1 • нуклон
101
10°
ю-1
ю-2
103
10 4
10"5
ю-6
ю-7
ю-8
10"9
101 102 103 104 105 106 107
Кинетическая энергия, МэВ • нуклон-1
Рис. 1. Дифференциальные спектры галактических КЛ:
протонов Н, ядер гелия Не, углерода С и железа Fe

192
АСТРОФИЗИКА
По своему происхождению- КЛ можно
разделить на несколько групп.
1) К Л галактического происхождения
(ГКЛ). Источником ГКЛ является наша
Галактика, в которой происходит ускорение частиц
до энергий ~ 1018 эВ. Спектры КЛ,
изображенные на рис. 1, относятся к ГКЛ.
2) К Л метагалактического происхождения,
они имеют самые большие энергии, Е > 1018 эВ,
образуются в других галактиках.
3) Солнечные К Л (СКЛ), генерируемые на
Солнце во время солнечных вспышек.
4) Аномальные КЛ (АКЛ), образующиеся в
Солнечной системе на периферии гелиомагни-
тосферы.
КЛ самых малых и самых больших энергий
различаются в 1015 раз. С помощью только
одного типа аппаратуры невозможно
исследовать такой огромный диапазон энергий, поэтому
для изучения КЛ используются разные методы
и приборы: в космическом пространстве —
с помощью аппаратуры, установленной на
спутниках и космических ракетах, в атмосфере
Земли — с помощью малых шаров-зондов
и больших высотных аэростатов, на ее
поверхности — с помощью наземных установок
(некоторые из них достигают размеров в сотни
квадратных километров), расположенных либо
высоко в горах, либо глубоко под землей, либо
на больших глубинах в океане, куда проникают
частицы высоких энергий.
КЛ при своем распространении в
межзвездной среде взаимодействуют с межзвездным
газом, а при попадании на Землю — с атомами
атмосферы. Результатом таких
взаимодействий являются вторичные частицы — протоны
и нейтроны, мезоны, электроны, у-кванты,
нейтрино.
Основными типами детекторов, которые
используются при изучении КЛ, являются
фотоэмульсии и рентгеновские пленки,
ионизационные камеры, газоразрядные счетчики,
счетчики нейтронов, черенковские и сцинтил-
ляционные счетчики, твердотельные
полупроводниковые детекторы, искровые и дрейфовые
камеры.
Галактические космические лучи
КЛ используются для изучения ядерных
взаимодействий частиц. В области высоких
энергий, которые пока недостижимы на
современных ускорителях, космические частицы
являются единственным средством изучения
ядерных процессов. Для изучения
взаимодействий КЛ высоких энергий (Е« 1015 эВ) с
веществом используются ионизационные
калориметры. Эти приборы, впервые предложенные
Н.Л. Григоровым с сотрудниками,
представляют собой несколько рядов детекторов —
ионизационных камер или сцинтилляционных
счетчиков, между которыми расположен
поглотитель из свинца или железа. На верхней части
калориметра помещается мишень из легкого
вещества — углерода или алюминия. Частица,
падающая на поверхность ионизационного
калориметра, взаимодействует с ядром мишени,
образуя вторичные частицы. Их число сначала
возрастает, достигая некоторого
максимального значения, и затем постепенно убывает
по мере продвижения в тело калориметра.
Детекторы измеряют ионизацию под каждым
слоем поглотителя. По кривой зависимости
степени ионизации от номера слоя можно
определить энергию попавшей в калориметр
частицы. Этими приборами впервые в мире был
измерен спектр первичных КЛ в диапазоне
энергий от ~ Ю11 до ~ 1014 эВ. КЛ в диапазоне
энергий 1011 < Е < 3 • 1015 эВ имеют
галактическое происхождение, их энергетический
спектр можно описать степенным законом
J(E) = J0?-2'75.
Для изучения характеристик ядерных
взаимодействий КЛ очень больших энергий
необходимы установки с большой площадью
регистрации, так как поток высокоэнергичных
частиц крайне мал. Их называют
рентгеновскими камерами. Это приборы с площадью
поверхности до нескольких сотен квадратных
метров, состоящие из рядов рентгеновских
пленок, перемежающихся слоями свинца. В
результате взаимодействия КЛ с частицами
воздуха образуются мезоны, часть из которых
затем размножается в свинце, оставляя пятна
на рентгеновской пленке. По числу и величине
этих пятен, плотности их потемнения и по
расположению в разных слоях определяется
энергия взаимодействующей частицы и
направление ее прихода.
Для изучения К Л с энергиями выше 1014 эВ*
используется свойство частиц высоких энергий
создавать очень много вторичных частиц, в
основном протонов и пионов, в результате
взаимодействия первичной частицы с ядрами
атомов в атмосфере. Обладающие достаточно
высокой энергией протоны и пионы в свою
очередь являются ядерно-активными
частицами и вновь взаимодействуют с ядрами
атомов воздуха. Как заряженные (л^), так и
нейтральные (л;0) пионы — это нестабильные
частицы со временем жизни t « 10~16 с для
покоящегося тс° и t « 2,6 • Ю-8 с для
покоящихся к±. Пионы сравнительно малых энергий
не успевают вступить во взаимодействие с
ядром атома воздуха и могут распасться на
у-кванты, положительные и отрицательные
мюоны (и^), нейтрино (v) и антинейтрино (v):
71° ->• у-Ь у; it*1 -> (J* + v + v. Мюоны также
являются нестабильными частицами со временем
жизни для покоящегося мюона t « 2,2 • 10~6 с и
распадаются по схеме ^ ->• е± + v + v. Гамма-
кванты и электроны (позитроны) за счет
электромагнитного взаимодействия с атомами
воздуха дают новые гамма-кванты и электроны.

КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
193
Таким образом в атмосфере образуется каскад
частиц, состоящий из протонов, нейтронов и
пионов (ядерный каскад), электронов
(позитронов) и у-квантов (электромагнитный каскад).
Впервые ливни наблюдал Д.В. Скобельцын в
конце 20-х годов.
Каскады в атмосфере, вызываемые
частицами больших энергий и занимающие
обширные площади, получили название широких
атмосферных ливней. Они были открыты
французским физиком П. Оже и его сотрудниками
в 1938 году. Высокоэнергичная космическая
частица образует ливень с огромным числом
вторичных частиц, так, например, частица с
Е = 1016 эВ в результате взаимодействий с
атомами воздуха вблизи поверхности Земли
порождает примерно 10 млн вторичных частиц,
распределенных на большой площади.
Хотя поток высокоэнергичных КЛ,
падающих на границу земной атмосферы, крайне мал,
широкие атмосферные ливни занимают
значительные площади и могут быть
зарегистрированы с высокой эффективностью. Для этой цели
на поверхности земли размещаются детекторы
частиц на площади в десятки квадратных
километров, причем регистрируются только
те события, в которых срабатывает сразу
несколько детекторов. Широкий атмосферный
ливень можно упрощенно представить в виде
диска частиц, движущегося в атмосфере. На
рис. 2 показано, как такой диск частиц широкого
атмосферного ливня падает на детекторы
регистрирующей установки. В зависимости от
энергии космической частицы размер диска
(поперечный размер ливня) может составлять
от нескольких десятков метров до километра,
а его толщина (продольный размер или фронт
ливня) — десятки сантиметров. Частицы в
ливне движутся со скоростью, близкой к
скорости света. Число частиц в ливне существенно
уменьшается при переходе от центра диска к
его периферии. Поперечный размер широкого
атмосферного ливня и число частиц в нем
увеличивается с ростом энергии первичной
частицы, которая образует этот ливень. Самые
большие наблюдаемые на сегодняшний день
ливни от первичных частиц с Е« 1020 эВ
содержат несколько миллиардов вторичных
частиц. Измеряя многими детекторами
пространственное распределение частиц в ливне,
можно найти их полное число и определить
энергию первичной частицы, которая данный
ливень образовала. Поток частиц с энергиями
Е « 1020 эВ очень мал. Например, на 1 м2 на
границе атмосферы за 1 млн лет падает лишь одна
частица с Ё« 1019 эВ. Для регистрации столь
малых потоков необходимо иметь большие
площади, покрытые детекторами, чтобы
зарегистрировать достаточное количество событий
за разумное время. На гигантских установках
Рис. 2. Схема ливня частиц, падающего на установку под углом в к вертикали

194
АСТРОФИЗИКА
по регистрации широких атмосферных ливней
было "поймано" несколько частиц, имеющих
энергии свыше 1020 эВ (максимальная
зарегистрированная в настоящее время энергия
частицы равна ~3 • 1020 эВ).
Существуют ли К Л более высоких энергий?
В 1966 году Г.Т. Зацепин, В.А. Кузьмин и
американский физик К. Грейзен высказали
предположение, что спектр К Л при энергиях
Е > 3 • 1019 эВ должен обрезаться из-за
взаимодействия высокоэнергичных частиц с
реликтовым излучением Вселенной. Регистрация
нескольких событий с энергией Е « 1020 эВ
может быть объяснена, если предположить,
что источники этих частиц удалены от нас на
расстояния не более 50 Мпк. В этом случае
взаимодействий КЛ с фотонами реликтового
излучения практически не будет из-за малого
количества фотонов на пути частицы от
источника к наблюдателю.
В области высоких энергий КЛ наблюдается
несколько особенностей.
1) Спектр КЛ испытывает излом при
Е « 1015 эВ. Показатель наклона спектра КЛ до
излома у « 2,75, для частиц больших энергий
спектр становится круче, у « 3,0. Эта важная
особенность в спектре КЛ была открыта
С.Н. Верновым и Г.Б. Христиансеном при
изучении спектра широких атмосферных линий.
Наблюдаемый излом в спектре при таких
больших энергиях может быть вызван более
быстрым выходом КЛ из нашей Галактики по
сравнению с частицами меньших энергий или
может быть обусловлен изменением природы
их источников. Возможно также изменение
химического состава КЛ в области излома.
2) При энергии частиц Е « 1018 эВ спектр
КЛ становится еще круче, у « 3,3. Это вызвано,
по-видимому, тем фактом, что в данном
диапазоне энергий КЛ преимущественно ме-
тагалактического происхождения, их спектр
имеет другой наклон.
3) Спектр частиц с Е > 1019 эВ становится
более пологим, у < 3,3. Этот эффект
вызван взаимодействием КЛ, имеющих энергии
Е > 3 • 1019 эВ, с реликтовыми фотонами, в
процессе которого КЛ теряют часть своей энергии
и переходят в область меньших энергий, что
делает спектр частиц более пологим.
4) Спектр КЛ с энергиями свыше 1020 эВ
может быть получен лишь после длительных
наблюдений, когда будет зарегистрировано
достаточное количество событий с такими
экстремальными энергиями. Для того чтобы
существенно увеличить число случаев
регистрации широких атмосферных ливней от
частиц с энергиями Е > 1019 эВ, в ближайшие
годы планируется построить три гигантские
установки с детекторами, размещенными на
площади более 1000 км2. С их помощью ученые
надеются получить ответ на вопрос о спектре
КЛ в области сверхвысоких энергий и о
максимально возможной энергии космических
частиц.
КЛ сверхвысоких энергий будут
удерживаться в Галактике ее магнитными полями,
если радиус кривизны траектории частицы
много меньше размеров Галактики. Используя
соотношение между энергией частицы (Е, эВ),
ее радиусом кривизны (г « 1022 см — размер
Галактики) и напряженностью магнитного поля
(Н « 10~6 Э), Е = ЗООЯг, получим
максимальную энергию КЛ, которые могут удерживаться
в нашей Галактике: EmSiX « 1018 эВ. Это говорит
о том, что КЛ более высоких энергий могут
иметь метагалактическое происхождение.
Гамма-астрономия высоких
и сверхвысоких энергий
КЛ образуются не только при взрывах
сверхновых звезд. Источниками КЛ могут быть
и другие космические объекты (пульсары,
квазары и пр.). Можно с большой уверенностью
полагать, что источники К Л будут также
и источниками высокоэнергичных у-квантов.
Гамма-кванты, в отличие от заряженных
частиц, не испытывают воздействия
космических магнитных полей и распространяются
прямолинейно от источника к наблюдателю.
Обнаружение таких светящихся в гамма-
излучении космических объектов могло бы
стать неопровержимым доказательством
существования конкретных источников КЛ.
Идея экспериментов, начатых в начале
60-х годов советским ученым А.Е. Чудаковым,
по поиску звездных источников
высокоэнергичных у-квантов заключается в следующем.
Гамма-квант, падающий на границу земной
атмосферы, порождает ливень частиц,
состоящий из электронов и вторичных у-квантов.
Любая заряженная частица, движущаяся со
скоростью, превышающей скорость света в
среде, создает в ней, в данном случае в
земной атмосфере, световое излучение, которое
называется излучением Черенкова-Вавилова.
Идея экспериментов состоит в том, чтобы
собрать черенковский свет от ливня вторичных
заряженных частиц, образованного у-квантом
высокой энергии, падающим на поверхность
атмосферы из данного направления. На рис. 3
схематически изображен атмосферный ливень,
образованный таким гамма-квантом. В
установках, регистрирующих черенковский свет,
используется ряд сферических зеркал. В
фокусе каждого расположены несколько десятков
фотоэлектронных умножителей — приборов,
очень чувствительных к изменению светового
потока, падающего на зеркало из данного
направления. Наблюдения возможны лишь в
ясные и безлунные ночи.
Потребовались большие усилия ученых
многих стран мира по совершенствованию
аппаратуры, методов обработки информации,

КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
195
прежде чем в середине 80-х годов был
обнаружен поток высокоэнергичных у-квантов
от двух объектов: Крабовидной туманности
и ядра активной галактики Маркарян-421.
Обнаруженные потоки у-квантов были
ничтожно малыми. Например, поток гамма-квантов
с Еу > 1012 эВ от Крабовидной туманности
составил всего Ny « 10~12 квантов • см-2 -с-1.
Y
20 км
Ливень частиц
Конус черенковского
света
Оптические детекторы
Рис. 3. Схема атмосферного ливня, образованного
высокоэнергичным гамма-квантом. Гамма-квант
взаимодействует с частицами в атмосфере и создает
электромагнитный каскад (электроны и гамма-кванты).
Заряженные частицы испускают черенковское излучение,
которое регистрируется наземными оптическими
детекторами
В начале 1997 года несколькими наземными
у-установками был открыт самый мощный
источник высокоэнергичного у-излучения —
галактика Маркарян-501. Поток
высокоэнергичных у-квантов от этого источника меняется
со временем, его максимальное значение в
несколько раз превосходит суммарную
величину потока у-квантов от ранее известных
источников.
Модуляционные эффекты
в космических лучах
Интерес к исследованию КЛ с энергиями
Е < 1012 эВ связан с изменением потоков
частиц во времени и пространстве и их
зависимостью от уровня солнечной активности. КЛ,
приходящие в околосолнечное пространство
из нашей Галактики, испытывают воздействие
межпланетных магнитных и электрических
полей, и их движение похоже на беспорядочные
перемещения броуновских частиц в жидкости.
Околосолнечное пространство заполнено
магнитным полем и движущимся в радиальном
направлении от Солнца ионизованным
солнечным газом — солнечным ветром. Солнечный
ветер обычно имеет на орбите Земли скорость
400-500 км/с и плотность частиц 5—10 см~3.
В отличие от земной атмосферы солнечный
ветер состоит не из нейтральных молекул, а
в основном из ионизованных атомов водорода
и электронов. Этот ионизованный, но
электрически нейтральный газ захватывает и уносит
с собой солнечное магнитное поле, которое
заполняет околосолнечное пространство и
образует межпланетное магнитное поле. Из-за
вращения Солнца вокруг своей оси с периодом
27 суток это магнитное поле закручивается
в спираль. Напряженность межпланетного
магнитного поля у орбиты Земли составляет
примерно 7 • 10~5 Э, что на много порядков
меньше напряженности магнитного поля на
поверхности Земли (~0,5 Э).
Квазисферическая область пространства
вокруг Солнца, имеющая радиус примерно
100 а.е., заполненная движущейся солнечной
плазмой с вмороженным в нее магнитным
полем, называется гелиомагнитосферой.
Гелиомагнитосфера разделена
нейтральным токовым слоем на два полушария, в
которых магнитные поля имеют
противоположные направления. Магнитные силовые линии
в гелиомагнитосфере имеют многочисленные
изгибы и изломы, называемые
магнитными неоднородностями, возникающими из-за
неоднородностей солнечного магнитного поля,
изменений скорости и плотности солнечного
ветра, а также зависимости этих величин от
гелиошироты и гелиодолготы.
КЛ, распространяясь в гелиомагнитосфере,
рассеиваются на движущихся со скоростью
солнечного ветра магнитных неоднородностях
и уносятся за пределы гелиомагнитосферы. Для
К Л больших энергий (Е > 1011 эВ) процессы
их рассеяния и конвективного выноса
несущественны, и из межзвездной среды практически
все частицы столь высоких энергий попадают
на орбиту Земли. Однако с уменьшением
энергии все меньшее число частиц способно
достичь орбиты Земли. Доля частиц
галактических КЛ (ГКЛ), которая доходит до орбиты
Земли от границы гелиомагнитосферы, будет
тем меньше, чем меньше энергия частиц и чем
больше плотность магнитных неоднородностей
межпланетного магнитного поля, а также чем
больше скорость солнечного ветра. Плотность
магнитных неоднородностей сильно зависит от
уровня солнечной активности. В меньшей
степени от уровня солнечной активности зависит
скорость солнечного ветра. Так что
наблюдаемая интенсивность ГКЛ внутри
гелиомагнитосферы определяется уровнем солнечной
активности.

196
АСТРОФИЗИКА
200
150
100
50
J(>E),M-2cp-1c-1
4000 г б
3000 L
2000 [
1
1000 h
2
°1955 1965 1975 1985 1995
Рис. 4. а — временные вариации среднегодового числа
W солнечных пятен. Знаки "+" и "-" соответствуют
направлению магнитных полей в полярных районах Солнца
и в гелиосфере. Желтые полосы обозначают периоды
инверсий общего магнитного поля Солнца, б — временные
вариации среднегодовых значений потока ГКЛ, имеющих
энергию Е > 0,1 ГэВ (7) и 0,1 < Е < 1,5 ГэВ (2)
Для изучения особенностей
долговременного поведения КЛ было организовано их
непрерывное наблюдение. В конце 50-х годов
к началу Международного геофизического года
во всем мире была создана сеть станций
КЛ. В нашей стране такую сеть организовал
С.Н. Вернов. Каждая станция включала в себя
нейтронный монитор — прибор,
регистрирующий вторичную ядерно-активную компоненту
К Л (в основном нейтроны), образующиеся при
взаимодействиях КЛ с ядрами атомов воздуха.
Так как станций было создано достаточно много
и они были расположены более или менее
равномерно по всему земному шару,
одновременные показания этих приборов позволили
получать мгновенную картину распределения
потоков КЛ в межпланетной среде.
Экспериментальные данные показывают
следующее. Во-первых, в КЛ наблюдается
отчетливый 11-летний цикл. Когда Солнце
спокойно и солнечная активность минимальна,
поток КЛ в гелиосфере и на орбите Земли
достигает максимальных значений. При активном
Солнце поток КЛ минимален. На рис. 4,а
приведен временной ход уровня солнечной
активности (среднегодовое число солнечных пятен),
а на рис. 4,6 — временной ход потока ГКЛ.
Видна цикличность и четкая противофазность
приведенных кривых. Кроме того, на рис. 4,а
показаны направления полярных магнитных
полей Солнца в этот же период. Если принять
в качестве положительной фазы 2 2-летнего
солнечного магнитного цикла те эпохи, когда
магнитные поля в северной полярной шапке
направлены наружу от Солнца, а в южной
полярной шапке — внутрь Солнца, то на
приведенных кривых видно, что КЛ ведут себя
по-разному в положительной и отрицательной
фазах 22-летнего солнечного магнитного цикла.
В отрицательные фазы (1960-1968 годы и 1982-
1989 годы) кривая изменения потока КЛ имеет
остроконечную форму. В положительные фазы
(1972-1980 годы и с 1992 года по настоящее
время) во временных изменениях потока КЛ
наблюдается плато. Такое различие в поведении
КЛ, когда магнитные поля в межпланетной
среде различаются знаком, связано с различным
направлением скорости дрейфа заряженных
частиц в квазирегулярных магнитных полях
гелиомагнитосферы.
Наряду с долговременными вариациями
КЛ, связанными с 11- и 22-летними солнечными
циклами, КЛ испытывают более короткоперио-
дические изменения. К ним прежде всего
относятся 27-дневные вариации КЛ, обусловленные
вращением Солнца. 2 7-дневные вариации К Л
отчетливо проявляются в периоды развитой
солнечной активности и слабо выражены в годы
спокойного Солнца. Как правило, амплитуда
этих вариаций не превышает 2 % от величины
полного потока.
Суточные изменения КЛ связаны с
вращением Земли и неизотропным распределением
потока КЛ в гелиосфере. Существует класс
периодических или квазипериодических
вариаций КЛ, связанных, например, с годовым
вращением Земли вокруг Солнца, изменением
положения Земли относительно плоскости
солнечного экватора и пр.
Наряду с квазипериодическими
вариациями КЛ существуют их спорадические
изменения, называемые форбуш-понижениями,
суть которых состоит в следующем. Внезапно
в течение нескольких часов или меньше поток
КЛ, регистрируемый наземными станциями
в атмосфере Земли или на искусственных
спутниках, начинает резко падать. В
некоторых случаях амплитуда этого падения
может достигать десятка процентов. Такие
события происходят после мощных взрывов
на Солнце. Образовавшаяся ударная волна
распространяется в межпланетную среду с
огромной скоростью, достигающей 1000 км/с
и более. Эта ударная волна несет перед
собой усиленное солнечное магнитное поле,
которое не позволяет заряженным частицам
проникать внутрь высокоскоростного потока.
Поэтому, когда Земля оказывается за фронтом
ударной волны этого потока, интенсивность
КЛ резко спадает. Поскольку вспышки на
Солнце происходят чаще всего в годы высокой
солнечной активности и соответственно в эти
периоды наиболее часто генерируются ударные
волны, форбуш-понижения наиболее часто
наблюдаются в годы активного Солнца. Часто

КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
197
форбуш-понижения происходят в периоды
мощных возмущений земного магнитного поля
(во время геомагнитных бурь), которые также
вызываются воздействием высокоскоростного
потока солнечного ветра на магнитное поле
Земли.
В начале 70-х годов изучение КЛ
малых энергий, проводимое на космических
аппаратах, привело к открытию аномальной
компоненты КЛ (АКЛ). Ее составляют не
полностью ионизованные атомы Не, С, N,
О, Ne и Аг. Аномальность проявляется в
том, что в области энергий от нескольких
единиц до нескольких десятков МэВ/нуклон
спектр частиц АКЛ существенно отличается
от спектра ГКЛ. Здесь наблюдается
возрастание потока частиц, связанное, как полагают,
с ускорением ионов в ударной волне на
границе гелиомагнитосферы и последующей
диффузией этих частиц во внутренние районы
гелиосферы. Кроме этого, распространенность
элементов АКЛ значительно отличается от
соответствующих величин в ГКЛ.
Солнечные космические лучи
Солнце само также является источником
солнечных космических лучей (СКЛ). СКЛ —
это заряженные частицы, ускоренные во
вспышечных процессах на Солнце до энергий,
во много раз превышающих тепловые энергии
частиц на его поверхности. СКЛ впервые были
зарегистрированы в начале 40-х годов
ионизационными камерами — наземными приборами,
которые регистрировали высокоэнергичные
мюоны.
Что же представляет собой вспышка СКЛ?
Астрономы, наблюдающие за Солнцем,
заметили, что во время роста солнечной активности в
активных областях на поверхности Солнца, где
сосредоточено много пятен и имеется сложная
конфигурация фотосферных магнитных полей,
неожиданно возникает яркое свечение в
оптическом диапазоне спектра. Примерно в это же
время наблюдается увеличение
радиоизлучения Солнца и очень часто появление
рентгеновского и гамма-излучений, сопровождающих
выброс коронального вещества в виде потока
ускоренных заряженных частиц. В настоящее
время полагают, что основным источником
энергии солнечной вспышки является энергия
аннигиляции солнечного магнитного поля в
активной области и образование нейтрального
токового слоя. Заряженные частицы СКЛ,
ускоренные в солнечной вспышке,
выбрасываются в межпланетное пространство и затем
распространяются в нем.
Распространение СКЛ в межпланетной
среде определяется условиями, которые
существовали в ней до вспышки. Если условия
были спокойными, то есть скорость солнечного
ветра не слишком отличалась от средней и
магнитное поле не испытывало существенных
флуктуации, то СКЛ будут распространяться
в соответствии с законом диффузии, причем
диффузия вдоль магнитных силовых линий
будет определяющей. Если при вспышке на
Солнце генерирована мощная ударная волна,
то частицы ускоряются на фронте волны при
ее распространении в короне Солнца и в
межпланетной среде. Наиболее часто СКЛ на
орбите Земли наблюдаются в тех случаях,
когда магнитная силовая линия, пересекающая
место вспышки, проходит через Землю.
Статистический анализ числа зарегистрированных
событий СКЛ с энергиями более нескольких
сотен мегаэлектронвольт показывает, что
наиболее часто регистрируются СКЛ, которые
были ускорены во вспышках, имевших место
на западном лимбе (крае) Солнца. В последние
годы появились доказательства того, что
ускорение частиц может происходить на фронте
ударной волны вблизи Солнца. Таким образом,
ускоренные частицы могут регистрироваться
также и вдали от линии соединения вспышки
и наблюдателя. Довольно часто вспышки СКЛ
происходят во время форбуш-понижений.
Поток заряженных частиц, ускоренных
во вспышках на Солнце, огромен и
представляет угрозу всему живому. Магнитное
поле и атмосфера спасают Землю от этой
чудовищной радиации. Однако космонавтам,
отправляющимся в далекие космические
путешествия, например к Марсу, необходимо
иметь заблаговременную информацию о
возможности появления таких событий, чтобы
принять защитные меры. Задача
установления основных закономерностей возникновения
вспышек СКЛ, прогнозирования таких событий
решается учеными многих стран мира в течение
нескольких десятков лет. К сожалению, вопрос
о заблаговременном прогнозировании СКЛ и
определении их основных характеристик на
орбите Земли еще далек от решения.
Космические лучи в магнитосфере
и атмосфере Земли
КЛ, прежде чем достигнуть поверхности
Земли, должны пройти земное магнитное поле
(магнитосферу) и земную атмосферу.
Магнитное поле Земли имеет сложную структуру.
Внутренняя область магнитосферы с
размерами в несколько радиусов Земли (Де = 6378 км)
имеет дипольную структуру. На стороне Земли,
обращенной к Солнцу, на расстоянии ~ 1(Ш$
солнечный ветер и земное магнитное поле в
результате взаимодействия образуют стоячую
ударную волну. На этом расстоянии солнечный
ветер обтекает магнитное поле, размыкая
часть силовых линий на передней (освещенной)
границе магнитного поля Земли, и переносит их
на ночную сторону Земли, образуя хвост
магнитосферы. Хвост магнитосферы, состоящий из

198
АСТРОФИЗИКА
разомкнутых силовых линии, простирается на
расстояние в несколько сотен радиусов Земли.
На рис. 5 схематически изображена земная
магнитосфера. КЛ, попадая в геомагнитосферу,
движутся в ней сложным образом, так как
на любую заряженную частицу в
магнитном поле действует сила Лоренца, равная
F = (q/c)[v х В], где q — заряд частицы, с —
скорость света в вакууме, v — скорость
Рис. 5. Структура магнитосферы Земли. Области захвата
частиц (радиационные пояса) заштрихованы
частицы, а В — индукция магнитного поля.
Зная F, можно определить траекторию частицы
из уравнения
m- = f[vxB],
где га — масса частицы. Так как В сложным
образом зависит от координат точки наблюдения,
то вычисление траектории движения частицы
в магнитном поле Земли немыслимо без
использования мощных вычислительных машин
и соответствующего программного обеспечения
и стало возможным только в наше время.
В начале нашего века движение
заряженных частиц в поле магнитного диполя было
рассмотрено шведским ученым С. Штермером.
В магнитном поле движение частицы
определяется ее магнитной жесткостью R = pc/q, гдер —
импульс частицы. Частицы, обладающие
одинаковой жесткостью Д, будут двигаться в одном
и том же поле одинаково. Расчеты показали,
что частица попадет в данную точку
магнитосферы, если ее магнитная жесткость будет
превосходить некоторую минимальную
величину, называемую жесткостью геомагнитного
обрезания Дтт- Частицы, имеющие R < Rmm,
попасть в данную точку магнитосферы под
данным углом не могут. Обычно величина R
выражается в мега- или в гигавольтах: MB или
ГВ. В полярные районы геомагнитосферы, в
районы магнитных полюсов проникают
частицы с очень малыми значениями R. Однако по
мере продвижения к геомагнитному экватору
величина i?min существенно увеличивается и
достигает значений ~ 15 ГВ. Таким образом,
если измерять поток КЛ, двигаясь от полюса
к экватору, то его величина будет постепенно
уменьшаться, так как магнитное поле Земли
будет препятствовать их проникновению. Это
явление получило название широтного хода К Л.
Обнаружение широтного хода КЛ послужило
доказательством того, что КЛ являются
заряженными частицами.
Свойство геомагнитосферы пропускать в
данную точку КЛ с жесткостью лишь выше Rmm
используется для наблюдений КЛ в различных
диапазонах энергий. Для этих целей
стандартными приборами (нейтронными мониторами,
кубическими телескопами, радиозондами и пр.)
измеряют КЛ в районах полярных, средних и
экваториальных широт, имеющих различные
значения i?min-
Вскоре после запусков первых
искусственных спутников Земли в 1958 году американцем
Дж. Ван Алленом и советскими учеными
С.Н. Верновым и А.Е. Чудаковым были открыты
внутренний и внешний радиационные пояса
Земли. Радиационные пояса являются
магнитными ловушками для заряженных частиц. Если
частица попадает внутрь такой ловушки, то
она захватывается и живет в ней довольно
долго. Поэтому в радиационных поясах потоки
захваченных частиц огромны по сравнению с
потоками вне поясов. Схематически
радиационные пояса показаны на рис. 5. Внутренний пояс
состоит в основном из протонов и находится
на расстоянии в несколько тысяч километров
от поверхности Земли, если расстояние
отсчитывать в экваториальной плоскости. Основным
механизмом, который поставляет протоны
во внутренний радиационный пояс, является
механизм распада медленных нейтронов.
Нейтроны образуются при взаимодействии КЛ с
ядрами элементов воздуха. Это нестабильные
частицы со временем жизни ~10 минут.
Часть нейтронов имеет достаточную скорость,
чтобы уйти за пределы атмосферы (граница
атмосферы расположена на высоте ~ 30-35 км),
попасть в область геомагнитной ловушки и
там распасться: п —> р + е~ + v. Измерения и
расчеты потоков нейтронов, идущих вверх из
атмосферы Земли, показали, что этот источник
является основным поставщиком протонов во
внутренний радиационный пояс. Максимум
потока захваченных протонов внутреннего
радиационного пояса (протоны с Е > 35 МэВ)
зафиксирован на расстоянии примерно в 1,5Де-
Внешний радиационный пояс состоит в
основном из электронов с энергией от несколь-

КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
199
ких сотен килоэлектронвольт до ~ 10 МэВ.
Поток электронов во внешнем радиационном
поясе Земли сильно меняется во время
геомагнитных возмущений. Внешний радиационный
пояс образуется из частиц ионизованной
оболочки, располагающейся вокруг Земли, и
электронов солнечного ветра. Во время
геомагнитных возмущений малоэнергичные электроны
ускоряются магнитогидродинамическими
волнами (МГД-волнами), распространяющимися
от границы магнитосферы к поверхности Земли
(подробнее о природе МГД-волн см. статью
М.И. Пудовкина "Солнечный ветер" в этом
томе).
На рис. 5 заштрихованные области
представляют собой области захвата частиц —
радиационные пояса Земли. Магнитосфера
Земли не симметрична на дневной и ночной
сторонах, поэтому области захвата частиц
также различны. Это различие вызвано
воздействием солнечного ветра на геомагнитосферу и
особенно сказывается на ее внешних областях.
Поэтому сильная асимметрия в расположении
области захвата наблюдается для частиц
внешнего радиационного пояса и в значительно
меньшей степени для частиц внутреннего
пояса.
В последнее время все большее внимание
привлекает роль КЛ в атмосферных процессах.
Хотя плотность энергии КЛ мала по сравнению
с соответствующими величинами различных
атмосферных процессов, в некоторых из них К Л
играют решающую роль. В земной атмосфере
на высотах менее 30 км К Л являются главным
источником образования ионов. От плотности
ионов во многом зависят процессы
конденсации и образования водяных капель. Так,
во время форбуш-понижений уменьшается
облачность и уровень выпадения осадков.
После вспышек на Солнце и прихода СКЛ
на Землю величина облачности и уровень
осадков увеличиваются. Эти изменения как в
первом, так и во втором случаях составляют
значительную величину — не менее 10%.
После вторжения в полярные области Земли
больших потоков малоэнергичных частиц от
солнечных вспышек наблюдается изменение
температуры в верхних слоях атмосферы. КЛ
активно участвуют в образовании грозового
электричества. В настоящее время активно
изучается влияние КЛ на концентрацию озона
и на другие процессы в атмосфере.
Заключение
КЛ представляют собой интереснейшее
явление природы, и, как все в природе, оно тесно
связано с другими процессами в звездных
объектах, в нашей Галактике, на Солнце, в гелио-
магнитосфере и в атмосфере Земли. Человек
уже многое знает о КЛ, но такие важные
вопросы, как причины ускорения КЛ, в том числе
до столь гигантских значений как Е ~ 1020 эВ,
химический состав КЛ при Е > 1014 эВ,
количественное описание процессов распространения
частиц в Галактике и в околосолнечном
пространстве, ускорение частиц во вспышках на
Солнце и многое другое остаются пока
нерешенными.
Литература
1. Березинский B.C., Буланов СВ., Гинзбург В.Л.
и др. Астрофизика космических лучей / Под ред.
В.Л. Гинзбурга. М.: Наука, 1990.
2. Дорман И.В. Космические лучи
(исторический очерк). М.: Наука, 1981.
3. Мурзин B.C. Физика космических лучей.
М.: МГУ, 1970.
4. Паркер Е. Динамические процессы в
межпланетной среде / Пер. с англ. М.: Мир, 1963.
5. Росси Б. Космические лучи. М.: Атомиздат,
1966.

А.А. Киселев
ДВОЙНЫЕ ЗВЕЗДЫ
Введение
Двойными звездами в астрономии
называют такие пары звезд, которые заметным
образом выделяются на небе среди окружающих
звезд фона близостью своих видимых
положений. В качестве оценок близости видимых
положений принимают следующие границы
угловых расстояний г между компонентами пары,
зависящие от видимой звездной величины га:
га < 2,0 г < 250"
га < 4,0 г < 100" m
га < 6,0 г < 40" {1)
га < 8,0 г < 16"
Здесь слева даны границы звездных
величин компонентов, справа — соответствующие
предельные угловые расстояния между
компонентами в единицах секунды дуги, до которых
данная пара считается двойной звездой.
Среди двойных звезд различают
физические и оптические пары. Физические пары
представляют собой системы близко
расположенных в пространстве звезд, связанных
силами тяготения и обращающихся около
общего центра тяжести по законам
Кеплера. Оптические пары, наоборот, состоят из
весьма далеко расположенных друг от друга
в пространстве звезд, случайным образом
проектирующихся на небесную сферу вблизи
одного направления. Для астрономии такие
пары не представляют интереса.
Физические двойные звезды имеют для
астрономии как науки в целом
фундаментальное значение. Астрономы многих стран
изучают эти звезды уже более двух веков, и
интерес к ним не ослабевает. Именно изучение
двойных звезд позволило однозначно
установить единство закона всемирного тяготения
Ньютона во Вселенной и получить, опираясь
на наблюдения, фундаментальные знания о
массах звезд, их светимости и эволюции.
Типы двойных звезд
Двойные звезды подразделяют в
зависимости от способа их наблюдений на визуально-
двойные, фотометрические двойные,
спектрально-двойные и спекл-интерферометрические
двойные звезды.
Визуально-двойные звезды. Визуально-
двойные звезды представляют собой довольно
широкие пары, уже хорошо различимые при
наблюдениях с телескопом умеренных
размеров. Эти звезды в основном удовлетворяют
условиям (1). Наблюдения визуально-двойных
звезд производятся либо визуально с
помощью телескопов, снабженных микрометром,
либо фотографически с помощью телескопов-
астрографов. В результате наблюдений
определяют взаимное угловое расстояние г
компонентов двойной звезды АВ, а также позиционный
угол s направления на небесной сфере дуги
АВ относительно круга склонения,
проходящего через компоненту А (см. рис. 1). Эти
данные по мере их накопления используют
для построения дуги видимой орбиты звезды-
спутника В относительно более яркой главной
звезды А. Если наблюдения продолжаются
достаточно долго (несколько десятков лет и
более), можно проследить полное обращение
звезды В относительно А. Типичными
представителями визуально-двойных звезд могут
служить звезды у Девы (г = 1"-б", период
обращения Р = 140 лет) или хорошо известная
любителям астрономии близкая к Солнцу
звезда 61 Лебедя (г = 10"-35", Р = 350 лет). К
настоящему времени известно около 100000
визуально-двойных звезд.
N
г
W Е
А
S
Рис. 1. Схема визуально-двойной системы. Указаны
позиционный угол s положения спутника В относительно
главной (более яркой) звезды А и расстояние г между
ними
Фотометрические двойные звезды.
Фотометрические двойные звезды представляют
собой очень тесные пары, обращающиеся с
периодом от нескольких часов до нескольких
дней по орбитам, радиус которых сравним
с размерами самих звезд. Плоскости орбит
этих звезд и луч зрения наблюдателя
практически совмещаются. Эти звезды
обнаруживают по явлениям затмений, когда одна

ДВОЙНЫЕ ЗВЕЗДЫ
201
из компонент проходит впереди или сзади
другой относительно наблюдателя. Астроном
замечает это явление как падение яркости
наблюдаемой звезды, которое происходит
регулярно с поразительной точностью. Таким
образом, фотометрические двойные звезды
являются затменно-переменными звездами.
Астрономы интенсивно наблюдают их наряду
с другими переменными звездами. В
результате наблюдений определяют кривую блеска
переменной звезды, отражающую изменение
яркости звезды со временем, то есть
зависимость вида m(t). Типичным представителем
затменно-переменных звезд является звезда
второй величины (3 Персея (Алголь), которая
регулярно затмевается на 9 часов с периодом
2,86731 суток; падение блеска в минимуме у
этой звезды составляет 2,3 звездной величины.
К настоящему времени известно более 500
фотометрических двойных звезд.
Спектрально-двойные звезды.
Спектрально-двойные звезды, так же как и
фотометрические двойные, представляют собой очень
тесные пары, обращающиеся в плоскости,
образующей с направлением луча зрения
наблюдателя малый угол. Спектрально-двойные
звезды, как правило, не удается разделить на
компоненты даже при использовании
телескопов с самыми большими диаметрами, однако
принадлежность системы к этому типу
двойных звезд легко обнаруживается при
спектроскопических наблюдениях лучевых
скоростей. Оказалось, что линии в спектрах таких
звезд регулярно смещаются или
раздваиваются. Это свидетельствует о том, что наблюдаемая
звезда состоит по меньшей мере из двух
компонентов, обращающихся вокруг общего
центра масс с большой скоростью. В
результате наблюдений определяют кривые лучевых
скоростей компонентов (иногда одной
компоненты, более яркой), характеризующие
периодические колебания их лучевых скоростей, а
также период этих колебаний и амплитуды.
Типичным представителем спектрально-двойных
звезд может служить звезда ? Большой
Медведицы, у которой наблюдаются спектры обеих
компонент, период колебаний 10 дней,
амплитуда около 50 км/с. Это первая исследованная
спектрально-двойная звезда, открытая Э. Пик-
керингом в 1888 году. В настоящее время
известно около 1500 спектрально-двойных звезд.
Спекл-интерферометрические двойные
звезды. Спекл-интерферометрические
двойные звезды открыты сравнительно недавно,
в 70-х годах нашего века, в результате
использования современных больших телескопов
для получения спекл-изображений
некоторых ярких звезд. Анализ этих изображений
с помощью электронной техники позволяет
довести разрешающую способность телескопа до
естественного предела, который определяется
размерами дифракционного изображения
звезды, что составляет приблизительно 0",02 для
телескопа с диаметром зеркала 6 м.
Пионерами спекл-интерферометрических наблюдений
двойных звезд являются Э. Мак Алистер в
США и Ю.Ю. Балега в России. К
настоящему времени методами спекл-интерферометрии
измерено несколько сотен двойных звезд с
разрешением г < 0",1.
Исследование визуально-двойных
звезд
Наблюдения визуально-двойных звезд
имеют фундаментальное значение для
астрономии. Честь первооткрывателя двойных звезд
бесспорно принадлежит английскому
астроному Вильяму Гершелю (1738-1822 годы).
Гершель больше известен как астроном,
который самостоятельно строил гигантские для
того времени телескопы-рефлекторы, начал
систематические исследования Млечного Пути
и открыл планету Уран. Наблюдения двойных
звезд Гершель предпринял в 1770-1780 годах
при попытке измерить звездные параллаксы,
используя идею Галилея о возможности
определить параллакс яркой звезды, составляющей
оптическую пару со слабой. Однако уже первые
наблюдения таких пар подтвердили догадку
Гершеля, что многие из наблюдаемых им пар —
физические двойные звезды.
Повторные наблюдения этих звезд через
20 лет показали наличие относительных
смещений компонентов, похожие на орбитальное
движение. К 1803 году Гершель опубликовал
списки нескольких сотен двойных звезд и
отметил среди них 50, у которых
обнаружилось смещение компонентов. В дальнейшем
наблюдения двойных звезд продолжил сын
Вильяма — Джон Гершель, перенесший свой
телескоп в Южную Африку. В Европе
планомерные наблюдения двойных звезд
организовал В. Струве на обсерватории в Тарту.
В 1824 году Струве применил для своих
наблюдений телескоп-рефрактор с объективом
Фраунгофера диаметром D = 24 см и
фокусным расстоянием F = 410 см (D/F = 24/410) на
экваториальной установке с часовым
механизмом, который можно считать прототипом
современных телескопов-рефракторов. Телескопы
Гершелей были смонтированы на
азимутальной установке, что делало их очень неудобными
в обращении. С новым инструментом В. Струве
открыл 3134 звездные пары. Результаты его
наблюдений опубликованы в трех каталогах, из
которых наибольшей известностью пользуется
каталог "Двойные и кратные звезды,
измеренные микрометрически", опубликованный
в 1837 году. Этот каталог сохраняет свое
значение и в наше время как первая эпоха
взаимных положений компонентов нескольких
тысяч двойных звезд. Точность измерений
В. Струве — на уровне лучших современных
визуально-микрометрических наблюдений.

202
АСТРОФИЗИКА
В конце XIX века инициативу в
исследованиях двойных звезд перехватили американские
астрономы, использовавшие в своих
наблюдениях новейшие рефракторы высшего класса с
объективами Кларка: рефрактор обсерватории
Дирборн с диаметром объектива D = 47 см,
рефрактор Вашингтонской морской обсерватории
(D = 65 см) и рефрактор Ликской обсерватории
(D = 91 см). Заслугой американских
астрономов было то, что они не только наблюдали
двойные звезды, но собрали и
систематизировали громадный наблюдательный материал
по этим звездам. Эта работа воплощена в
"Общем каталоге 13 665 звезд" Ш.У. Бернхема
(1906 год), охватывающем все известные к тому
времени наблюдения двойных звезд в зоне
склонений от —30° до Северного полюса. В новое
время эта традиция продолжена
американским астрономом Р.Дж. Айткеном, создавшим
"Новый общий каталог 17180 двойных звезд"
(1934 год) и астрономами Ликской обсерватории
Г.М. Джефферсом и В.Х. ван ден Босом,
составившими "Индекс каталог 64 247 двойных
звезд" (1961 год). В новое время наблюдения
визуально-двойных звезд продолжались во
многих странах мира как прежними,
визуальными, так и новыми, фотографическими и
фотоэлектрическими методами. После
пионерских работ Э. Герцшпрунга (1914 год) широкое
распространение получили фотографические
наблюдения двойных звезд с применением
старых — визуальных рефракторов и
фотографических пластинок, сенсибилизированных (то
есть сделанных особенно чувствительными) к
визуальным лучам (орто- и панхром).
Особенно интенсивно фотографические наблюдения
двойных звезд производились на
обсерваториях США Дирборн и Вашингтон, в России в
Пулкове на 26-дюймовом рефракторе Цейсса после
второй мировой войны. Возрастающий интерес
к наблюдениям двойных звезд непосредственно
связан с теми новыми знаниями, которые
стало возможным получать по мере накопления
наблюдательных данных о двойных звездах.
Главные результаты наблюдений
двойных звезд
Результаты продолжительных
систематических наблюдений визуально-двойных звезд
выражаются таблицами данных (?, г, s),
характеризующих для каждой звезды видимое
орбитальное движение ее компонентов.
Анализируя эти данные, астрономы уже в XIX веке
убедились, что видимое относительное
движение компонентов совершается по эллипсу
и удовлетворяет закону площадей, то есть
происходит в согласии с законами Кеплера.
Отсюда следует, что обращение в системах
двойных звезд подчиняется закону всемирного
тяготения Ньютона, так как законы Кеплера,
как доказал еще сам Ньютон, являются
следствием единого закона тяготения. Этот вывод
не был неожиданным для астрономов XIX века,
которые уже убедились в правильности закона
тяготения в процессе создания стройной теории
движений планет Солнечной системы. Однако
подтверждение действенности закона
тяготения в звездном околосолнечном пространстве
безусловно имело громадное научное и
философское значение. Перед астрономами
открылась реальная возможность "взвешивать"
звезды, то есть определять их массы, опираясь
только на закон Ньютона и наблюдения. Для
решения поставленной задачи достаточно было
определить из наблюдений период обращения
двойной звезды Р и большую полуось ее
орбитального эллипса а. Далее следовало
воспользоваться третьим законом Кеплера в
ньютоновском обобщении:
^ = М1+М2. (2)
Здесь а — большая полуось истинной орбиты
звезды В относительно звезды А, выраженная
в астрономических единицах (а.е.), Р — период
обращения, выраженный в годах; Mi и М2 —
массы компонентов А и В, выраженные в
единицах массы Солнца М0. Главная трудность
на этом пути состоит, во-первых, в определении
орбитальных элементов а и Р и, во-вторых,
в определении расстояния до исследуемой
звезды d, то есть ее параллакса р (параллакс
по определению естьр" = 206265(а.е./г) = 1/Д.
Здесь а.е. и г задаются в километрах, а
R — в парсеках). Первую трудность можно
было преодолеть только после накопления
рядов наблюдений, охватывающих минимум
половину периода обращения звезды, то есть
50-100 лет для самых близких визуально-
двойных звезд. Кроме того, необходимо было
разработать эффективные методы
определения истинной орбиты двойной звезды по ее
проекции на небесной сфере. Подходящие
методы — графические и аналитические —
позволяли довольно надежно определить
элементы истинной орбиты визуально-двойной
звезды, включая период обращения и большую
полуось орбиты а (в единицах секунды дуги),
однако только для тех двойных звезд, период
обращения которых не превышал 100-150 лет.
Таких звезд оказалось немного. К 1850 году
удалось определить только 20 орбит наиболее
тесных двойных звезд с периодом обращения
до 100 лет.
Темпы накопления орбит визуально-
двойных звезд не возрастали до 70-х годов
нашего века несмотря на прогресс техники
наблюдений и их массовость. Это не удивительно,
так как большинство наблюдаемых визуально
или фотографически двойных звезд (г > 0",5)
имеют периоды обращений от сотни до
нескольких тысяч лет.

ДВОЙНЫЕ ЗВЕЗДЫ
203
Вторая трудность на пути к определению
масс звезд по формуле (2) преодолевается
посредством измерений тригонометрических
параллаксов исследуемых двойных звезд, ибо
между а (в астрономических единицах) в
формуле (1) и а (в угловых секундах) существует
простое соотношение
Mv
а[а.е.] =
(3)
где а" и р" — большая полуось истинной
орбиты двойной звезды и ее параллакс, также
выраженный в единицах секунды дуги.
Однако до конца XIX века астрономы
не научились определять тригонометрические
параллаксы звезд с достаточной точностью (то
есть с ошибкой, меньшей 0",010) и это
существенно повлияло на развитие звездной
астрономии. Только развитие астрофотографии,
точнее ее специализации — фотографической
астрометрии, обеспечило приемлемую
точность определения параллаксов из наблюдений.
В середине нашего века тригонометрические
параллаксы звезд стали определять со средней
квадратической ошибкой гЦО^ООб-О^ООв), а
позднее (I960 год), в связи с вводом в строй
специального астрометрического рефлектора во
Флагстафе (США) — (D = 150 см, F = 18 м) — с
точностью до ±(0",003-0",004). Таким образом,
к настоящему времени параллаксы звезд,
находящихся на расстояниях до 20 пк от
Солнца (р > 0",040), могут определяться с
относительной ошибкой порядка 10 %,
соответствующие ошибки определения суммы масс
компонентов возрастают в 3 раза, то есть до
30 %, как это следует из формул (2) и (3). Для
ближайших звезд, находящихся на расстоянии
до 10 пк (р > 0",100), ошибка в определении
суммы масс составит не более 15 %. От суммы
масс компонентов двойной звезды естественно
было перейти к оценкам масс компонентов.
В отдельных случаях и эту задачу удалось
решить, исходя только из законов механики и
используя наблюдения лучевых скоростей.
Успехи, достигнутые астрономами в
области определения орбит и параллаксов близких
двойных звезд, позволили получить надежные
оценки масс для нескольких десятков звезд
и даже вывести некоторые статистические
зависимости. Важнейшие результаты в этой
области заключаются в следующем.
а) Массы всех исследованных звезд
заключены в пределах от 0,07 до 20,0 масс Солнца М0.
б) Массы 90 % звезд заключены в пределах
от 0,4 до 2,0 М0.
в) Для звезд главной последовательности
(статистическая общность звезд, к которой
принадлежит Солнце) имеет место статистическая
зависимость
L = КМ3; (4)
здесь L — светимость звезды, М — масса,
К — коэффициент пропорциональности. На
12
16
-I
_4/77
О
4
8
12
14
ГП
0,4
0,4
0,8
B-V
1,0
1,2 1,'"4
ГП
-1,4-0,8 -0,4 0 0,4 0,8 1,2 1,6 2,0
U-B
Рис. 2. Схематическое изображение диаграммы
Герцшпрунга-Рессела. Основная масса звезд (показана
красным цветом) группируется возле главной
последовательности (ГП)
рис. 2 представлена диаграмма Герцшпрунга-
Рессела, представляющая собой зависимость
между абсолютной звездной величиной звезд
Mv (которая по определенному закону зависит
от светимости L звезды) и их показателями
цвета (В — V) и (U — В), которые можно измерить с
точностью до 0,001 звездной величины
(показатель (В — V) — это разность звездных величин
звезды в голубом (В), ~ 4400 А, и желтом
(У), ~5500 А, диапазонах спектра, показатель
(U — В) — соответственно в синем (С/), ~3600 А,
и голубом (В) диапазонах). Основная масса
звезд (показана красным цветом) группируется
возле главной последовательности (ГП).
г) Компоненты двойных звезд чаще бывают
представлены звездами одной светимости и
одного спектрального класса, но бывают и
сильные различия. Есть веские основания
считать, что компоненты двойной звезды
сформировались одновременно и в дальнейшем
эволюционировали параллельно, оставаясь в
системе. Следовательно, если (4) справедливо,
то приходится заключить, что распределение
первоначальной массы между компонентами
было фактором, определяющим ход эволюции.

204
АСТРОФИЗИКА
Заключение
В окрестностях Солнца (d < 20 пк)
находится более 3000 звезд, среди них около
половины — двойные звезды всех типов, включая
тесные спектральные и широкие визуальные.
Есть все основания считать, что статистические
закономерности, установленные с помощью
двойных звезд в окрестностях Солнца, должны
выполняться также и в Галактике в целом или в
той ее части, где нет структурных особенностей.
Важнейшие результаты следующие.
а) Массы звезд не могут быть ни слишком
большими (например, больше массы Солнца
в 100 раз), ни слишком малыми (например,
меньше 1/100 солнечной).
б) Статистическая зависимость
масса-светимость, по-видимому, имеет общую
значимость и может различаться только
незначительно для звезд, принадлежащих разным
типам звездного населения.
в) Из а) и б), в частности, следует,
что если обычные звезды сравнительно мало
различаются по массе, то по светимости они
могут различаться в тысячу раз.
г) Масса звезды в момент ее формирования
является важнейшим параметром,
определяющим ее последующую эволюцию.
Литература
1. Асланов А.А., Колосов Д.Е., Липунова Н.А.,
Хрузина Т.С., Черепащук A.M. Каталог тесных
двойных систем на поздних стадиях эволюции. М.:
МГУ, 1989.
2. Куто П. Наблюдения визуально-двойных
звезд / Пер. с фр. М.: Мир, 1981.
3. Паннекук А. История астрономии / Пер. с
англ. М.: Наука, 1966.
4. Стремгрен Э., Стремгрен Б. Астрономия. М.:
ОГИЗ, 1941.
5. Струве О., Линде Б., Пилланс Э.
Элементарная астрономия. М.: Наука, 1967.

A.M. Черепащук
ТЕСНЫЕ ДВОЙНЫЕ ЗВЕЗДЫ НА ПОЗДНИХ СТАДИЯХ
ЭВОЛЮЦИИ
Введение
Доля двойных и кратных звезд в нашей
Галактике составляет около 50 %. В составе
двойных систем встречаются любые
комбинации звезд. Астрономы считают большой удачей,
когда интересующий их объект входит в состав
двойной системы, поскольку в этом случае
оказывается возможным определить важнейшие
характеристики объекта: его массу, радиус,
температуру, светимость и т. п. Это можно
сделать, изучая движение и взаимодействие
звезд — компонентов двойной системы. Среди
двойных звезд выделяют тесные двойные
системы (ТДС) — системы из двух звезд, в
которых на некотором этапе эволюции
происходит обмен веществом между компонентами.
Наиболее заметные наблюдательные
проявления перетекания вещества отмечаются у ТДС,
находящихся на поздних стадиях эволюции,
то есть после завершения первичного обмена
веществом между компонентами. Именно
характеристики поздних стадий эволюции ТДС
являются самыми сильными критериями для
проверки правильности наших
представлений об эволюции звезд, поскольку поздние
стадии эволюции связаны с образованием
таких особенных (пекулярных) объектов, как
белые карлики, звезды Вольфа-Райе (WR),
нейтронные звезды и черные дыры.
Достижения рентгеновской астрономии
привели к открытию новых типов ТДС, в
частности рентгеновских двойных систем,
состоящих из нормальной оптической звезды
типа Солнца, которая является донором и
поставляет вещество на соседний объект, и
релятивистского объекта (нейтронная звезда,
черная дыра), находящегося в режиме
непрерывающегося захвата (аккреции) вещества.
Наблюдательные проявления релятивистских
объектов в ТДС (для которых
существенны эффекты общей теории относительности
(ОТО) А. Эйнштейна) были впервые
теоретически описаны в работах советского теоретика
Я.Б. Зельдовича и его учеников в 1966-1972
годах. Предсказание мощного рентгеновского
излучения от аккрецирующих нейтронных
звезд и черных дыр было сделано в 1964 году
Я.Б. Зельдовичем и американским астрономом
Е.Е. Солпитером.
Прогресс в понимании природы и эволюции
релятивистских объектов в ТДС произошел
после открытия с борта специализированного
американского спутника УХУРУ в 1972-
1976 годах сотен компактных рентгеновских
источников, которые, как оказалось,
представляют собой в большинстве случаев
рентгеновские двойные системы разных типов.
В предлагаемом обзоре будут рассмотрены
современные представления об эволюции ТДС
на поздних стадиях.
Об эволюции массивных тесных
двойных систем
Сценарий эволюции массивных ТДС
(суммарная масса Mi + М2 > ЗОМ0, М0 — масса
Солнца) развит в 1967-1983 годах в работах
поляка Б. Пачинского, немцев Р. Киппенхана
и А. Вайгерта, россиян А.В. Тутукова и
Л.Р. Юнгельсона, голландца Э. Ван ден Хейвела,
россиян В.Г. Корнилова и В.М. Липунова.
Схему эволюции звезд в массивной ТДС,
изначально состоящей из двух звезд
спектральных классов ОВ, можно представить в
следующем виде (см. рис. 1):
OBi + ОВ2 -> WRi + ОВ2 ->
-> взрыв как сверхновой звезды WRi + OB2 —>
-»• релятивистский объект С + ОВ2 -»•
—> С + WR2 (или одиночный объект
Ландау—Торна —Житков) ->
—> взрыв звезды WR2 как сверхновой —>
-> два релятивистских объекта (С + С).
На начальной стадии система состоит из
двух массивных горячих ОВ-звезд главной
последовательности однородного химического
состава. Пусть масса более массивной звезды
OBi не сильно превосходит массу менее
массивной ОВ2. Время ядерной эволюции звезды на
стадии выгорания водорода в ядре для звезды с
массой ЗОМ0 составляет 3 • 106 лет. Более
массивная звезда OBi эволюционирует быстрее,
увеличивает свой радиус и первой заполняет
свою полость Роша. Это заполнение, возможно,
произошло на стадии, когда у звезды OBi
имеется инертное гелиевое ядро, где ядерные
реакции еще не идут, а водород выгорает в
слоевом источнике. Звезда OBi теряет
вещество через внутреннюю точку Лагранжа; это
вещество перетекает на звезду ОВ2 и
присоединяется к ней. Процесс первоначального обмена
масс является самоподдерживающимся и очень
быстрым (соответствующая шкала времени
тепловая, а не ядерная), в частности, из-за того,
что расстояние а между компонентами двойной

206
АСТРОФИЗИКА
OB,
Л
ов2
м0
WR,
SS433
5(a)
5(6)
5(в)
5(г)
Объект
Ландау-
Торна-
Житков
WFL
Cig X-3
С С
Рис. 1. Эволюция массивной тесной двойной системы:
1 — разделенная ТДС из двух массивных горячих ОВ-
звезд, Mi > М2; указаны критические полости Роша
каждой из компонент и внутренняя точка Лагранжа Л
в области их соприкосновения; 2 — первичный обмен
масс в системе через внутреннюю точку Лагранжа;
3 — система WRi + ОВ'2; 4 — стадия двойной системы
С + ОВ'2, содержащей релятивистский объект С, но без
аккреции и мощного рентгеновского излучения; 5а —
рентгеновская двойная система с аккреционным диском
вокруг релятивистского объекта; 56 — эволюция с
общей оболочкой, приводящая либо к формированию
объекта Ландау-Торна-Житков, либо 5в — к двойной
системе С + WR2 типа Лебедь Х-3 (Суд Х-3). Стадия 5а
может привести также к формированию объекта типа
SS 433 со сверхкритическим аккреционным диском вокруг
релятивистского объекта, но без общей оболочки; 5г —
стадия двух релятивистских объектов
системы в консервативном случае (то есть при
сохранении общей массы и углового момента)
меняется по закону
а =
const
(1)
При условии Mi + М2 — const эта функция
имеет минимум, когда М\ — М2. Поэтому при
перетекании вещества от более массивной
звезды OBi к менее массивной ОВ2 расстояние
между компонентами а уменьшается, что, в
свою очередь, усиливает обмен масс. В случае
массивной ТДС первой заполняет свою полость
Роша и начинает перетекать на вторую звезду
всегда более массивная компонента. Поэтому
в массивных ТДС расстояние а между
компонентами системы всегда уменьшается в начале
первичного обмена масс, что делает обмен масс
самоподдерживающимся и неизбежным. После
завершения первичного обмена веществом
масса первоначально менее массивной звезды ОВ2
увеличивается почти втрое (поэтому далее эта
звезда обозначается как ОВ2) и в системе
реализуется так называемый процесс перемены
ролей компонент, когда первоначально более
массивная звезда становится менее массивной
компонентой двойной системы.
Все ТДС после первичного обмена масс,
содержащие далеко проэволюционировавшие
объекты (белые карлики, звезды WR,
нейтронные звезды, черные дыры), принято называть
тесными двойными системами на поздних
стадиях эволюции. Каковы основные
наблюдательные проявления всех последующих стадий
эволюции ТДС в случае массивных систем,
которые теоретически изучены лучше всего?
Звезды Вольфа-Райе в тесных
двойных системах
с ОВ-компонентами
После завершения первичного обмена масс
в массивной ТДС на месте первоначально более
массивной звезды OBi образуется гелиевый
остаток, масса которого существенно меньше
массы второй компоненты ОВ2. Как показывают
расчеты, масса гелиевых остатков Mr (с
небольшими водородными оболочками)
удовлетворительно описывается соотношением
Mr
ОД
Mi
м0
1,4
(Я)
Образовавшаяся на месте звезды ОВх гелиевая
звезда с тонкой водородной оболочкой
имеет эффективную температуру, достигающую
почти 100 000 К. Гелиевые остатки с тонкими
водородными оболочками обычно
рассматриваются как модели звезд Вольфа-Райе (WR).
Длительность стадии WRi + OB2 составляет
~3 • 105 лет. В настоящее время известно 170
звезд WR в нашей Галактике и примерно
столько же в других ближайших галактиках. Их
характерная особенность — наличие мощных
и широких линий излучения, которые
формируются в протяженной атмосфере,
расширяющейся со скоростями в тысячи километров в
секунду, по-видимому, под действием давления
излучения (эта атмосфера называется также
звездным ветром). Около половины известных
звезд WR ярче 10-й звездной величины
обнаружены как компоненты систем WRi + OB2.
Орбитальные периоды Р этих систем лежат в
пределах от 1,6 до 2900 суток. Эксцентриситеты
орбит: е « 0 для Р < 14 суток и е « 0,3-0,8
для Р > 70 суток. Отношения масс компонентов

ТЕСНЫЕ ДВОЙНЫЕ ЗВЕЗДЫ НА ПОЗДНИХ СТАДИЯХ ЭВОЛЮЦИИ
207
Логарифм отношения светимости звезд
к светимости Солнца
\
CQCep
Логарифм эффективной температуры
Рис. 2. Положение четырех звезд Вольфа-Райе CQ
Сер (CQ Цефея), V444 Суд (V444 Лебедя), CV Ser (CV
Змеи) и СХ Сер (СХ Цефея) (красные точки), являющихся
компонентами затменных двойных систем, на диаграмме
Герцшпрунга-Рессела спектр-светимость. Для примера
показан один из эволюционных треков звезды ОВ с
Mi = 32M© в массивной ТДС, обусловленный первичным
обменом масс
q — Mwr/Mob лежат в пределах 0,17-2,78
(рис. 2).
Модель звезды WR как обнаженного
гелиевого ядра первоначально массивной ОВ
звезды подтверждается определениями
радиусов и температур звезд WR из анализа
кривых затмений двойных затменных систем
WR+OB. Особенно значимое подтверждение
модели звезды WR как гелиевого остатка
было получено недавно в связи с недавним
открытием звезды WR в составе далеко про-
эволюционировавшей рентгеновской двойной
системы Лебедь Х-3, содержащей нейтронную
звезду или черную дыру.
Интенсивное рентгеновское излучение
двойных систем типа WRi + ОВ2 было
предсказано в 1967-1976 годах в работах российских
ученых А.М. Черепащука, а также О.Ф. При-
луцкого и В.В. Усова. Наблюдения с борта
внеатмосферной американской
обсерватории ЭЙНШТЕЙН обнаружили значительное
(порядка 1033—1034 эрг/с) рентгеновское
излучение от двойных систем WR + ОВ. Это
излучение формируется в ударной волне,
образованной в результате столкновения звездных
ветров WR- и ОВ-компонентов. Эффекты
столкновения звездных ветров звезд системы
в массивных ТДС приводят к
неконсервативности процесса обмена веществом между
компонентами, что необходимо учитывать при
построении теории эволюции ТДС.
Взрыв звезды WRi как сверхновой
Эволюция гелиевой звезды зависит от
массы образующегося у нее углеродно-
кислородного ядра. Для достаточно массивных
первичных звезд ОВ (с массой более 12М0)
масса углеродно-кислородного ядра
превышает верхний предел для соответствующих белых
карликов (1,4М0), и такие ОВ-звезды в двойных
системах могут породить нейтронные звезды
или черные дыры. После истощения гелия в
ядре звезды WR последовательно и во все
ускоряющемся темпе выгорают углерод, кислород,
неон и кремний с последующим
образованием железного ядра, коллапс которого приводит
к образованию релятивистского объекта,
сопровождаемого, по всей вероятности, взрывом
сверхновой. Поскольку масса взрывающейся
звезды велика, это должна быть сверхновая
2-го типа (по классификации советского
астрофизика И.С. Шкловского) с той лишь разницей,
что из-за отсутствия протяженной водородной
оболочки (характерной для массивных
сверхгигантов, но не для звезд WR) коэффициент
переработки энергии взрыва в излучение очень
мал (около 0,001).
В последнее время выявлен новый класс
сверхновых, возникновение которых
связывают со взрывами звезд WR. В частности,
аномально слабая сверхновая, сопровождавшая
образование остатка сверхновой Кассиопея А,
могла быть вызвана взрывом звезды WR.
Стадия "нерентгеновской" двойной
системы с релятивистским объектом
После первичного обмена масс в двойной
системе звезда ОВ2 захватила (аккрецировала)
вещество звезды OBi (ее водородную оболочку,
то есть более 60% массы звезды OBi), масса
звезды ОВ2 возросла, однако она пока еще
остается звездой главной последовательности
нормального химического состава с
характерным временем ядерной эволюции около
миллиона лет. После взрыва звезды WRi и
образования релятивистского объекта
формируется система С + ОВ2 с релятивистским
объектом С. При этом двойная система не
распадается под действием взрыва сверхновой,
поскольку взрывается менее массивная звезда
WRi, а удар оболочки сверхновой о звезду
ОВ2 не приводит к распаду системы. Скорость
центра масс системы после взрыва сверхновой
может превышать 100 км/с, и за время жизни
звезды ОВ2 двойная система может удалиться
от плоскости Галактики на расстояние до
нескольких сотен парсек.

208
АСТРОФИЗИКА
После взрыва сверхновой и образования на
месте звезды WRi релятивистского объекта
последний не является мощным источником
рентгеновского излучения, в этом смысле он
"невидим". Это связано с тем, что звезда ОВз
является звездой главной последовательности
и далека от заполнения своей полости Ро-
ша, а захват вещества из звездного ветра
этой звезды на релятивистский объект, по-
видимому, недостаточен для образования
яркого рентгеновского источника. Заметим, однако,
что если ОВз-звезда быстро вращается, в
области ее экватора образуется мощный
звездный ветер, стимулированный вращением. Это
может обеспечивать достаточно интенсивный
темп аккреции вещества из экваториального
звездного ветра на релятивистский объект и
формирование яркого рентгеновского
источника даже в том случае, если звезда ОВ^
далека от заполнения своей полости Роша.
Такая ситуация наблюдается у рентгеновских
двойных систем умеренных масс с оптическими
(то есть излучающими в оптическом диапазоне
длин волн) компонентами — звездами Be.
Активность молодой нейтронной звезды
(быстрое вращение, сильное магнитное поле,
выброс звездою релятивистских частиц и
т.п.) может также препятствовать аккреции
вещества звезды ОВ^. Таких массивных ТДС
с невидимыми релятивистскими объектами
может существовать несколько тысяч в нашей
Галактике. Отличительные особенности таких
систем: большие пространственные скорости
(до сотен километров в секунду) и
значительные (до 1 кпк) высоты z над галактической
плоскостью, которые двойные системы
приобретают в результате происходящих в них
взрывов сверхновых.
В Галактике наблюдается значительное
число таких "убегающих" ОВ-звезд с большими
пространственными скоростями. По
современным представлениям некоторые из них могут
быть ТДС, содержащими релятивистские
спутники в неактивной, нерентгеновской стадии. В
таких системах релятивистские спутники
можно обнаружить косвенно, по периодическим
изменениям лучевых скоростей оптической
ОВ-звезды. Поиск релятивистских спутников у
"убегающих" ОВ-звезд проводился в последние
годы рядом групп. Примерно у десятка
"убегающих" ОВ-звезд наблюдаются
квазипериодические изменения лучевых скоростей с
амплитудой 10-30 км/с и периодами 1-100 суток. Во
всех случаях строгая периодичность изменений
лучевых скоростей пока не доказана, для этого
требуются дальнейшие наблюдения.
В последнее время открыты два
радиопульсара в двойных системах с ОВ-компонентами:
PSR 1259-63 (Р = 7,8 лет, е = 0,97) и пульсар
в Малом Магеллановом Облаке (Р = 52 суток,
е = 0,80). Большие значения эксцентриситетов
у этих двойных систем свидетельствуют о
произошедших в них взрывах сверхновых, а
наличие активных эжектирующих (то есть
испускающих) вещество радиопульсаров
позволяет отнести эти двойные системы к классу
"нерентгеновских" двойных систем.
Стадия рентгеновской двойной
системы
По прошествии примерно миллиона лет
после взрыва звезды WRi как сверхновой звезда
ОВз увеличит свой радиус и приблизит свою
поверхность к границам полости Роша.
Стимулированный приливными гравитационными
силами звездный ветер, особенно интенсивно
истекающий через внутреннюю точку Лагранжа,
приведет к формированию вокруг
релятивистского объекта аккреционного диска. В системе
возникает мощный рентгеновский источник со
светимостью порядка 1036-1038 эрг/с. Многие
десятки таких рентгеновских двойных систем
с массивными ОВ-компонентами открыты в
Галактике, а также в Большом и Малом
Магеллановом Облаках (ближайших к нам
галактиках). Рентгеновские двойные системы с
ОВ-сверхгигантами состоят из оптической ОВ-
звезды, близкой к заполнению своей полости
Роша, и релятивистского объекта,
находящегося в режиме аккреции вещества,
поставляемого ОВ-звездой. Большое количество таких
систем было открыто в 70-х годах с помощью
специализированных американских спутников
УХУРУ и ЭЙНШТЕЙН. Отождествление этих
рентгеновских источников с оптическими
звездами, активно проводившееся рядом научных
коллективов, позволило детально исследовать
основные характеристики рентгеновских
двойных систем и определить массы нейтронных
звезд и черных дыр.
Известно более десятка массивных
рентгеновских двойных с ОВ-сверхгигантами,
близкими к заполнению своих полостей Роша.
Рентгеновское излучение от таких систем квазиста-
ционарно. Орбитальные периоды сравнительно
короткие: Р « 1,4-9 суток, эксцентриситеты
орбит близки к нулю: е«0—0,1. Помимо
переменности, связанной с орбитальным
движением компонент (рентгеновские и
оптические затмения, эффекты эллипсоидальности
и "отражения" в оптическом диапазоне), в
таких "стационарных" массивных
рентгеновских двойных системах наблюдается долго-
периодическая рентгеновская и оптическая
переменность, по-видимому, связанная с
эффектами прецессии оси вращения оптической
звезды или аккреционного диска (см. рис. 3).
Рентгеновские источники в таких системах —
аккрецирующие нейтронные звезды и черные
дыры. Нейтронные звезды проявляют себя
как рентгеновские пульсары с периодами
пульсаций 0,7-600 секунд. Это связано с тем,
что нейтронная звезда быстро вращается и
имеет сильное (порядка 1012 Гс) магнитное поле,

ТЕСНЫЕ ДВОЙНЫЕ ЗВЕЗДЫ НА ПОЗДНИХ СТАДИЯХ ЭВОЛЮЦИИ
209
Рентгеновский пульсар
з
i
о
о
о
Q.
О
Аккреционный диск
Оптическая звезда
ш
ш
ш
X
S
I
CD
О
О
I
ш
S
о
I
(D
f-
I
Оптическое излучение
Y
Орбитальный период
Рис. 3. а — модель рентгеновской двойной системы с прецессирующим аккреционным диском вокруг релятивистского
объекта; показаны разные фазы прецессии диска; б — определяемые из наблюдений рентгеновские и оптические кривые
блеска системы и кривые лучевых скоростей (7 — для оптической звезды, 2 — для рентгеновского пульсара). По этим
кривым находят массы оптической и релятивистской звезд и параметры орбиты двойной системы
которое канализирует (направляет) плазму
из внутренних частей аккреционного диска
на магнитные полюса нейтронной звезды. В
местах столкновения плазмы с поверхностью
нейтронной звезды образуются два горячих
рентгеновских пятна. Поскольку ось вращения
нейтронной звезды не совпадает с осью
магнитного диполя, наблюдатель видит эффект
маяка: горячие пятна то видны наблюдателю, то
экранируются от него телом нейтронной
звезды, что и приводит к явлению рентгеновского
пульсара. Три массивные рентгеновские
двойные системы с ОВ-сверхгигантами содержат
массивные (с массой более трех солнечных)
рентгеновские источники (Лебедь Х-1 и два
источника в Большом Магеллановом Облаке —
ЬМСХ-ЗиЪМСХ-1).
Существует целый класс рентгеновских
двойных систем, содержащих в качестве
оптических компонентов быстровращающиеся
звезды класса Be главной последовательности
умеренных масс (б-2ОМ0). Это массивные
рентгеновские транзиентные источники.
Оптические звезды здесь не заполняют свои
полости Роша. Орбитальные периоды велики:
Р« 10-1000 суток, эксцентриситеты орбит
значительны: е « 0,2-0,8. Рентгеновские
источники — аккрецирующие нейтронные
звезды, в большинстве случаев являются также
рентгеновскими пульсарами с периодами 0,07-
6000 секунд. Характерная особенность этих
систем — вспышки рентгеновского излучения
длительностью около месяца (светимость в
максимуме достигает 1038-1039 эрг/с).
Рентгеновские вспышки преимущественно происходят в
то время, когда аккрецирующая нейтронная
звезда находится вблизи периастра своей
орбиты, где плотность экваториального звездного
ветра Ве-звезды максимальна. Рентгеновская
светимость в спокойном состоянии у таких
систем не превышает 1033-1034 эрг/с.
Вторичный обмен масс в системе
Стадия рентгеновской двойной системы
продолжается очень недолго, около 1000-
10 000 лет. Когда звезда ОВз окончательно
заполнит свою полость Роша, истечение
вещества через внутреннюю точку Лагранжа
будет происходить в темпе, соответствующем
времени тепловой релаксации звезды и
достигающем для массивных звезд величины
0,0001-0,001 М0/год. В этом случае
рентгеновское излучение полностью поглощается в
оптически толстом аккреционном диске и pea-

210
АСТРОФИЗИКА
лизуется сверхкритический режим аккреции,
когда сила давления радиации превосходит
силу гравитационного притяжения в диске.
На месте рентгеновского источника
наблюдается оптически яркий аккреционный диск, из
которого под действием давления излучения
происходит мощное истечение вещества (см.
рис. 4). Рентгеновская двойная система в этом
случае по своим наблюдательным проявлениям
чрезвычайно похожа на знаменитый объект
SS 433, который обладает столь удивительными
свойствами, что его называют загадкой века.
Рис. 4. Модель объекта SS 433 как массивной
рентгеновской двойной системы с прецессирующим
аккреционным диском вокруг релятивистского объекта.
Показаны релятивистские джеты, перпендикулярные
плоскости аккреционного диска
Свое название объект SS 433 получил по
порядковому номеру в каталоге СБ. Стефен-
сона и Н. Сандулика, содержащем звезды с
сильными эмиссионными линиями водорода.
Объект ассоциирован с радио- и
рентгеновским источниками и локализован в центре
пекулярного (необычного) остатка вспышки
сверхновой W50. В 1979 году появилось
сенсационное сообщение группы американских
астрофизиков, руководимой Б. Маргоном,
которые открыли в оптическом спектре SS 433
три системы линий излучения водорода и
нейтрального гелия, две из которых смещены
относительно своего нормального положения
на громадную величину, достигающую ±900 А,
причем положение этих смещенных линий не
остается постоянным: они перемещаются по
спектру в синюю и красную части с периодом
около 164 суток. Эта уникальная особенность
объекта SS 433 совместима с представлением о
том, что движущиеся эмиссионные линии в его
спектре формируются в двух противоположно
направленных коллимированных (угол
расходимости меньше 1°) выбросах газа (джетах),
которые вырываются из внутренних частей
аккреционного диска с релятивистскими
скоростями примерно 80 000 км/с (что составляет
~ 0,27с, с — скорость света). Аккреционный
диск и коллимированные выбросы (которые ему
перпендикулярны) прецессируют с периодом
около 164 суток, причем направление выбросов
газа составляет с осью прецессии угол ~ 20°,
а ось прецессии перпендикулярна плоскости
орбиты двойной системы и наклонена по
отношению к лучу зрения на угол ~ 79°.
В настоящее время установлено, что
объект SS 433 представляет собой массивную
рентгеновскую двойную систему с периодом
13,1 суток, состоящую из нормальной
оптической ОВ-звезды, переполняющей свою
полость Роша, и релятивистского объекта,
окруженного толстым аккреционным диском,
прецессирующим с периодом ~ 164 дня (см.
рис. 5). Таким образом, обьект SS 433 подобен
рентгеновской двойной системе Лебедь Х-1
или Центавр Х-3 с той лишь разницей, что
оптическая звезда в системе SS 433
находится на более продвинутой стадии ядерной
эволюции, переполняет свою полость Роша и
истекает на релятивистский объект в тепловой
шкале времени релаксации. Это приводит к
явлению сверхкритической аккреции на
релятивистский объект. Появление релятивистских
сильно коллимированных выбросов вещества,
вырывающихся из центральных частей
толстого аккреционного диска, является новой и
неожиданной особенностью сверхкритического
режима аккреции. Поскольку стадия эволюции
объекта SS 433 очень кратковременна, таких
объектов в Галактике должно быть очень
мало — единицы.
з W I I М I М I I
2
1
0
0,8 0 0,2 0,4 0,6 0,8
Фаза
Рис. 5. Оптическая кривая блеска SS 433, охватывающая
один прецессионный 164-суточный цикл. Стрелками
указаны моменты затмений аккреционного диска оптической
звездой с периодом 13,1 суток. Глубина затмений и внеза-
тменный блеск меняются из-за прецессии аккреционного
диска
В системе SS 433 реализуется неожиданный
для теории эволюции массивных ТДС режим
вторичного обмена масс, когда переполнение
звездой ОВз своей полости Роша ведет к
формированию сверхкритического
аккреционного диска вокруг релятивистского объекта,
из которого и осуществляется интенсивный
унос вещества и углового момента за пределы
двойной системы.
Классическая теория эволюции массивных
ТДС предсказывает иной режим
вторичного обмена масс — через формирование
общей оболочки. При темпе потери массы
звездой ОВз через точку Лагранжа около
0,0001-0,001М0/год релятивистский объект не

ТЕСНЫЕ ДВОЙНЫЕ ЗВЕЗДЫ НА ПОЗДНИХ СТАДИЯХ ЭВОЛЮЦИИ
211
может аккрецировать все вещество,
поступающее в аккреционный диск, поэтому
подавляющая часть вещества (свыше 99 %) должна
уходить за пределы двойной системы, унося
массу и угловой момент. В этом случае будет
формироваться общая оболочка, в которой
релятивистский объект интенсивно тормозится.
Угловой орбитальный момент релятивистского
объекта при этом передается общей оболочке,
которая быстро теряется. В итоге на месте
звезды образуется вторая звезда WR (WR2)
в паре с релятивистским объектом (система
С + WR2). Выброшенная за пределы двойной
системы общая оболочка сгребает
межзвездный газ и образует кольцевую туманность
вокруг системы С + WR2. Подобные кольцевые
туманности размером около 1 пк наблюдаются
примерно у двух десятков звезд WR.
То, что стадия вторичного обмена масс
в режиме с общей оболочкой действительно
реализуется в природе, доказывается недавним
открытием звезды WR в очень
короткопериодическои рентгеновской двойной системе
Лебедь Х-3. Очень короткий орбитальный
период (4,8 часа) этой системы свидетельствует
об интенсивной потере массы и углового
момента.
Стадия второй звезды WR в системе
Образовавшиеся в результате вторичного
обмена масс в ТДС звезды WR2 второго
поколения должны обладать большими
пространственными скоростями и иметь в среднем
большие высоты z над галактической
плоскостью из-за импульса, полученного двойной
системой в результате взрыва сверхновой.
Кроме того, С + WR2 -системы могут быть
окружены кольцевыми туманностями.
Советские ученые А.В. Тутуков и Л.Р. Юн-
гельсон, а также голландец Э. Ван ден Хейвел
в 1973-1976 годах высказали идею о том,
что звезды WR, окруженные кольцевыми
туманностями, могут быть двойными С + WR2
системами, то есть системами С + ОВ2 на
стадии после вторичного обмена масс.
Интенсивный поиск проявлений
двойственности (периодическая переменность блеска и
лучевых скоростей) у ряда одиночных звезд
WR, имеющих большие z и окруженных
кольцевыми туманностями, привел к выделению
около десятка звезд WR, у которых можно
подозревать наличие релятивистских спутников.
Среди таких звезд WR две с уверенностью
могут быть отнесены к классу двойных с
"невидимыми" спутниками: HD 50896 (WN 5,
Р = 3,763 суток, z = —279 пк, расположена в
центре кольцевой туманности RCW 11) и
HD 197406 (WN 7, Р = 4,327 суток, z = 1032 пк).
Решающим аргументом в пользу
присутствия релятивистского спутника было бы
обнаружение мощного (достигающего 1038 эрг/с)
рентгеновского излучения от таких звезд WR.
Однако недавние наблюдения с борта
обсерватории ЭЙНШТЕЙН показали, что
рентгеновское излучение от таких звезд WR (в том числе
и от упомянутых выше HD 50896 и HD 197406)
не превышает 1033 эрг/с, что слишком мало для
аккрецирующих нейтронных звезд или черных
дыр. Поэтому вопрос о природе невидимых
спутников в данном случае пока остается
открытым.
Присутствие звезды WR в пекулярной
короткопериодическои рентгеновской двойной
системе Лебедь Х-3 доказало реальность
существования двойных систем C + WR2,
образовавшихся в результате вторичного обмена
масс в массивных ТДС на стадии с общей
оболочкой.
Стадия одиночной звезды
с релятивистским объектом в центре
Существует еще один путь эволюции
массивной ТДС на стадии после завершения
вторичного обмена масс. Наиболее тесные
двойные системы С + ОВ2 с нейтронными звездами
или черными дырами на стадии с общей
оболочкой могут из-за сильного торможения
релятивистского объекта в оболочке образовать
одиночные объекты с ядрами, состоящими
из нейтронной звезды или черной дыры
(релятивистский объект в этом случае "падает"
в центр нормальной ОВ2-звезды). Подобные
объекты (называемые объектами Ландау-
Торна-Житков — по имени Л.Д. Ландау,
К. Торна из Калифорнийского технологического
института и польки Анны Житков) также
должны обладать большими
пространственными скоростями и иметь большие высоты z
над галактической плоскостью, поскольку они
образовались в двойной системе, испытавшей
взрыв сверхновой.
Согласно теории, объекты Ландау-Торна-
Житков должны сильно отличаться по
наблюдательным проявлениям от звезд WR,
например быть полностью конвективными
красными сверхгигантами. Однако для
окончательного отождествления объектов Ландау-
Торна-Житков с наблюдаемыми объектами
требуются дальнейшие усилия как теоретиков,
так и наблюдателей.
Взрыв звезды WR2 как сверхновой
и стадия двух релятивистских
объектов
Взрыв второй звезды WR (WR2) в двойной
системе С + WR2 с релятивистским объектом
в большинстве случаев приводит к распаду
двойной системы, поскольку в этом случае
взрывается компонента большей массы. Распад

212
АСТРОФИЗИКА
системы приводит к образованию двух
быстро летящих релятивистских объектов. При
специфической асимметрии взрыва
сверхновой существует вероятность, что система не
распадется, и в этом случае может
образоваться двойная система, состоящая из двух
релятивистских объектов с пространственной
скоростью центра масс в сотни километров в
секунду и большим эксцентриситетом орбиты.
Пример такой системы — двойной
радиопульсар PSR 1913+16, у которого наблюдается
уменьшение орбитального периода за счет
уноса энергии и углового момента излучением
гравитационных волн в строгом
количественном соответствии с предсказаниями ОТО.
В последние годы число открытых двойных
радиопульсаров достигло 42 (полное число
радиопульсаров около 700). Известно, что
радиопульсар представляет собой сильно
намагниченную (магнитное поле ~ 1012 Гс)
нейтронную звезду с быстрым осевым вращением.
Строго периодически повторяющиеся
импульсы радиоизлучения пульсара обусловлены
переработкой энергии вращения нейтронной
звезды в направленное радиоизлучение через
посредство сильного магнитного поля.
Известные радиопульсары в двойных системах
содержат в качестве спутников нейтронную
звезду, белый карлик, массивную ОВ-звезду и
даже планеты. Периоды вращения пульсаров
в двойных системах лежат в пределах 0,0016-
1 секунды и в среднем значительно короче,
чем периоды одиночных пульсаров. Это связано
с тем, что во время вторичного обмена масс
в массивной ТДС нейтронная звезда сильно
раскручивается, аккумулируя значительную
долю орбитального углового момента двойной
системы. Орбитальные периоды двойных
радиопульсаров лежат в пределах 0,2-1300 суток,
эксцентриситеты орбит е = 0~0,97.
Об эволюции маломассивных тесных
двойных систем под влиянием
излучения гравитационных волн
и замагниченного звездного ветра
Маломассивные ТДС представляют собой
многочисленный класс объектов Галактики.
Поздние стадии эволюции маломассивных ТДС
имеют много ярких наблюдательных
проявлений. Прежде всего это взрывные переменные
(их еще называют катаклизмические
переменные) — новые и новоподобные звезды,
представляющие собой ТДС, одной из
компонент которых является аккрецирующий белый
карлик. В зависимости от величины магнитного
поля белого карлика, аккреция вещества
носит дисковый (катаклизмические двойные,
промежуточные поляры) или же недисковый
(поляры) характер и целиком управляется
магнитным полем белого карлика, напряженность
которого достигает десятков миллионов эрстед.
Компонентами маломассивных ТДС могут быть
как нейтронные звезды, так и черные дыры.
Поскольку нейтронные звезды и черные дыры
образуются при коллапсе железных ядер
массивных звезд, по крайней мере часть
наблюдаемых ныне маломассивных ТДС с
нейтронными звездами и черными дырами,
по-видимому, произошла из массивных ТДС,
испытавших сильно неконсервативный обмен
масс, обусловленный либо большим начальным
отношением масс компонент системы, либо
тройственностью системы.
В зависимости от массы и химического
состава белого карлика, массы спутника и
эволюционной стадии, на которой спутник
заполняет свою полость Роша, реализуются
различные эволюционные пути ТДС и
различные типы поздних стадий их эволюции. В
последние годы удалось существенно
продвинуться вперед на пути понимания эволюции
маломассивных ТДС, используя два механизма
уноса углового момента и энергии из двойной
системы: излучение системой гравитационных
волн и истечение из красной карликовой звезды
замагниченного звездного ветра. Роль этих
механизмов можно проследить на примере ката-
клизмических переменных, которые являются
тесными двойными системами, состоящими из
вырожденного белого карлика и звезды главной
последовательности — красного карлика с
массой менее одной солнечной, заполняющего
свою полость Роша и истекающего через
внутреннюю точку Лагранжа.
Особенность этих переменных состоит в
том, что масса истекающей красной звезды
меньше массы белого карлика, вокруг которого
сформировался яркий аккреционный диск из
вещества, поставляемого красной звездой. В
модели с сохраняющейся полной массой и
угловым моментом это трудно понять.
Действительно, при перетекании вещества от менее
массивной звезды системы к более массивной
расстояние между компонентами
увеличивается. Ожидать значительного перетекания
вещества в этом случае не приходится,
поскольку время ядерной эволюции маломассивной
звезды больше времени существования
Вселенной и эффект эволюционного увеличения
радиуса красной звезды крайне незначителен.
Поэтому то, что в катаклизмических
переменных мы наблюдаем весьма интенсивный
перенос вещества от менее массивной звезды к
более массивной, свидетельствует о достаточно
эффективных механизмах уноса энергии и
углового момента из системы, способствующих
уменьшению расстояния между компонентами.
Этими механизмами и являются излучение
двойной системой гравитационных волн и
потеря красной карликовой звездой вещества
в виде замагниченного звездного ветра. Эти два
механизма определяют эволюцию
маломассивных ТДС.

ТЕСНЫЕ ДВОЙНЫЕ ЗВЕЗДЫ НА ПОЗДНИХ СТАДИЯХ ЭВОЛЮЦИИ
213
Заполнение красным карликом своей
полости Роша в этих системах происходит не
за счет эволюционного увеличения радиуса
красного карлика, а вследствие сокращения
расстояния между компонентами (и,
следовательно, уменьшения абсолютных размеров
полости Роша), связанного с уносом энергии
и углового момента потоком гравитационных
волн и замагниченным звездным ветром. После
того как полость Роша коснется поверхности
красного карлика, последний начинает терять
вещество через внутреннюю точку Лагранжа.
Темп потери вещества менее массивной
красной звездой определяется двумя
конкурирующими факторами: уменьшением абсолютных
размеров полости Роша вследствие потери
двойной системой энергии и углового момента
и тенденцией к увеличению размеров полости
Роша, из-за перетекания вещества от менее
массивной компоненты к более массивной.
В итоге реализуется некоторый равновесный
режим перетекания вещества от менее
массивной звезды к более массивной, который и
наблюдается у маломассивных ТДС.
Обмен масс в системе может многократно
усилиться, когда истекающая звезда
вырождена, например представляет собой белый карлик.
Поскольку радиус вырожденной звезды
увеличивается с уменьшением ее массы, потеря
массы такой звездой при заполнении ею полости
Роша будет носить самоподдерживающийся
характер. При достаточно большом отношении
масс компонентов, q = (M2/M1) > 0,83, обмен
масс в такой системе будет происходить в
гидродинамической шкале времени и истекающая
вырожденная звезда за очень короткий срок
(составляющий всего нескольких орбитальных
периодов, то есть около 1 суток) может
полностью перетечь на соседнюю звезду и
образовать вокруг нее массивный диск.
Заключение
Сравнение современных представлений об
эволюции ТДС разных типов с данными
наблюдений и их интерпретации приводит к
выводу, что теория в целом правильно
описывает эволюцию ТДС. Теория предлагает новые
наблюдательные задачи по исследованию ТДС
на разных стадиях эволюции. В то же время
современные наблюдения ТДС и их
интерпретация ставят перед теорией новые задачи,
стимулирующие ее дальнейшее развитие. Это
увеличивает наши знания об эволюции ТДС и об
их связи с образованием таких экстремальных
объектов, как нейтронные звезды и черные
дыры.
Два достижения в области исследования
ТДС на поздних стадиях эволюции, которые
принципиально важны для фундаментальной
физики:
1) надежное свидетельство существования
гравитационных волн в природе, полученное
по данным о вековом укорочении орбитального
периода двойного радиопульсара PSR 1913+16;
2) надежные определения масс десяти
кандидатов в черные дыры в рентгеновских
двойных системах Лебедь Х-1, LMC X-1, LMC
Х-3, V616 Единорога, V404 Лебедя, Новая Мухи
1991, QZ Лисички, Новая Скорпиона 1994,
Новая Змееносца 1977, Новая Персея 1992.
Во всех этих случаях масса рентгеновского
источника превышает 3Mq, а его радиус
меньше радиуса Земли.
Таким образом, современные
наблюдательные данные по релятивистским объектам в
тесных двойных системах согласуются с
предсказаниями общей теории относительности.
Литература
1. Асланов А.А. Колосов Д.Е., Липунова Н.А.,
Хрузина Т.С., Черепащук A.M. Каталог тесных
двойных звезд на поздних стадиях эволюции. М.:
МГУ, 1989.
2. Черепащук A.M. Природа. 1987. № 3. С. 3.
3. Черепащук A.M. Земля и Вселенная. 1994.
№ 2. С. 3.

В. В. Железняков
РАДИАЦИОННЫЕ ДИСКОНЫ
Радиационный дискон — новый
астрофизический объект
Наряду с обычными звездами, свет которых
можно видеть невооруженным глазом, в нашей
и в других галактиках существуют так
называемые вырожденные звезды. В таких звездах
вещество (или его отдельные компоненты) в
основном состоят из вырожденного газа,
движение частиц в котором описывается не
классическими, а квантовыми законами. Давление
вырожденного газа существенно возрастает по
сравнению с давлением классического газа в
обычных звездах. Это делает возможным
образование звезд малых размеров — белых
карликов и нейтронных звезд, в которых огромные
силы гравитации уравновешиваются сильным
давлением вырожденного газа. Размеры белых
карликов сравнимы с размерами Земли, а
размеры- нейтронных звезд еще меньше, всего
лишь 10-15 км, в то время как их массы порядка
массы Солнца М©. У многих вырожденных
звезд существуют сильные магнитные поля,
достигающие 107-109 Гс у белых карликов и
1011-1013 Гс у нейтронных звезд.
Столь сильные магнитные поля резко
меняют характер взаимодействия плазмы в
окрестности звезды с ее излучением.
Благодаря магнитному полю возникает сильное
циклотронное рассеяние излучения в плазме
на частоте вращения электронов в магнитном
поле — электронной гирочастоте
(циклотронной частоте) (Ов = еВ/тс и ее гармониках s(ub
(здесь В — индукция магнитного поля, е и
т — заряд и масса электрона, с — скорость
света, s — целое положительное число). Этот
эффект приводит к формированию
циклотронных особенностей в спектрах вырожденных
звезд. Такие особенности в виде линий и полос
наблюдались в оптических спектрах магнитных
белых карликов (как изолированных, так и
находящихся в двойных системах, где происходит
аккреция — перетекание вещества с обычной
звезды на вырожденную), в спектрах как
рентгеновских пульсаров, так и космических
гамма-всплесков. Сильные магнитные поля
вырожденных звезд могут влиять на движение
плазмы. Во-первых, сильное магнитное поле
определяет картину течения вещества и
существенно влияет на характер аккреции на
звезду и истечения вещества с ее поверхности.
Во-вторых, при поглощении или рассеянии
излучения на циклотронных частотах плазме
передается его импульс, что приводит к
появлению силы давления излучения. Если эта
сила превышает силу тяжести, можно ожидать,
что динамика плазмы в окрестности магнитных
вырожденных звезд в значительной степени
определяется радиационным давлением,
подобно тому как параметры атмосфер горячих
звезд-гигантов определяются давлением
излучения в резонансных линиях ионов. Давление
циклотронного излучения может порождать
плазменные течения типа звездного ветра с
поверхности звезды и разгонять вещество в таких
течениях до субрелятивистских скоростей. Оно
способно тормозить вещество в аккреционной
колонке рентгеновского пульсара и, наконец,
формировать плазменные структуры особого
типа в магнитосферах одиночных звезд.
Пусть в верхних слоях фотосферы
магнитного белого карлика или нейтронной звезды
давление циклотронного излучения превышает
силу тяжести и приводит к истечению плазмы
с поверхности звезды. Магнитное давление
вокруг таких звезд много больше динамического
давления движущейся плазмы. Поэтому
вещество из фотосферы магнитной вырожденной
звезды не может истекать свободно — оно,
как правило, движется вдоль силовых линий
магнитного поля. Основная часть "выметаемой"
давлением излучения фотосферной плазмы не
в состоянии деформировать или разомкнуть
силовые линии магнитного поля (которое для
простоты считаем дипольным) и накапливается
в магнитосфере. Лишь относительно малая
часть силовых линий, примыкающих к
магнитной оси, может быть разомкнута плазменным
течением.
Эти соображения лежат в основе гипотезы
о возможном существовании новых
астрофизических объектов — радиационных дисконов (см.
схему на рис. 1). Они включают в себя горячую
вырожденную звезду с сильным магнитным
полем, из фотосферы которой под действием
давления циклотронного излучения истекает
плазменный ветер; плотный плазменный диск
4
2
3
3
4
Рис. 1. Модель радиационного дискона: 1 — горячая
изолированная магнитная вырожденная звезда (белый
карлик или нейтронная звезда); 2 — фотосфера, из
которой истекает плазменный ветер, порождаемый
циклотронным излучением; 3 — диск вблизи магнитного
экватора в закрытой части магнитосферы; 4 —
ускоряемый давлением излучения джет вдоль магнитной оси

РАДИАЦИОННЫЕ ДИСКОНЫ
215
вблизи магнитного экватора и пару струй-
джетов, расположенных вдоль магнитной оси.
Диск формируется истекающим веществом и
поддерживается давлением излучения
фотосферы. Сама возможность существования
дисков около звездных объектов хорошо известна в
астрофизике. Такие диски, называемые
аккреционными, образуются, например, в двойных
системах при аккреции вещества с
нормальной звезды на компактный объект. Другим
примером служат молодые звезды, на стадии
формирования которых диски могут возникать
из газовых комплексов вследствие вращения
системы. Радиационный дискон — пример
особого астрофизического объекта с дисковой
структурой, для существования которой не
требуется вращения или аккреции со звезды-
компаньона в двойной системе.
Условия возникновения дискона
Выясним, при каких условиях магнитная
вырожденная звезда (например, белый карлик)
может стать радиационным дисконом.
Сердце дискона — это центральная звезда.
Она является источником вещества для
формирования оболочки этого объекта и излучения,
которое это вещество выбрасывает с
поверхности звезды и поддерживает в магнитосфере.
Дискон может сформироваться лишь в том
случае, когда давление циклотронного
излучения нарушает гидростатическое равновесие
фотосферы. При каких параметрах звезды
(величине температуры фотосферы и индукции
магнитного поля звезды) это возможно?
Сила давления циклотронного излучения
пропорциональна потоку излучения на гиро-
частоте. Поэтому температура звезды должна
быть достаточно высока, чтобы сила давления
излучения, приходящаяся на одну частицу,
превосходила силу тяжести трд, действующую
на протон (тр — масса протона, д — ускорение
свободного падения на поверхности звезды).
Наиболее благоприятные условия для
формирования дискона возникают в том случае, если
гирочастота располагается вблизи максимума
частотного спектра излучения звезды. Спектр
излучения белого карлика в основном совпадает
со спектром излучения абсолютно черного тела
с той же температурой: спектральная
интенсивность излучения на выходе из фотосферы
одинакова во всех направлениях и составляет
в;(ш)
to3
4л3с2
ехр
-1
-1
(1)
где Т* — температура на поверхности звезды,
со — циклическая частота, h — постоянная
Планка, к — постоянная Больцмана.
Максимум этой функции соответствует частоте,
для которой Йсо/fcT* « 2,82. Поэтому магнитное
поле и температура звезды должны быть
близки к значениям, при которых &в « kT*/h.
Последнее соотношение можно представить в
виде В « 3, б • 104Т* Гс. Лишь в этом случае
может начаться истечение водородной плазмы
из фотосферы. Конкретные расчеты позволили
построить диаграмму, показанную на рис. 2.
Магнитное поле звезды, Гс
109^ GB229
: PG1031+234
" GrW-70°8247
ЮН
107t
106
_1 I I L_
ю4 ю5
Температура фотосферы, К
Рис. 2. Диаграмма магнитное поле-температура
фотосферы для белого карлика с ускорением свободного
падения на поверхности д = 108 см/с2. Справа от сплошной
кривой сила давления циклотронного излучения
превышает силу тяжести. Оранжевыми кружками показано
положение на этой диаграмме известных магнитных белых
карликов, синими — звезды, являющиеся кандидатами в
радиационные дисконы
Здесь в плоскости параметров lg B-\g T*
проведена кривая, соответствующая тем значениям
температуры и индукции магнитного поля, при
которых сила давления излучения равна силе
тяжести д = 108 см/с2 на поверхности белого
карлика. При меньших температурах, слева от
этой кривой, преобладает тяготение и вещество
фотосферы находится в гидростатическом
равновесии. При больших температурах, в
области справа от кривой, равновесие
фотосферы невозможно, поскольку в верхних ее
слоях сила давления излучения превышает
гпрд. Из диаграммы видно, что наименьшая
температура, при которой может начаться
истечение вещества из фотосферы магнитного
белого карлика, составляет около 20000 К;
магнитное поле звезды при этом должно быть
равно (3~б) • 108 Гс, что в целом согласуется
с приведенной выше оценкой благоприятной
величины индукции магнитного поля В.
Оранжевыми кружками на диаграмме показаны
соответствующие параметры известных белых
карликов, синими отмечены три звезды с
наиболее сильным магнитным полем: GD 229,
PG 1031+234 и GrW+70°8247. Они имеют
довольно высокую температуру, так что вполне

216
АСТРОФИЗИКА
могут стать кандидатами в радиационные
дисконы.
Интенсивность звездного ветра
Чтобы оценить поток вещества, который
может создаваться давлением циклотронного
излучения вблизи поверхности звезды, надо
допустить, что вдоль силовых линий магнитного
поля через единицу площади в единицу
времени проходит J частиц, которые разгоняются
от дозвуковой скорости в основании течения
до больших сверхзвуковых скоростей ^оо на
выходе из него. Максимальная скорость потери
массы достигается, если рассматриваемый
поток плазмы полностью отбирает импульс от
излучения, с которым он может
взаимодействовать. Циклотронный резонанс возникает между
плазмой и излучением с частотой со^ в системе
отсчета, связанной с плазмой. В соответствии
с эффектом Доплера соответствующая частота
излучения в системе отсчета, связанной со
звездой, равна (Ob(1-\-v/c). Следовательно,
истекающее вещество, разгоняясь от скорости
v <С г;оо до г>оо, перехватывает весь импульс
излучения в интервале частот шириной
порядка vtermCOB/c, где Vterm — тепловая скорость
частиц. Продольная (вдоль магнитного поля)
компонента потока импульса излучения в этом
частотном интервале
Prad « (nBa(0>B*)/c)((QB*Vterm/c) CQS5*,
где 8* — угол между направлением магнитных
силовых линий и радиусом-вектором,
проведенным из центра звезды, а индекс * здесь и
далее обозначает соответствующие величины
на поверхности звезды. Приравнивая эту
величину потоку импульса плазмы Ppi = JmPVterm,
находим
Jmax(9,) = 7I^((OB-2)(°B'cos8, (2)
mpcz
(6 — угол между магнитной осью звезды и
радиусом-вектором). Интегрируя mpJmax(G*)
по поверхности звезды, можно определить
максимальную величину потери массы в
единицу времени, обусловленную давлением
циклотронного излучения:
к
Мтах = 4ЛЖ J ГПр Jmax COS 8* sin 0*бЮ*. (3)
О
Оценки показывают, что магнитный белый
карлик с температурой 20000 К и полем
(5—10)-108 Гс может терять около 20 тысяч тонн
вещества в секунду, что составляет примерно
I % от темпа потери массы Солнцем. Это весьма
большая величина, если учесть, что площадь
белого карлика составляет всего лишь 10~4
от площади солнечной поверхности. Основная
часть выброшенного вещества накапливается в
закрытой части магнитосферы.
Строение магнитосферы дискона
Если предположить, что плазма вокруг
звезды, обладающей дипольным магнитным
полем, достаточно разрежена и излучение
проходит через нее практически без ослабления
(так называемый случай оптически тонкой
магнитосферы), то можно пренебречь влиянием
плазмы на излучение и считать интенсивность
(а следовательно, и силу давления излучения)
в любой точке вокруг звезды заданной и не
зависящей от параметров плазменной
оболочки. Анализ движения плазмы в этом случае
значительно упрощается.
Сила давления циклотронного излучения
в оптически тонкой плазме вокруг звезды
меняется с расстоянием г от центра звезды,
во-первых, из-за сферической расходимости
излучения его поток падает пропорционально
(Д*/г)2, где Д* — радиус звезды, и, во-
вторых, более существенное влияние на силу
давления циклотронного излучения оказывает
неоднородность дипольного магнитного поля,
из-за которой гирочастота уменьшается с
расстоянием от звезды: (Ов ос (Д*/г)3.
Соответственно меняется и интенсивность излучения
В&((Ов), попадающего в резонанс с частицами
магнитосферной плазмы. Рано или поздно
гирочастота смещается в низкочастотную часть
спектра to С &Т*, где зависимость
интенсивности от частоты описывается законом Рэлея-
Джинса; в этом случае Б*(сов) ос со^ ос (Д*/г)6.
Поэтому, пройдя через точку максимума, сила
давления излучения, fs ос (Д*/г)8, начинает
уменьшаться гораздо быстрее, чем сила
тяжести mpg(R*/r)2. Следовательно, даже если
вблизи звезды давление излучения намного
превышает силу тяжести, на некотором
расстоянии го эти силы сравняются, а потом
тяготение окажется доминирующим. Поэтому
вокруг звезды существует равновесная
поверхность, на которой компоненты силы давления
излучения и силы тяжести вдоль направления
силовых линий магнитного поля компенсируют
друг друга: /я(го,0) = mpgcos8. Решая это
уравнение, можно определить форму
равновесной поверхности, то есть зависимость го(6).
Результаты таких расчетов приведены на рис. 3.
Для реальных параметров магнитных белых
карликов равновесная поверхность отстоит от
поверхности звезды примерно на (1-2)Д*.
Итак, циклотронное излучение может
поддерживать плазму вокруг магнитной звезды
лишь в довольно компактной области. Выясним,
как распределяется в ней "выметенное" с
поверхности звезды вещество.
Гидростатическое равновесие вдоль линий магнитного поля

РАДИАЦИОННЫЕ ДИСКОНЫ
217
Рис. 3. Структура плазменной оболочки радиационного
дискона. Оптически тонкая плазма концентрируется
вблизи замкнутой равновесной поверхности Л, охватывающей
звезду, и диска С в плоскости магнитного экватора.
Оптически толстая плазменная оболочка простирается
от звезды до равновесной поверхности. Циклотронное
рассеяние в такой оболочке приводит к формированию
широкой и глубокой полосы депрессии в спектре
наблюдаемого излучения дискона. Точками показан гиро-
резонансный слой, соответствующий коротковолновому
краю полосы
определяется балансом сил тяжести, давления
плазмы и давления излучения:
Nfl-Nmpg(J^\ cosb-2kT^-= 0. (4)
В этом уравнении введена координата h
вдоль силовой линии, использовано выражение
р = 2NkT для давления полностью
ионизованной водородной плазмы (Т и N — ее
температура и концентрация, совпадающая
с концентрациями электронов и протонов), а
также учтено, что из-за весьма большой
теплопроводности горячей плазмы температура Т
(в отсутствие притока или отвода тепла) будет
практически одинакова во всех точках вдоль
силовой линии.
Определим точки, в которых плотность
плазмы имеет максимум, то есть
выполняется dN/dl = 0. Это, во-первых, равновесная
поверхность го (0) и, кроме того, часть плоскости
магнитного экватора (0 = я/2), заключенная
между звездой и равновесной поверхностью.
Действительно, в этом месте продольные (вдоль
линий магнитного поля) компоненты сил
тяжести и радиационного давления обращаются в
нуль, что и обеспечивает соблюдение равенства
dN/dl = 0.
Отметим, что для силовых линий,
пересекающих равновесную поверхность, продольная
компонента радиационной силы превышает
соответствующую проекцию силы тяжести в
области между звездой и равновесной
поверхностью, так что их равнодействующая
направлена к вершине силовой линии. Наоборот, вне
равновесной поверхности, где доминирует сила
тяжести, продольная компонента
равнодействующей направлена к поверхности звезды.
Для тех силовых линий, которые
расположены целиком под равновесной поверхностью,
рассматриваемая проекция равнодействующей
направлена к плоскости магнитного экватора,
на которой она обращается в нуль.
Следовательно, сама равновесная поверхность и часть
плоскости магнитного экватора, заключенная
внутри нее, представляют собой области
устойчивого равновесия — потенциальную яму для
плазмы: при смещении частицы из этой области
вдоль силовой линии возникает
возвращающая сила. Вблизи равновесной поверхности и
заключенной внутри нее части магнитного
экватора будет накапливаться плазма.
Распределение концентрации плазмы в потенциальной
яме вблизи равновесной поверхности имеет вид
N(p) = АГ0ехр(-р2/А2), где р = (г - го(0))/Д*,
iVo — концентрация плазмы на равновесной
поверхности,
А =
го_
3/2
н
R*D(r,Q)
(5)
— характерная толщина оболочки,
выраженная в радиусах звезды, Н = 2kT/mpg, a
D(r, 0) — медленно меняющаяся функция,
имеющая значение порядка единицы, вид которой
не приводится из-за ее громоздкости. Так как
Н <С Л*, то толщина рассматриваемой
оболочки составляет лишь несколько процентов
от величины г о. Полное количество вещества
iVoot, накапливающегося в такой оболочке,
можно оценить, интегрируя распределение
Щр): JVJ* « 4n3/2N0R*r%A.
Если ничто не препятствует накоплению
вещества в магнитосфере, то за счет истечения
плазмы с поверхности концентрация в оболочке
будет расти. Постепенно оболочка станет
настолько плотной, что уже нельзя будет
пренебречь ее влиянием на распределение
излучения вокруг звезды. Произойдет это в
тот момент, когда размер оболочки станет
сравним со средней длиной свободного пробега
фотонов, или, что то же самое, оптическая
толщина плазмы на циклотронной частоте
станет порядка единицы. Если это условие
выполняется при некоторой концентрации iVph,
то минимальное время накопления
оптически толстой оболочки будет примерно равно
*о > 4n3/2mpNphR*rlA/(dMmaK/dt).
Оценки, сделанные для типичных
параметров белых карликов, показывают, что время to
очень мало — порядка десятка секунд. Таким
образом, тонкий "кокон" вблизи равновесной
поверхности мог бы существовать лишь весьма
короткое время. После этого вокруг звезды
накапливается достаточно плотная плазма,
изменяющая интенсивность излучения и
пространственное распределение радиационного
давления. В этом случае распределение
концентрации вещества вокруг звезды формируется
под действием давления излучения, которое, в
свою очередь, этим веществом определяется.

218
АСТРОФИЗИКА
Качественную картину строения
оптически толстой оболочки можно представить,
определив характер движения плазмы вблизи
равновесной поверхности в тот момент, когда ее
оптическая толщина приближается к единице
и она начинает ослаблять поток излучения
и уменьшать силу радиационного давления.
Равновесие силы тяжести и силы давления
излучения нарушается, сила тяжести начинает
слегка превышать радиационную, и плазма
"проседает" ближе к поверхности звезды.
Там поток излучения на резонансной частоте
больше, так что сила давления излучения, даже
ослабленная за счет рассеяния в оптически
толстой плазме, может скомпенсировать
тяготение. Поступающее от звезды вещество будет
накапливаться еще ниже, и в конце концов
вся область между звездой и равновесной
поверхностью заполнится оптически толстой
плазмой.
Равновесное распределение концентрации
плазмы здесь можно определить, если
принять во внимание сильную неоднородность
магнитного поля. Действительно, излучение
на данной частоте попадает в циклотронный
резонанс с плазмой, помещенной в
неоднородное магнитное поле, лишь в ограниченной
области пространства, называемой гирорезо-
нансным слоем. Его размер можно оценить,
вспоминая, что тепловое движение электронов
со скоростями vt « (fcTji/m)1/2 приводит к
доплеровскому разбросу резонансных частот
До>б « 2л/2(ут/с)(Ов\ cosa|, который обычно
существенно меньше сов (здесь a — угол между
направлением распространения излучения и
направлением линий магнитного поля). Размер
гирорезонансного слоя 1в соответствует
расстоянию, на котором гирочастота меняется на
величину порядка ширины циклотронной линии:
|сов(/ + 1в) — а>в(01 ^ Асов, где / — координата
вдоль направления распространения
излучения. Считая циклотронную линию достаточно
узкой, представим левую часть этого
уравнения в виде \(Ов(1 + 1в) — ©в (01 ^ \(1(Ов/(И\1в'у
отсюда находим, что 1в ~ 2^(vt/с)Lb\ cosа\,
где Lb = (Ов|йсов/й/|_1 — характерный
масштаб неоднородности магнитного поля. Для
плазмы в магнитосфере белого карлика с
дипольным полем Lb « г/3, vt/c < Ю-2, так
что для достаточно плавного распределения
концентрации плазмы можно пренебречь
неоднородностью N на масштабе порядка 1в-
Допустим, что плазма вокруг звезды достаточно
плотная, и весь импульс излучения, которое
в состоянии взаимодействовать с веществом
в рассматриваемой точке, передается плазме
(именно в этом случае сила давления излучения
будет максимальна). Если вещество в гиро-
резонансном слое толщиной 1в и единичной
площадью взаимодействует с излучением из
интервала частот Дсоб вблизи (Ов(г), то ему
передается импульс (кВ(й((Ов)/с)(г/11^)~2А(Ов
в единицу времени. Возникающая при этом
сила должна скомпенсировать силу тяжести
mpg(rlR*)~2NlB, действующую на вещество
в рассматриваемом объеме. Равенство силы
тяжести и силы давления излучения дает
распределение концентрации плазмы:
и яВт(сов)сов 1
с mpgLB
Все пространство между звездой и
равновесной поверхностью заполняется плазмой с
таким распределением концентрации за время
тс Р0(в)
tg = M~lx • 47i^Jsine*dG* J mpNg{p, 0)р2ф. (7)
о 1
Дальнейшее накопление вещества за счет
притока с поверхности звезды нарушит
равновесие сил и приведет к разрушению оболочки.
При этом магнитосфера "просветлится", сила
давления излучения возрастет, и начнется
новый цикл накопления плазмы между звездой
и равновесной поверхностью.
Методы обнаружения радиационного
дискона
Анализ показывает, что вокруг горячих
магнитных белых карликов с достаточно
сильным магнитным полем возникает оптически
толстая нестационарная плазменная оболочка,
формируемая и поддерживаемая давлением
излучения горячей звезды. Такая плазменная
структура должна заметно менять
наблюдаемое излучение звезды. По характеру этих
изменений и можно судить о существовании
радиационных дисконов в Галактике.
В плазме, находящейся в магнитосфере
белого карлика, могут распространяться
электромагнитные волны двух типов —
обыкновенная и необыкновенная. Обе эти волны
эллиптически поляризованы: в необыкновенной
волне вектор электрического поля вращается
в ту же сторону, что и электроны плазмы,
а в обыкновенной — в противоположном
направлении. Поэтому необыкновенная волна
более сильно взаимодействует с плазмой,
чем обыкновенная, циклотронный резонанс
для обыкновенных волн в плазме на белых
карликах практически отсутствует, в то время
как сильное циклотронное рассеяние
необыкновенного излучения в неоднородном магнитном
поле делает его изотропным. Интенсивность
рассеянного необыкновенного излучения,
выходящего во все стороны из гирорезонансного
слоя, составляет примерно половину того,
что подходит к нему от поверхности звезды:
До « 0,5/^ « 0,5Б?. Интенсивность
обыкновенной компоненты практически не меняется:
h(a « Ц(ц ~ В^. Следовательно, если звезда
закрыта от наблюдателя оптически толстой

РАДИАЦИОННЫЕ ДИСКОНЫ
219
плазменной оболочкой, в ее спектре на частотах
в интервале сов(Л)) < со < сов(#*) возникнет
дефицит излучения: его интенсивность
составит лишь (До) + /2со)/(А*о) + ^2со) ~ З/4 от уровня
излучения фотосферы. Излучение в пределах
указанного частотного интервала (полосы
депрессии) должно быть сильно поляризовано,
так как (J1(D - /2со)/(Лоз + ha) ~ 0,5. Наконец,
любые вариации плотности плазмы вокруг
звезды должны проявляться в виде
переменности как интенсивности излучения, так и
степени его поляризации в полосе депрессии.
Перечисленные особенности довольно легко
обнаружить, что делает поиск дисконов отнюдь
не безнадежным делом.
Наиболее вероятным кандидатом в
радиационные дисконы является магнитный
белый карлик GD 229 — самый необычный
представитель этой небольшой группы звезд.
Его излучение в непрерывном спектре сильно
поляризовано: степень линейной поляризации
оптического континуума составляет около 4 %,
что косвенно указывает на наличие сильного
магнитного поля. Помимо этого, GD 229 имеет
исключительно богатый спектр, содержащий
множество особенностей в поглощении (см.
рис. 4). Неоднократные попытки интерпрети-
Fv(x10'25-apr-cM-c с'1 Гц"1)
1,25
1,00
0,75
0,50
0,25
0
2000 4000 6000 8000
X, А
Рис. 4. Спектр магнитного белого карлика GD 229
от инфракрасного до ультрафиолетового диапазона.
Видны многочисленные спектральные особенности в
оптическом диапазоне и сильная полоса депрессии в
ближнем ультрафиолетовом диапазоне на длинах волн
2000-3000 А
ровать всю совокупность наблюдаемых линий
и полос успеха пока не имели, так что
уже более 15 лет спектр звезды остается
необъясненным. Однако его наиболее заметную
деталь — чрезвычайно широкую и
глубокую полосу поглощения в ультрафиолетовом
диапазоне на длинах волн 2000-3000 А —
можно объяснить циклотронным рассеянием
в плазменной оболочке, находящейся в
неоднородном магнитном поле вокруг звезды и
закрывающей от наблюдателя весь ее диск.
Альтернативное объяснение, утверждающее,
что такая спектральная особенность обязана
своим происхождением какому-либо атомному
переходу, модифицированному в сильном
магнитном поле, кажется весьма маловероятным.
В случае циклотронного происхождения
по положению этой полосы в спектре можно
судить о величине магнитного поля звезды.
Считая, что коротковолновый край
депрессии определяется величиной магнитного поля
вблизи экватора белого карлика, получим
оценку величины этого поля В ~ 5 • 108 Гс
(соответственно поле на магнитном полюсе
Вр « 109 Гс). Форма спектра вне полосы
депрессии соответствует излучению черного тела
с температурой Г* « (1,8-2) • 104 К. Согласно
диаграмме на рис. 2, существование
стационарной фотосферы при этом невозможно, должен
возникать звездный ветер, порождаемый
излучением на циклотронных частотах. При этом
с поверхности звезды может истекать около
20 тысяч тонн вещества в секунду.
Равновесная поверхность, на которой продольные
компоненты силы тяжести и силы давления
излучения равны, в рассматриваемом случае
отстоит от поверхности звезды примерно на
ЗД* в направлении магнитной оси и на 2,2Д* в
плоскости магнитного экватора. При таком
темпе потери массы пространство между звездой
и этой равновесной поверхностью заполняется
оптически толстой плазмой за время порядка
часа.
Циклотронное рассеяние излучения звезды
в этой плазменной оболочке может привести
к возникновению широкой полосы
депрессии на уровне 75 % от уровня континуума.
Это первое следствие, к которому приводит
модель радиационного дискона. Его можно
проверить, пользуясь известными
наблюдательными данными. Рисунок 5 показывает, что
интенсивность в полосе депрессии в спектре
GD 229 действительно близка к значению,
задаваемому теорией. Вторым важным
предсказанием в модели дискона является сильная
поляризация излучения в полосе депрессии,
которая может достигать десятков
процентов. К сожалению, до настоящего времени
не удалось получить какие-либо данные о
поляриметрических наблюдениях GD 229 в
ультрафиолетовом диапазоне и проверить это
предсказание теории. Наконец, третье
интересное следствие существования вокруг GD 229
нестационарной плазменной атмосферы,
поддерживаемой циклотронным излучением, —
переменность излучения в полосе депрессии
с характерными временами порядка 1 часа,
подтверждаемая наблюдательными данными.
На рис. 6 представлены ультрафиолетовые
спектры GD 229, полученные в январе 1980 года.
Время накопления спектров составляло от 60 до
90 мин. Усредненные по длинам волн для
уменьшения влияния посторонних шумов графики
показывают, что изменение уровня излучения
в полосе депрессии статистически значимо. Это
лишь предварительный результат. С большей

220
АСТРОФИЗИКА
Спектральный поток, отн. ед.
1,50
1,25
1,00
0,75
0,50
0,25
2000
2500
3000
X, А
Рис. 5. Спектр GD 229 в ближнем ультрафиолетовом диапазоне, полученный спутником IUE 23 января 1980 года во
время сеанса наблюдений длительностью 60 мин. По вертикальной оси отложено отношение спектрального потока
излучения звезды к спектральному потоку излучения абсолютно черного тела с температурой 1,8 • 104 К, уровень которого
показан штриховой линией. Сплошная горизонтальная линия соответствует оценке потока излучения в полосе депрессии,
формируемой за счет циклотронного рассеяния в магнитосфере дискона
уверенностью говорить о том, что GD 229 —
радиационный дискон, можно будет после
проведения дополнительных спектральных и
поляризационных наблюдений.
В спектре другого кандидата в
радиационные дисконы — белого карлика PG 1031+234 —
также имеется указание на наличие полосы
депрессии в ультрафиолетовом диапазоне,
куда попадает гирочастота,
соответствующая величине магнитного поля этой звезды
В « (0,5~1) • 109 Гс. Действительно, согласно
рис. 7, спектр PG 1031+234 в инфракрасном
и видимом диапазонах соответствует
температуре Т* « 2,5 • 104 К, в то время как в
ультрафиолетовой части спектра интенсивность
наблюдаемого излучения значительно меньше.
Это свидетельствует о наличии широкой
полосы депрессии, которая формируется точно
так же, как на GD 229. Подтвердить эту
гипотезу могли бы наблюдения поляризации
и временной переменности ультрафиолетового
излучения PG 1031+234.
Объекты, подобные описанному
радиационному дискону, требуют для своего
существования достаточно высокой температуры
на поверхности звезды и сильного магнитного
поля. В этом смысле модель радиационного
дискона весьма универсальна. Помимо
магнитных белых карликов, плазменный ветер и
оболочки, порождаемые давлением излучения
на циклотронных частотах, могут наблюдаться
у центральных звезд планетарных
туманностей — эволюционных предшественников
белых карликов, которые имеют температуру
Т* > 105 К (конечно, при условии, что магнитное
поле этих звезд превышает 108 Гс), а также
у одиночных нейтронных звезд с
параметрами В « (0,2-1) • 1011 Гс и Г* « (2-4) • 106 К. У
нейтронных звезд с параметрами В > 1010 Гс
и Т* « (1~3) • 107 К, которые входят в состав
маломассивных рентгеновских двойных си-

РАДИАЦИОННЫЕ ДИСКОНЫ
221
Спектральный поток, отн. ед.
1,0
0,9
0,8
0,7
0,6
' 2000 2400 2800 3200
X, А
Рис. 6. Указания на переменность излучения в полосе
депрессии в спектре GD 229. Гистограммы показывают
среднюю интенсивность излучения в соответствующих
интервалах длин волн для трех наблюдений
длительностью 80 мин (сплошная линия), 60 мин (штриховая
линия) и 90 мин (пунктирная линия), выполненных в
январе 1980 года спутником IUE. Штрихи у гистограмм
соответствуют трем стандартным отклонениям о от
указанного среднего значения. Один из спектров на
длинах волн 1900-2760 А отличается от других более
чем на За, что может свидетельствовать о переменности
излучения в полосе депрессии 2000-3000 А
стем, дисконы могут формироваться
спорадически — во время рентгеновских всплесков, а
в спокойном состоянии радиационное давление
может влиять на темп аккреции и порождать
квазипериодические осцилляции
наблюдаемого рентгеновского излучения. Развитие теории
радиационных дисконов применительно к этим
объектам — дело ближайшего будущего.
lgFv(apr • см"2 • с"1 • Гц-1)
-25,5 h
-26,0 Ь
-26,5 h
1 А, мкм
Рис. 7. Спектр Fv (в логарифмической шкале)
наблюдаемого излучения магнитного белого карлика
PG1031+234. Точками показаны наблюдательные данные,
штриховая линия соответствует излучению фотосферы
с температурой Т* « 2,5 • 104 К. Дефицит излучения в
ультрафиолетовой части спектра может указывать на
существование широкой и глубокой полосы депрессии
Литература
1. Шкловский И.С. Звезды, их рождение, жизнь
и смерть. М.: Наука, 1984
2. Каплан С.А. Физика звезд. М.: Наука, 1980.
3. Железняков В.В., Сервер А.В. Письма в
Астрон. журн. 1991. Т. 17. С. 419.

Д.А. Киржниц
ГОРЯЧИЕ ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ
к выполнению условия (1) и к образованию
черной дыры звездной массы. Массы таких
объектов лежат в диапазоне от 3 до 1ООМ0.
Более тяжелые массивные и сверхмассивные
черные дыры с массами до 1О9М0 возникают
в результате коллапса больших масс газа в
центрах шаровых скоплений, в ядрах галактик
и в квазарах. Легкие черные дыры с массами
до ЗМ0 могли бы образоваться в результате
нарастания флуктуации плотности сверхсжатого
вещества ранней Вселенной (первичные ЧД).
Абсолютно твердых доказательств
существования черных дыр в космосе пока нет.
Однако большинство ученых сходится во
мнении, что рентгеновские источники в некоторых
двойных системах представляют собой
звездные черные дыры, а активность многих (если
не всех) ядер галактик и квазаров — результат
существования массивных и сверхмассивных
черных дыр в центрах этих объектов.
Предшественник черной дыры (массивная
звезда, газ, флуктуация плотности) обладает
множеством наблюдаемых параметров,
относящихся как к его глобальным свойствам, так и
к характеристикам его внутреннего строения.
Информация о подавляющей части таких
параметров теряется внешним наблюдателем
в процессе образования черной дыры, которая
не выпускает из себя никаких сигналов,
характеризующих состав и структуру
вещества, распределение электрических токов и
пр. Этот факт образно описывают словами:
черная дыра не имеет волос. Фактически
наблюдатель может измерить лишь такие
глобальные характеристики черной дыры, как
ее масса М, вращательный момент т и полный
электрический заряд Q.
Эффект Хокинга
Нарисованная картина черной дыры носит
классический, неквантовый характер.
Квантовая механика вносит в нее некоторые
коррективы: при сохранении горизонта событий черная
дыра перестает быть "черной", становясь
источником излучения. Природа этого излучения
та же, что и у электронно-позитронных пар,
рождаемых сильным электрическим полем,
которое увеличивает энергию виртуальных
(короткоживущих) пар в вакууме, превращая
их в реальные (долгоживущие)1. Аналогичным
образом рождает пары (в том числе и пары
фотонов) и сильное поле тяготения черной
дыры, действующее на частицы любого сорта.
1 Физический вакуум — не пустота, он заполнен всевозможными частицами (в том числе квантами света), находящимися
в особом — виртуальном — состоянии, которое характеризуется коротким временем существования частицы из-за
недостаточной величины ее энергии. Настоящих — реальных — частиц в вакууме нет по самому определению этого понятия.
Введение
Среди великого разнообразия небесных
тел особое место занимает класс объектов,
называемых черными дырами (ЧД). Их поле
тяготения столь велико, что никакая частица,
включая частицу (квант) света, не может
вырваться изнутри такого объекта и уйти на
бесконечность. Поэтому его поверхность
действует как своего рода клапан, пропускающий
вещество лишь в одну сторону — внутрь ЧД
(отсюда и это название: вещество валится в ЧД
как в дыру, а свет из нее выйти не в состоянии).
Это уникальное свойство черных дыр прямо
ведет к уникальному факту — внешнему
наблюдателю оно представляется как горячее
тело, служащее источником теплового
излучения. Это и другие тепловые свойства черных
дыр описываются специальной теорией —
термодинамикой черных дыр.
Черные дыры
Небесные тела со свойствами черных дыр
рассматривались в рамках механики Ньютона
еще в XVIII веке как объекты, вторая
космическая скорость которых, v = ^2GM/R,
превышает скорость света с. Здесь G —
постоянная тяготения, М — масса объекта, R — его
радиус. Приведенному условию удовлетворяет
объект, масса которого сконцентрирована в
очень малом объеме с радиусом
R<rg = 2GM/c2 « 3(M/M0) км,
(1)
где г9 — гравитационный радиус тела, М0 —
масса Солнца. Сферу радиуса гд называют
горизонтом событий: именно ею ограничено
поле зрения внешнего наблюдателя, лишенного
информации о ее внутренней части. Условие
(1) оказалось справедливым и в рамках общей
теории относительности.
Для подавляющей части небесных тел
условие (1) нарушено. Так, для Солнца (радиус
7 • 105 км) и Земли (масса б • 1027 г, радиус
б • 103 км) величина гд составляет
соответственно всего 3 км и ~ 1 см. Еще контрастнее
соответствующие цифры для земных объектов.
Поэтому черная дыра возникает лишь при
крайне необычных условиях сверхвысокой
плотности вещества. Такие условия имеются
прежде всего на конечном этапе эволюции
звезд с массой, превышающей примерно ЗМ©;
неудержимое гравитационное сжатие такой
звезды — коллапс — ведет в конечном счете

ГОРЯЧИЕ ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ
223
Одна из компонент пары становится
реальной частицей снаружи (и вблизи) горизонта
событий и, имея положительную энергию,
может уйти в бесконечность; другая
частица появляется внутри (и вблизи) горизонта
и падает с отрицательной энергией внутрь
черной дыры (см. рис. 1). В итоге черная
дыра становится источником непрерывного
потока частиц, уходящего в бесконечность.
При формировании такого излучения никакая
частица не пересекает горизонта событий,
который тем самым по-прежнему обладает
свойствами клапана.
Рис. 1. Рождение пар частиц в гравитационном поле
черной дыры, а — горизонт событий, область черной дыры
заштрихована
В 1974-1975 годах английский теоретик
С. Хокинг проводил вычисления
характеристик излучения черных дыр, руководствуясь
нарисованной выше физической картиной. Он
обнаружил, что свойства такого излучения в
точности такие же, как у излучения горячего
черного тела радиуса гд, нагретого до
температуры (в Кельвинах)
Т«О,5-1О-7(М0/М). (2)
В описанном явлении, которое называют
эффектом Хокинга, температура обратно
пропорциональна массе. В процессе излучения
масса черной дыры уменьшается, а ее
температура растет, что усиливает излучение и
тем самым ускоряет убыль массы. Поэтому
со временем черная дыра "разгорается", ее
температура быстро растет и за конечное время
(в секундах)
* «1072(М/М©)3 (3)
черная дыра прекращает существование,
исчерпав всю свою массу.
Существенно, что последние мгновения
перед исчезновением черной дыры будут
протекать в режиме мощного взрыва с выделением
энергии порядка 1030 эрг за время около 0,1 с.
Такие взрывы можно было бы наблюдать и
на большом расстоянии от Земли. Это не
относится к звездным и тем более к массивным
и сверхмассивным черным дырам: уже при
массе, равной солнечной, температура
составляет ничтожные доли градуса, а время жизни
ЧД намного больше времени существования
Вселенной (см. формулы (2), (3)). Поэтому
взрываться в нашу эпоху способны лишь
первичные черные дыры с массой около 1015 г
(масса средней горы). К сожалению, такие
взрывы до сих пор не наблюдались.
Как не впечатляющи следствия эффекта
Хокинга, с точки зрения теории наибольший
интерес представляет природа теплового
характера черных дыр — имеем ли мы здесь дело
с чисто случайным сходством или же по каким-
то причинам черная дыра действительно
представляет собой горячее тело.
Термодинамика черных дыр
После открытия эффекта Хокинга научное
общественное мнение склонялось к тому,
что имеет место чисто внешняя аналогия
с термодинамическими соотношениями. Ни в
самой постановке задачи об излучении черной
дыры, ни в чисто динамическом методе ее
решения нет, казалось бы, ни малейшего
намека на термодинамику. Однако такая точка
зрения просуществовала недолго. Пришлось
вспомнить, что еще до открытия Хокинга
высказывалось немало соображений,
свидетельствующих о тесном переплетении физики
черных дыр и термодинамики.
Все началось, по-видимому, с задачи,
которую поставил известный американский
теоретик Дж. Уилер перед своим
аспирантом Дж. Бекенштейном за несколько лет до
работ Хокинга. Пусть первоначально имеется
черная дыра и вдали от нее горячее тело,
обладающее некоторым запасом энтропии.
Энтропия представляет собой меру того хаоса,
который мы связываем с понятием теплоты
(о количественном определении энтропии см.
ниже). Черная дыра притянет к себе тело,
которое в конце концов уйдет под горизонт
событий. Тогда наблюдатель столкнется с явным
нарушением второго начала термодинамики,
согласно которому полная энтропия замкнутой
системы (в данном случае системы "ЧД + тело")
не может уменьшаться со временем — порядок,
в отличие от хаоса, не может возникать сам
собой. В начальный момент времени энтропия
системы была равна энтропии тела, а в конце
она исчезла, так как внутренность черной
дыры наблюдателю недоступна. На самом деле
энтропия тела не исчезла, а передалась
внутренней части черной дыры, но этот аргумент не
более чем отговорка: физический мир внешнего
наблюдателя не включает в себя внутренности

224
АСТРОФИЗИКА
черной дыры, а общие законы физики должны
выполняться именно в этом мире2.
Существовали и другие, более формальные
свидетельства того, что в физике черных дыр
определяющей является термодинамика.
Например, как показал сам Хокинг, поверхность
черной дыры (для нескольких черных дыр —
сумма поверхностей),
F = 4яг2, (4)
ведет себя подобно энтропии, не уменьшаясь ни
при каких естественных процессах с участием
черной дыры — при падении вещества в черную
дыру, при сливании двух черных дыр в одну
и пр. (в этом легко убедиться с помощью
соотношений (1), (4)). Однако до поры до
времени такие свидетельства воспринимались
как проявление чисто формальной аналогии.
По-видимому, только Бекенштейн
почувствовал, что за всем сказанным стоит глубокая
физика. Отвергнув возможность нарушения
второго начала термодинамики, он дал
следующее решение задачи Уилера. При падении тела
внутрь черной дыры такие его характеристики,
как масса, вращательный момент и заряд,
не исчезают, а передаются черной дыре
как целому, меняя соответствующим образом
значения ее наблюдаемых параметров М, т, Q.
Бекенштейн расширил список таких
характеристик тела, включив в него и энтропию,
одновременно введя ее в список наблюдаемых
параметров черной дыры. Спасение второго
начала термодинамики происходит при этом
потому, что падающее тело меняет
(увеличивает) энтропию самой черной дыры на
величину, не меньшую исходной энтропии тела.
Перечисленные наблюдаемые величины
локализованы не внутри черной дыры (иначе они
не были бы наблюдаемыми), а вне ее горизонта,
где они и проявляют себя: энтропия — в
тепловом характере излучения Хокинга, масса
и заряд — в гравитационном и электрическом
полях черной дыры и пр.
Но Бекенштейн на этом не остановился,
всерьез восприняв черную дыру как
термодинамический объект. Он определил температуру
черной дыры (она практически совпала с
результатом Хокинга, см. (2)), придумав особого
рода машину, которая способна (мысленно,
конечно) превращать тепло в работу в поле
черной дыры (грубо говоря, это заполненный
горячим излучением контейнер на длинной
нити, который после его спуска до горизонта
событий опорожняется, после чего поднимается
обратно уже в облегченном виде; выигрыш
в энергии при спуске поэтому не меньше ее
затрат при подъеме, см. рис. 2). Температура
черной дыры определяется коэффициентом
полезного действия такой машины (теорема
2 Совершенно иначе обстоит дело не для внешнего наС
свободно падающего в черную дыру. Его физический мир г
дыры, и для него нет ни горизонта событий, ни самого эффе
Карно). Одновременно, используя формулу (4),
Бекенштейн нашел и энтропию черной дыры,
оказавшуюся пропорциональной ее
поверхности:
S « 1075fc(M/M©)2 ос F, (5)
где к = 1,4 • 10~16 эрг/град — постоянная
Больцмана, F — площадь поверхности. Этот
факт снимает покров таинственности со
сказанного выше о свойствах поверхности черной
дыры, которые оказываются прямым
следствием второго начала термодинамики.
Определив температуру и энтропию черной
дыры, Бекенштейн, однако, не сделал
последнего шага — не предсказал самого эффекта
Хокинга, который по справедливости должен
был бы носить имя обоих ученых.
в
б
Рис 2. Тепловая машина Бекенштейна: а — контейнер с
горячим излучением, б — заслонка, в — нить
Коллапс тел малой массы
Результаты термодинамики черных дыр
не ограничиваются выводом о неравенстве
нулю температуры черной дыры. Эта теория,
как и любой другой раздел термодинамики,
позволяет делать общие и достаточно
сильные утверждения без проведения конкретных
микроскопических расчетов. Еще один пример
такого рода приводится ниже.
Выше говорилось, что коллапс могут
испытывать лишь тела с массой,
превышающей примерно ЗМ0. В 1962 году советский
теоретик Я.Б. Зельдович показал, что такая
граница относится лишь к быстрому коллапсу.
В действительности неудержимо сжиматься,
хотя и чрезвычайно медленно, способно тело
произвольной массы — состояние черной дыры
предпочтительнее при любом значении М.
Термодинамика черных дыр вносит
существенные коррективы в этот вывод. Применим
к процессу коллапса второе начало
термодинамики, требующее, чтобы энтропия тела в
цателя, покоящегося на бесконечности, а для наблюдателя,
>ывает все пространство, в том числе и внутренность черной
Хокинга.

ГОРЯЧИЕ ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ
225
исходном состоянии была не больше энтропии
при его переходе в состояние черной дыры.
Первую из этих величин можно оценить,
считая, что на каждую степень свободы
классической системы частиц приходится энтропия,
по порядку величины равная постоянной
Больцмана,
S « кМ/т » 1057fc(M/M©), (6)
где га = 1, б • 10~24 г — масса нуклона. Вторая
величина дается формулой (5). Отсюда видно,
что процесс коллапса с образованием черной
дыры звездной массы необратим: энтропия в
итоге возрастает почти на 20 порядков для
звезды солнечной массы.
Будем теперь уменьшать массу звезды М.
При этом, как видно из формул (5) и (6),
энтропия черной дыры будет уменьшаться
быстрее энтропии исходного тела и при значении
М ~ 1015 г эти величины становятся равными
друг другу. При дальнейшем уменьшении
М энтропия в процессе коллапса должна
была бы уменьшаться, что очевидным образом
противоречит второму началу
термодинамики. Таким образом, нижняя граница массы
коллапсирующего тела хотя и смещается
вниз по отношению к величине ЗМ0, но
остается отличной от нуля. Подчеркнем, что
приведенные рассуждения относились лишь
к коллапсу изолированного тела и никоим
образом неприложимы к первичным черным
дырам.
Термодинамика и информация
Существование области, информация из
которой не доходит до наблюдателя, имеет для
термодинамики черных дыр принципиальное
значение. Это видно уже из формулировки
задачи Уилера, описанной выше, которая
послужила отправным пунктом
аргументации Бекенштейна. В более общем плане это
ясно из следующих квантово-механических
соображений. Горячая черная дыра, как и
любое горячее тело, должна описываться не
волновой функцией, а особой величиной —
матрицей плотности, которая осуществляет
неполное описание системы. Такая неполнота
в случае обычного горячего тела связана с
невозможностью детального описания
составляющих его частиц, в случае черной дыры как
динамической системы — с существованием
указанной выше области.
Существует возможность прямого перехода
от утверждения: "наблюдатель не имеет
информации о внутренней части черной дыры", к
утверждению: "черная дыра обладает запасом
энтропии, а значит, и отличной от нуля
температурой". Эта возможность опирается
на сформулированный американским
физиком Л. Сцилардом особый информационный
подход к термодинамике, который восходит
к классикам теории теплоты и развивался
многими физиками и математиками. Такой
подход сводится к установлению прямой связи
величины энтропии системы с недостатком
информации о ее внутренней структуре. Речь
идет об объективном, принципиально
невосполнимом недостатке информации, а не просто об
отказе от возможной в принципе регистрации
характеристик системы.
Идею информационного подхода
сформулируем сначала на примере обычной
термодинамики, точнее говоря, на примере перехода
динамической системы в состояние
термодинамического равновесия. Будем опираться
на реальный пример — метод получения
высокотемпературной плазмы путем инжек-
ции (впрыскивания) в специальную камеру
сгустка ускоренных частиц с его последующей
термализацией. Первоначальный сгусток —
для определенности монохроматический и
поляризованный — представляет собой
динамическую систему, описываемую волновой
функцией. В процессе нелинейного
взаимодействия частиц сгустка в камере развиваются
соответствующие неустойчивости, система
частиц становится хаотической и переходит в
термодинамически равновесное состояние. Это
состояние описывается матрицей плотности,
причем соответствующая температура
определяется первоначальной энергией сгустка. В
итоге система "забывает" свое начальное
состояние и характеризуется существенно меньшим
числом параметров (энергия или температура,
давление или объем и пр.), чем полное число ее
степеней свободы. Каждому набору таких
параметров отвечает огромное число iV различных
микросостояний системы — комплексий, по
терминологии Больцмана, которые реализуют
этот набор и которые в принципе невозможно
различить. Равновероятность различных
комплексий, невозможность предпочесть одну из
них другой и есть точный и наиболее общий
смысл понятия "хаос".
Число комплексий N определяет по
существу степень неполноты сведений о
микроструктуре системы при заданном наборе
указанных макроскопических параметров. Более
удобный мерой такой неполноты информации
о системе служит уже упомянутая выше
энтропия системы, определяемая количественно
соотношением
S = klnN (7)
и измеряемая в единицах постоянной
Больцмана. Это информационное толкование энтропии.
Чтобы дать такому толкованию
количественную формулировку, необходимо ввести
следующее простейшее определение
изменения количества информации Д/ в результате
некоторого процесса. Если до его начала
имелось Р равновероятных ответов на некоторый
вопрос о рассматриваемой системе, ни один из
которых нельзя было предпочесть другому, а по

226
АСТРОФИЗИКА
окончании процесса число таких ответов стало
р, то изменение информации о системе имеет
видД/ = к\п(Р/р).
Если Р > р, то имеется прирост
информации, А/ > 0, то есть сведения о системе стали
более определенными, а в обратном случае —
ее убыль.
Приложим такое определение к
рассмотренному процессу перехода системы в
термодинамически равновесное состояние. Вначале
система была чисто динамической, ее энтропия
равнялась нулю и был единственный ответ на
вопрос о микросостоянии системы: Р — 1. В
конце энтропия системы увеличилась на величину
AS, а число ответов на поставленный вопрос
выросло до р = N. Поэтому убыль информации
после термализации А/ = — fclniV, и основное
соотношение информационного подхода (см. (7))
имеет вид
AS = -А/, (8)
то есть уменьшение количества информации
о системе равно приросту ее энтропии и
обратно. Важно, что при выводе формулы (8)
не использован никакой конкретный механизм
потери информации, что побуждает считать это
соотношение универсальным.
Простой пример необратимого расширения
на весь объем газа, первоначально
сосредоточенного в половине объема, проиллюстрирует
соотношение (8) (рис. 3). Очевидно, что число
равновероятных ответов на вопрос о
поперечной по отношению к заслонке координате
молекулы газа увеличивается вдвое после
поднятия заслонки. Соответствующая убыль
информации равна Ып2, что в соответствии с
(8) точно равно известному из термодинамики
выражению для приходящегося на одну
молекулу прироста энтропии в рассматриваемом
процессе.
Из соотношения (8) следует, что
невозможно нарушить второе начало термодинамики, то
есть уменьшить энтропию замкнутой
системы путем увеличения объема информации о
ней. За получение информации надо платить
определенную цену, в том числе
энтропийную, поскольку сам этот процесс необратим.
Так, например, при определении координаты
молекулы газа путем ее освещения придется
считаться с тем, что рассеянный молекулой
свет в конце концов диссипирует, поглотится
системой, повысив ее энтропию на величину,
не меньшую выигрыша за счет соотношения
(8). Самое большее, чего можно достичь, это
перераспределить энтропию (степень
хаотичности) с одних степеней свободы на другие.
Именно к этому и сводится работа
технических устройств, упорядочивающих систему
по некоторым параметрам, — регуляторов,
которые обязательно имеют специальный орган
(датчик), считывающий информацию о
регулируемой величине.
б
Рис. 3. Расширение газа в удвоенный объем: а — газ,
б — заслонка
В информационном подходе к процессу
образования черных дыр ситуация очень
близка к рассмотренному примеру терма-
лизации сгустка (от несущественной
разницы — возможности ненулевой температуры
у предшественника черной дыры — можно
отвлечься). В случае черной дыры был доступен
огромный объем информации о микросостоянии
ее предшественника, забытый в процессе
коллапса. Образовавшаяся черная дыра помнит
лишь малое число наблюдаемых параметров.
Поэтому применительно к образованию черной
дыры можно повторить почти все сказанное. То,
что у черной дыры отличная от нуля энтропия,
нужно считать естественным и неизбежным.
Остается количественная проблема
доказательства совпадения информационной (см. (7)
или (8)) и термодинамической (см. (6)) формул
для энтропии. Для этого нужно выявить те
микросостояния, информации о которых лишен
внешний наблюдатель. Этот вопрос оказался
далеко не простым, и поэтому решение
обсуждаемой проблемы затянулось на долгие
годы. Уже из факта необратимости процесса
образования черной дыры звездной массы
следует, что эти микросостояния не связаны
со степенями свободы предшественника черной
дыры. Такое решение было предложено лишь в
самое последнее время. Исследования
российских теоретиков И.Д. Новикова и В.П. Фролова
показали, что микросостояния, играющие роль
комплексий Больцмана, связаны с
компонентами пар, которые рождены около горизонта
событий (рис. I), падающими внутрь черной
дыры. Подсчет их вклада в энтропию черной
дыры ведет к формуле (5).
Некоторые другие примеры
Утверждение об универсальной связи (8)
изменений энтропии и информации можно
подкрепить двумя примерами, предложенными
канадским физиком У. Унру. Эти примеры
не относятся к физике черных дыр. Первый

ГОРЯЧИЕ ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ
227
из них можно считать газодинамическим
аналогом черной дыры. Рассмотрим объем газа
под высоким давлением, окруженный
звукопоглощающей стенкой с отверстием, сквозь
которое вырывается газ со сверхзвуковой
скоростью, приобретаемой, например, при
протекании через сопло Лаваля (рис. 4). В
рамках гидродинамики (от оптических явлений
мы отвлекаемся) срез сопла можно считать
горизонтом событий: никакой звуковой сигнал
не может проникнуть снаружи внутрь объема.
Согласно информационному подходу такая
система должна обладать запасом энтропии.
И действительно, квантовый расчет звукового
поля около отверстия показывает, что оно
служит источником фотонов, находящихся в
состоянии термодинамического равновесия с
некоторой отличной от нуля температурой.
в
Рис. 4. Газодинамическое устройство Унру: а — газ,
б — звук, в — сопло Лаваля, г — его сверхзвуковой срез,
играющий роль горизонта событий
Второй пример более сложен. Хорошо
известно, что явления в поле тяготения и в
ускоренной системе отсчета имеют очень
близкую и глубокую аналогию, которая подсказала
А. Эйнштейну путь к созданию общей теории
относительности (подробнее об этом см. статью
И.Б. Хрипловича "Общая теория
относительности" в этом томе). Проявлением такой аналогии
служит, например, невесомость в орбитальном
полете: тяготение и центробежная сила точно
компенсируют друг друга. Поэтому можно
ожидать, что силу тяготения как причину
эффекта Хокинга можно заменить переходом
к ускоренной системе отсчета, движущейся
с ускорением а. Расчет показывает, что
равномерно ускоренный в вакууме наблюдатель
увидит тепловое излучение, отвечающее
температуре кТ ос а.
В рассматриваемом случае
имеется горизонт событий: существует область
пространства-времени, для которой
испущенный из нее свет никогда не догонит ускоренного
наблюдателя. К тому же в вакууме всегда
есть физические короткоживущие поля
(нулевые колебания), которые не регистрируются
обычным, движущимся инерциально
прибором, настроенным на эти колебания как на нуль
(начало отсчета). Тот же прибор,
движущийся ускоренно, зарегистрирует такие колебания
как тепловое излучение.
Заключение
Существование черных дыр,
предсказанных в их современном понимании общей
теорией относительности, с большой долей
вероятности уже подтверждено наблюдениями
(см. статью A.M. Черепащука "Черные дыры
в двойных системах" в этом томе). Если эта
вероятность превратится в полную
уверенность, то роль черных дыр как источников
активности ядер галактик и квазаров позволит
считать их важнейшим элементом мироздания.
Не исключено, что еще не открытые первичные
черные дыры, если они действительно
существуют, имеют куда большую значимость для
космофизики, чем это кажется сегодня.
Однако уже сейчас можно говорить и о
совсем иной, общефизической, роли черных
дыр, обогативших наши общие представления
о неорганическом мире. Появление черных дыр
как продукта теоретической мысли подняло
на новый уровень наше понимание теплоты.
С XVIII-XIX века — времени победы
кинетической теории над теорией теплорода —
наука знала единственный механизм
появления тепла — хаотизацию движения частиц,
обладающих запасом кинетической энергии.
Такой механизм проявляется при трении двух
кусков дерева, с помощью чего наши предки
добывали огонь, и при химических и ядерных
реакциях. С наиболее общей, информационной
точки зрения появление тепла во всех таких
случаях отвечает утрате микроскопической
информации о состоянии частиц горячего тела.
Физика черных дыр указала новый
механизм возникновения тепла, когда информация о
внутреннем состоянии черной дыры
"отсекается" от наблюдателя мощными силами тяготения
(а сам этот объект может быть уподоблен
"черному ящику" — так в кибернетике
называют устройство с неизвестной внутренней
структурой). Этот новый механизм действует
по схеме:
черная дыра —> черный ящик -> черное тело,
а также имеет дело с хаосом, которому отвечает
равновероятность (с точки зрения
внешнего наблюдателя) различных микросостояний
внутренней части черной дыры с заданными
значениями массы, момента и заряда.
Литература
1. Новиков И.Д., Фролов В.П. Физика черных
дыр. М.: Наука, 1986.
2. Киржниц Д.А.у Фролов В.П. Природа. 1981.
№ 2. С. 2.
3. Киржниц Д.А.у Фролов В.П. В сб.: Прошлое и
будущее Вселенной. М.: Наука. 1986. С. 61.
4. Бриллюен Л. Наука и теория информации. М.:
ГИФМЛ, 1960.

A.M. Черепащук
ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ В ДВОЙНЫХ ЗВЕЗДНЫХ СИСТЕМАХ
Введение
Черной дырой называется область
пространства-времени, в которой гравитационное
поле настолько сильно, что даже свет не может
покинуть эту область. Это происходит, если
размеры тела меньше его гравитационного
радиуса гр,
r9 = 2GM/c2,
где G — гравитационная постоянная, с —
скорость света, М — масса тела. Гравитационный
радиус Солнца 3 км, Земли — около 1 см.
Общая теория относительности А.
Эйнштейна предсказывает удивительные свойства
черных дыр, из которых важнейшее —
наличие у черной дыры горизонта событий. Для
невращающейся черной дыры радиус
горизонта событий совпадает с гравитационным
радиусом. На горизонте событий для внешнего
наблюдателя ход времени останавливается.
Космический корабль, посланный к черной
дыре, с точки зрения далекого наблюдателя
никогда не пересечет горизонт событий, а будет
непрерывно замедляться по мере приближения
к нему. Все, что происходит под горизонтом
событий, внутри черной дыры, внешний
наблюдатель не видит. Космонавт в своем корабле
в принципе способен проникнуть под горизонт
событий, но передать какую-либо информацию
внешнему наблюдателю он не сможет. При этом
космонавт, свободно падающий под горизонтом
событий, вероятно, увидит другую Вселенную
и даже свое будущее. Это связано с тем,
что внутри черной дыры пространственная и
временная координаты меняются местами и
путешествие в пространстве здесь заменяется
путешествием во времени. Еще более необычны
свойства вращающихся черных дыр. У них
горизонт событий имеет меньший радиус и
погружен он внутрь эргосферы — такой
области пространства-времени, в которой тела
должны непрерывно двигаться, подхваченные
вихревым гравитационным полем
вращающейся черной дыры.
Столь необычные свойства черных дыр
многим кажутся просто фантастическими,
поэтому существование черных дыр в природе
часто ставится под сомнение. Однако, согласно
новейшим наблюдательным данным, черные
дыры действительно существуют и им присущи
удивительные свойства.
Как образуются черные дыры
Известно, что если масса ядра звезды,
претерпевшего изменения химического состава
из-за термоядерных реакций и состоящего
в основном из элементов группы железа,
превышает 1,4М0 (М0 — масса Солнца), но не
превосходит ЗМ0, то в конце ядерной эволюции
звезды происходит коллапс (быстрое сжатие)
ядра, в результате которого внешняя оболочка
звезды, не затронутая термоядерными
превращениями, сбрасывается, что наблюдается
как вспышка сверхновой звезды. Коллапс
приводит к формированию нейтронной звезды,
в которой силам гравитационного притяжения
противодействует градиент давления
вырожденного нейтронного вещества. Огромные
силы давления вырожденного нейтронного
вещества обусловлены тем, что нейтроны
обладают полуцелым спином и подчиняются
принципу Паули, согласно которому в данном
энергетическом состоянии может находиться
только один нейтрон.
При сжатии ядра звезды, достигшей
последней стадии эволюции, температура
поднимается до гигантских значений, достигающих
миллиарда кельвин, когда ядра атомов
начинают разваливаться на протоны и нейтроны.
Протоны поглощают электроны, превращаются
в нейтроны, испуская при этом нейтрино.
Нейтроны же, согласно квантово-механическому
принципу Паули, при сильном сжатии
начинают эффективно отталкиваться друг от друга.
В случае, если масса коллапсирующего ядра
меньше ЗМ0, скорости нейтронов значительно
меньше скорости света и упругость вещества,-
обусловленная в основном эффективным
отталкиванием нейтронов, может уравновесить
силы гравитации и привести к образованию
устойчивых нейтронных звезд. В случае,
если ядро звезды более массивно (га > ЗМ0),
то, согласно существующим представлениям,
образующаяся нейтронная звезда остывая
коллапсирует в черную дыру. Поскольку при
образовании нейтронной звезды радиус ее ядра
уменьшается от 106 до 10 км, из условия
сохранения магнитного потока (H0Rq = HnR^f
где Hq « 100 Э, До ~ Ю6 км — соответственно
напряженность магнитного поля и радиус ядра
звезды до сжатия, а Яп, Rn — те же
характеристики для нейтронной звезды) следует, что
магнитное поле нейтронной звезды радиусом в
10 км может достигать очень больших величин,
вплоть до 1012 Э, а плотность вещества —
до миллиарда тонн в кубическом сантиметре.
Такие нейтронные звезды проявляют себя
как радиопульсары и рентгеновские пульсары.
Радиопульсары наблюдаются как источники
строго периодических (порядка секунд)
импульсов радиоизлучения, возникающих при

ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ В ДВОЙНЫХ ЗВЕЗДНЫХ СИСТЕМАХ
229
переработке энергии быстрого вращения
звезды в направленное радиоизлучение через
посредство сильного магнитного поля.
Рентгеновские пульсары светят за счет аккреции
вещества в тесных двойных звездных системах:
сильное магнитное поле нейтронной звезды
направляет плазму на магнитные полюсы, где
она сталкивается с поверхностью нейтронной
звезды и разогревается в ударной волне до
температур в десятки и сотни миллионов
Кельвин. Это приводит к излучению рентгеновских
квантов. Поскольку ось магнитного диполя
не совпадает с осью вращения нейтронной
звезды, рентгеновские пятна (их называют
аккреционными колонками) при вращении
нейтронной звезды то видны для земного
наблюдателя, то экранируются телом нейтронной
звезды, что приводит к эффекту маяка и
феномену рентгеновского пульсара — строго
периодической переменности рентгеновского
излучения с периодами от долей секунды
до тысяч секунд. Периодические пульсации
радио- или рентгеновского излучения
свидетельствуют о наличии у нейтронной звезды
сильного магнитного поля, твердой поверхности
и быстрого вращения. У черной дыры строго
периодических пульсаций излучения ожидать
не приходится, поскольку, согласно
предсказанию общей теории относительности (ОТО),
описывающей сильные гравитационные поля,
черная дыра не имеет ни твердой поверхности,
ни сильного магнитного поля.
Для звезд, массы железных ядер которых
в конце эволюции превышают ЗМ0, ОТО
предсказывает неограниченное сжатие ядра
(релятивистский коллапс) с образованием
черной дыры. Это объясняется тем, что силы
гравитации, стремящиеся сжать звезду,
определяются плотностью энергии, а при громадных
плотностях вещества, достигаемых при сжатии
столь массивного ядра звезды, главный вклад
в плотность энергии вносит уже не энергия
покоя частиц, а энергия их движения и
взаимодействия. Получается, что давление вещества
при больших плотностях как бы само "весит":
чем больше давление, тем больше плотность
энергии и, следовательно, силы гравитации,
стремящиеся сжать вещество. Кроме того, при
сильных гравитационных полях, согласно ОТО,
становятся принципиально важными
эффекты искривления пространства-времени, что
также способствует неограниченному сжатию
ядра звезды.
Черные дыры с очень большими массами
(до миллиардов солнечных масс), по-видимому,
существуют в ядрах галактик. Кроме того,
теория предсказывает возможность
существования первичных черных дыр, возникших в
момент образования Вселенной. Мы
ограничимся рассмотрением лишь черных дыр звездной
массы, образовавшихся на конечных этапах
эволюции массивных (с массами в десятки
солнечных) звезд.
Методы определения масс черных дыр
Известно, что массу звезды можно
измерить, если она входит в двойную систему
(см. статью А.А. Киселева "Двойные звезды"
в этом томе). При этом, поскольку размеры
орбиты двойной системы в миллионы раз
больше гравитационных радиусов компонент,
для определения масс звезд, в том числе масс
нейтронных звезд и черных дыр в двойных
системах, точность закона тяготения Ньютона
вполне достаточна.
С бортов специализированных спутников
открыты десятки тысяч компактных
рентгеновских источников, большинство из которых
представляют собой рентгеновские двойные
системы — тесные двойные системы, состоящие
из нормальной оптической звезды типа Солнца
и релятивистского объекта, находящегося в
режиме аккреции вещества (см. статью A.M. Че-
репащука "Тесные двойные звезды на поздних
стадиях эволюции" в этом томе). Космические
рентгеновские и наземные оптические
наблюдения в данном случае прекрасно дополняют
друг друга: наличие мощного рентгеновского
источника (со светимостью в сотни тысяч раз
превышающей болометрическую светимость
Солнца) указывает на присутствие в двойной
системе массивного объекта малых размеров
(менее радиуса Земли), а спектральные и
фотометрические наблюдения оптического
спутника позволяют измерить массу релятивистского
объекта. Если масса релятивистского объекта
превышает ЗМ0, его можно считать кандидатом
в черные дыры. Число таких кандидатов в
черные дыры в двойных системах с надежно
измеренными массами достигло десяти и,
благодаря успехам рентгеновской и оптической
астрономии, непрерывно возрастает.
Постепенно выясняется замечательный факт: ни один
из известных десяти кандидатов в черные
дыры не является рентгеновским пульсаром,
то есть кандидаты в черные дыры отличаются
от нейтронных звезд не только большими
массами, но и наблюдательными проявлениями
в полном соответствии с предсказаниями ОТО.
Опишем, как можно определить массу
черной дыры в рентгеновской двойной системе.
Наблюдения доплеровских смещений линий
в спектре оптической звезды, вызванных ее
орбитальным движением, позволяют построить
кривую лучевых скоростей этой звезды, то
есть зависимость от времени проекции вектора
полной скорости звезды на луч зрения (см.
рис. 1). Период, амплитуда и форма кривой
лучевых скоростей определяют функцию масс
оптической звезды:

230
АСТРОФИЗИКА
Vr, КМ/С
100
80
40
0
У
-40
-80
0,5
1,0
1,5
Ф
Рис. 1. Кривая лучевых скоростей системы Лебедь Х-1,
то есть зависимость от времени проекции на луч зрения
скорости оптической звезды
fo(m) =
т^ sin3 г
(тх + т0)2
:1,038-10-Х3^(1-е2)3/2,
(1)
где тх, тп0 — массы релятивистского объекта
и оптической звезды (в солнечных массах),
К0 — наблюдаемая полуамплитуда кривой
лучевых скоростей оптической звезды (в км/с),
Р — орбитальный период (в сутках), е —
эксцентриситет орбиты, г—наклонение орбиты
системы (угол между нормалью к плоскости
орбиты и лучом зрения). Функция масс
оптической звезды /о (га) — это абсолютный нижний
предел для массы релятивистского объекта гпх.
Значение массы релятивистского объекта (в
нашем случае черной дыры) вычисляется по
формуле
mx = f0 (га)
(1 +га0/шж)2
sin г
Для нахождения массы черной дыры
необходимо из независимых данных знать значения
двух параметров: отношение масс компонентов
q = тх/т0 и наклонение орбиты г.
Величины q и г можно определить из
анализа оптической кривой блеска
рентгеновской двойной системы, из продолжительности
затмения рентгеновского источника телом
оптической звезды (в случае, когда наклонение
орбиты г близко к 90°); для оценки этих
параметров может служить также информация
об отсутствии рентгеновских затмений, о
расстоянии до системы и о вращательном уши-
рении линий поглощения в спектре оптической
звезды.
Модель рентгеновской двойной системы,
используемая при интерпретации ее
оптической кривой блеска, учитывает четыре
причины оптической переменности. Это, во-
первых, эффект эллипсоидальности
оптической звезды, он связан с деформацией ее формы
в гравитационном поле релятивистского объ-
АВ
0,32
0,33
0,34
0,35
0,36
0,37
0,38
0,39
0,5
1,0
1,5
2,0
Ф
Рис. 2. Оптическая кривая блеска системы Лебедь Х-1.
Здесь ф — фаза орбитального периода, А В — разность в
звездных величинах между Лебедь Х-1 и звездой
сравнения в синих лучах. Точки — данные наблюдений, сплошная
линия — теоретическая кривая блеска, рассчитанная с
учетом эффекта эллипсоидальности оптической звезды
при оптимальных параметрах модели
/
18,m9h
19,0
19,1
0,5
Фаза
1,0
Рис. 3. Кривая блеска рентгеновской Новой Мухи 1991
в неактивном состоянии, обусловленная в основном
эффектом эллипсоидальности оптической звезды. Точки —
данные наблюдений, сплошная линия — теоретическая
кривая блеска, соответствующая оптимальным
параметрам модели
екта; во-вторых, эффект "отражения",
связанный с прогревом оптической звезды мощным
рентгеновским излучением аккрецирующего
релятивистского объекта и орбитальным
движением компонент; в-третьих, взаимные
затмения компонентов и, в-четвертых, прецессия
аккреционного диска, окружающего
релятивистский объект (аккреционный диск может
быть наклонен к плоскости орбиты и медленно
прецессировать. Тогда в разных орбитальных
циклах вклад диска в суммарный поток будет
различным). Эффекты эллипсоидальности и
"отражения" были впервые обнаружены и
использованы для оценки параметров q и i в
рентгеновских двойных системах Лебедь Х-1
и Геркулес Х-1 советскими учеными в.М.
Лютым, Р.А. Сюняевым и A.M. Черепащуком в
1972 году. Эти эффекты оказались
типичными оптическими проявлениями рентгеновских
двойных систем, они помогают осуществлять
их надежную оптическую идентификацию:

ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ В ДВОЙНЫХ ЗВЕЗДНЫХ СИСТЕМАХ
231
Рис. 4. Компьютерная модель системы Новая Мухи 1991,
построенная для оптимальных параметров (см. текст).
Оптическая звезда приливно деформирована и имеет
грушевидную форму. Аккреционный диск вокруг черной
дыры имеет большие относительные размеры
совпадение периодов и фаз оптической и
рентгеновской переменности или совпадение
рентгеновской и оптической вспышек
доказывает достоверность отождествления. На рис. 2
и 3 представлены оптические кривые блеска
двух рентгеновских двойных систем Лебедь Х-1
(рис. 2) и Новой Мухи 1991 (рис. 3) в неактивном
состоянии, содержащих компактные звезды —
кандидаты в черные дыры. На рис. 4
изображена компьютерная модель системы Новая
Мухи 1991 для оптимальных значений ее
параметров: q = 16, г = 41°, тх = 13М©.
Как отличить черные дыры от
нейтронных звезд
Аккрецирующая черная дыра не должна
проявлять себя как рентгеновский пульсар. У
нее может наблюдаться лишь иррегулярная
переменность рентгеновского излучения с
характерными временами At « rg/c « 0,0001-0,001 с.
И действительно, в рентгеновской двойной
системе Лебедь Х-1, содержащей черную дыру с
массой около 10М©, в те периоды, когда
рентгеновская светимость понижена, а рентгеновский
спектр — жесткий и степенной, наблюдается
быстрая иррегулярная переменность
рентгеновского потока на временах порядка
миллисекунды. Наблюдения, выполненные с
бортов современных рентгеновских обсерваторий,
таких, как ГИНГА, МИР-КВАНТ, ГРАНАТ,
АСКА, показали, что рентгеновские спектры
систем — кандидатов в черные дыры —
систематически более жесткие, чем спектры
аккрецирующих нейтронных звезд, и простираются
до энергий в несколько мегаэлектронвольт.
Как уже отмечалось, аккрецирующая
нейтронная звезда может проявлять себя как
рентгеновский пульсар. Однако если
нейтронная звезда обладает слабым магнитным полем
(напряженностью менее 1010 Э) или если ее ось
вращения "неудачно" ориентирована
относительно земного наблюдателя, то при аккреции
на такую нейтронную звезду регулярные
пульсации рентгеновского излучения могут и
не наблюдаться. Поэтому отсутствие строго
периодических пульсаций рентгеновского
излучения нельзя считать строгим доказательством
присутствия черной дыры в системе.
Однако при слабом магнитном поле
нейтронной звезды и несильном темпе аккреции
вещества на ее поверхности могут происходить
термоядерные взрывы накопленного
вещества, приводящие к коротким (длительностью
~ 1-10 с) и мощным вспышкам рентгеновского
излучения. Такие объекты получили название
рентгеновских барстеров 1-го типа (от
английского слова burst — вспышка, взрыв). Барстер-
ная переменность также является
характерным признаком аккрецирующей нейтронной
звезды, обладающей твердой поверхностью.
Поскольку черная дыра не обладает твердой
поверхностью, аккреция вещества на нее не
должна приводить к феномену
рентгеновского барстера 1-го типа. Отсутствие этого
феномена также является лишь необходимым
признаком присутствия в системе черной
дыры. Таким образом, важнейшие признаки
аккрецирующей черной дыры: мощное
рентгеновское излучение, отсутствие феноменов
рентгеновского пульсара или рентгеновского
барстера 1-го типа и большая масса (более
ЗМ©). Среди этих четырех признаков надежное
определение массы релятивистского объекта
в рентгеновской двойной системе является
решающим при идентификации его с черной
дырой.
Новейшие данные
К настоящему времени в двойных системах
измерены массы шести рентгеновских
пульсаров и пяти радиопульсаров. Оказалось, что во
всех случаях, когда удается надежно
определить массу рентгеновского или радиопульсара
(то есть нейтронной звезды), она не превосходит
ЗМ©, то есть теоретический верхний предел для
массы нейтронной звезды, предсказываемый
ОТО. Среднее значение массы нейтронной
звезды, полученное для одиннадцати объектов,
составляет около 1,4М© и прекрасно
согласуется с современной теорией поздних стадий
эволюции массивных звезд.
Перейдем теперь к наиболее
интригующему вопросу о том, как обстоят дела с
массивными (с массами более ЗМ©)
рентгеновскими источниками. К настоящему времени
известно десять рентгеновских двойных систем
с массивными рентгеновскими источниками
(табл. 1).
Надежность определения масс черных дыр
тх в этих системах не вызывает сомнения,
поскольку модель двойной системы в данном

232
АСТРОФИЗИКА
Таблица 1
№
п/п
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
Рентгеновский
источник
CygX-l(X-l Лебедя)
LMC Х-3
LMC Х-1
А0620-00 (V616 Единорога)
V404 Cyg (V404 Лебедя)
XN Mus (Новая Мухи) 1991
QZ Vul (QZ Лисички)
XN Per (Новая Персея) 1992
XN Sco (Новая Скорпиона) 1994
XN Oph (Новая Змееносца) 1997
/о(ш),
м0
0,23
2,3
0,14
зд
6,3
3,01
5,0
0,9
3,2
4,0
Масса
релятивистского
объекта, га^/М©
7-18
7-11
4-10
5-17
10-15
9-16
5,3-8,2
2,5-5
4-6
5-7
Масса оптической
звезды, тпо/Mq
20-30
3-6
18-25
-0,7
0,5-1
0,7-0,8
-0,7
-0,4
-2,3
-0,8
м„
|д
ту
1
м0
1,5
1,0
0,5
0
0,3
i
1 2
I I
А0620-00
XNMus
XNPer
I
V404Cyg
XNOph
XNSco
QZVul
HerX-1
I
5
I
LMCX-3
i
10
I
I
20 32
I I
CygX-1
LMCX-1
5 2
4
•1
3
i
70
I
-
-
-
mx
M0
32
20
10
5
Я
2
I
-0,5
0,5
1,0
1,5
ig
Рис. 5. Зависимость масс нейтронных звезд (кружки)
и черных дыр (крестики) от масс спутников т0 в
тесных двойных системах. Цифрами обозначены:
1 - система Сеп Х-3, 2 - LMC Х-4, 3 - SMC Х-1,
4 - 4U 1538-52, 5 - 4U 0900-40. Указаны ошибки
определения масс. Темные кружки соответствуют
радиопульсарам в двойных системах, ошибки
определения масс которых меньше размеров кружка
случае уверенно обоснована тем фактом, что в
моменты минимумов блеска лучевая скорость
оптической звезды совпадает с лучевой
скоростью центра масс системы. Следовательно,
изменения со временем лучевой скорости
оптической звезды связаны с ее орбитальным
движением, а не с пульсациями звезды или
движением газовых потоков в системе. Применение
мощных методов определения масс, развитых
для тесных двойных систем, позволяет дать
надежные оценки масс черных дыр.
Большие функции масс рентгеновских
двойных систем пытались объяснить в рамках
модели тройной системы. В этой модели
рентгеновский источник — это аккрецирующая
нейтронная звезда, а большая функция масс
связана с движением оптической звезды
вокруг третьей массивной звезды. Высокоточные
спектроскопические исследования не выявили
признаков тройственности ни у одной из
десяти описанных выше рентгеновских двойных
систем. Кроме того, в системах, где масса
оптической звезды мала (менее одной-двух
М©), модель тройной системы неприемлема
уже потому, что третья звезда должна иметь
массу в несколько солнечных и на ее ярком
фоне невозможно было бы наблюдать линии
поглощения слабой маломассивной оптической
звезды. Таким образом, к настоящему времени
проблема черных дыр имеет прочный
наблюдательный базис.
На рис. 5 приведены массы релятивистских
объектов в зависимости от масс спутников
в двойных системах. Спутниками
рентгеновских пульсаров и черных дыр в двойных
системах являются оптические звезды
спектральных классов М-О. Спутники
радиопульсаров — неактивные нейтронные звезды
(например, система PSR 1913+16), белые карлики
(PSR1855+09), а также массивные звезды спек-

ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ В ДВОЙНЫХ ЗВЕЗДНЫХ СИСТЕМАХ
233
трального класса В (PSR 1259-63). Как видно
на рисунке, масса релятивистских объектов
не зависит от масс спутников. И нейтронные
звезды, и черные дыры встречаются в двойных
системах со спутниками как большой, так и
малой массы. Ситуация здесь подобна той,
которая имеет место в классических тесных
двойных звездных системах, где встречаются
любые комбинации компонент.
В тех случаях, когда спутником является
массивная горячая оптическая звезда
спектрального класса О или В (системы Лебедь Х-1,
LMC Х-3, LMC Х-1), рентгеновский источник
квазистационарный. Во всех системах, у
которых спутники — маломассивные холодные
звезды поздних спектральных классов,
рентгеновский источник является транзиентным
(рентгеновской новой): в основном, спокойном,
состоянии его рентгеновская светимость мала
(менее 1033 эрг • с-1), однако раз в несколько
десятков лет наблюдается явление
рентгеновской новой, когда рентгеновская светимость
увеличивается в миллионы раз и затем с
характерным временем порядка нескольких
месяцев спадает до фонового уровня. Эта
корреляция между характером нестационарности
рентгеновского источника и массой спутника —
оптической звезды — должна обязательно
учитываться при построении теории
нестационарной дисковой аккреции на черные дыры.
Следует подчеркнуть очень важный
наблюдательный факт: ни у одного из десяти
массивных (с массой более ЗМ0) рентгеновских
источников — кандидатов в черные дыры — не
обнаружено феноменов рентгеновского
пульсара или рентгеновского барстера 1-го типа,
характерных для аккрецирующих нейтронных
звезд. Этот факт имеет фундаментальное
значение и может рассматриваться как
наблюдательный аргумент (но, разумеется, еще не как
окончательное доказательство) в пользу того,
что указанные в табл. 1 десять кандидатов в
черные дыры действительно являются
черными дырами в смысле ОТО.
Заключение
Мы описали астрономические методы и
результаты определения масс черных дыр
в рентгеновских двойных системах в
основном из оптических исследований. Значения
масс большого числа нейтронных звезд и
черных дыр подтверждают справедливость
предсказаний ОТО А. Эйнштейна. Новейшие
наблюдательные данные по черным дырам,
изложенные выше, имеют принципиальное
значение для фундаментальной физики и
релятивистской астрофизики, а также для
теории внутреннего строения звезд и звездной
эволюции. В последние годы в проблеме поиска
и наблюдательных исследований черных дыр
произошла "тихая" революция и гипотеза
черных дыр во Вселенной превратилась в
наблюдательную реальность. Это, несомненно,
означает качественно новый этап в
исследованиях черных дыр и их удивительных свойств,
что в ближайшем будущем должно привести к
значительному прогрессу в этой увлекательной
области исследований.
Литература
1. Новиков И. Д. Черные дыры и Вселенная.
М.: Молодая гвардия, 1985.
2. Липунов В.М. В мире двойных звезд.
М.: Квант, 1986.
3. Черепащук A.M. Земля и Вселенная. 1985. № 1.
С. 16.
4. Лютый В.М.у Черепащук A.M. Земля и
Вселенная. 1986. № 5. С. 18.
5. Черепащук A.M. Земля и Вселенная. 1992. № 3.
С. 23.
6. Гинзбург В.Л. О физике и астрофизике.
М.: Бюро Квантум, 1995.

Л.М. Ерухимов
КОСМИЧЕСКИЕ ЛИНЗЫ
И ИХ РОЛЬ В ИССЛЕДОВАНИИ ВСЕЛЕННОЙ
Неоднородности среды как
фокусирующие системы
Фокусирующие системы — гениальное
изобретение человечества — давно нашли
широкое применение в научных приборах и
технических устройствах, начиная от
оптических телескопов до электронных микроскопов.
Однако природа и в данном случае не уступила
человеку в демонстрации своих возможностей,
предоставив ему уникальный инструмент для
проникновения в свои тайны.
Космические линзы для электромагнитных
волн действуют на том же принципе, что и
земные линзы — на отклонении направления
распространения (рефракции) волны в среде с
неоднородным изменением показателя
преломления п. Показатель преломления п для волны
с частотой со и волновым числом к (к = 2к/Х, где
X — длина волны) равен отношению скорости
света с в "вакууме" к величине фазовой
скорости Уф = со/к (направления векторов V и к
совпадают) — скорости, с которой происходит
эффективное перемещение волновых фронтов.
При этом волновой вектор к ортогонален
волновому фронту — линиям равной фазы.
Будем для простоты считать, что
показатель преломления п не меняется с расстоянием.
Выражение для фазы волны на участке пути
Az, которое проходит волна,
Ф = — nAz.
с
(1)
На рис. 1 показано, в каком направлении
происходит отклонение фронта при
прохождении волной неоднородностей,
вызывающих положительное изменение показателя
преломления (по сравнению с окружающей
неоднородность средой), 8п > 0.
Фронт волны считается плоским, что,
очевидно, справедливо, если источник волны
находится на достаточно большом расстоянии
от слоя с неоднородностями. Кроме того,
отклонение фронта волны будем считать малым.
Из рис. 1 также легко установить связь между
углом Э, на который отклоняется фронт волны, и
изменением фазы 8ф вдоль оси х, ортогональной
вектору к. Для малых углов отклонение 0
0 =
1 9(xi) - ф(х2) An
Х\ — Х2
Ах
Az,
(2)
где An = n(xi) — n(x2).
Очевидно, что в приближении
геометрической оптики схождение и расхождение
Рис. 1. Поведение лучей за тонким слоем с
неоднородностями показателя преломления (фазовым экраном)
лучей (лучевых трубок) определяет изменение
интенсивности I вдоль оси z (рис. 1). При
этом (S — площадь поперечного сечения
произвольно выбранной лучевой трубки):
I(Z2)=I(Z!)
S(zi)
S(z2)
1
l-^(*-26)
(3)
где показатель р = 2 для симметричной (в
плоскости слоя) неоднородности п, р = 1 для
одномерной неоднородности, az0 — значение z
на выходе из слоя с неоднородностями. Видно,
что по мере удаления от слоя вариации сечений
лучевых трубок увеличиваются.
Соответственно увеличиваются и вариации интенсивности
волн /. При этом, если неоднородности
указанной формы вызывают сужение лучевых трубок,
приводя к увеличению /, то пространство
между ними приводит к эффекту
противоположного знака.
Легко убедиться в том, что лучи сходятся
в точку лишь для неоднородностей
параболической формы, когда 0 линейно изменяется по
мере роста х в обе стороны от центра
неоднородности. В этом случае имеет место идеальная

КОСМИЧЕСКИЕ ЛИНЗЫ И ИХ РОЛЬ В ИССЛЕДОВАНИИ ВСЕЛЕННОЙ
235
фокусировка излучения на расстоянии z — zo,
равном фокусному расстоянию линзы,
ZF =
Ах
дё
L/x
дё
(4)
(L — характерный масштаб линзы в
направлении х), при котором I(zf) формально стремится
к бесконечности. Однако последнее возможно
лишь в том случае, если размер линзы
вдоль х бесконечен, что обеспечивает собирание
энергии с бесконечной поверхности линзы. Для
линзы конечных размеров парадокс сужения
лучевой трубки в точку разрешается тем,
что для неоднородности конечных поперечных
размеров L приближение геометрической
оптики нарушается. В результате минимальная
ширина Axf фокального пятна идеальной
линзы определяется волновыми свойствами
излучения (дифракционными эффектами)
л 8Ф
(5)
Таким образом, максимально возможная
интенсивность в фокальной плоскости линзы
-^F,max — [ "7—
Ах
(kLf
[^5ф
(6)
Если либо линзы перемещаются в плоскости,
ортогональной вектору к, либо перемещается
источник, то линию, соединяющую точку
наблюдения и источник, пересекают разные
неоднородности — происходит своеобразный
их опрос. В результате уровень сигнала А
(А ос л/Г) за слоем с неоднородностями
изменяется — наблюдатель будет регистрировать
то увеличение уровня сигнала (в области
фокусировки), то его замирание (в области
расширения лучевой трубки). Эти вариации,
получившие название сцинтилляций,
пренебрежимо малы в непосредственной близости
к слою с неоднородностями. По этой причине
тонкий слой с неоднородностями (толщиной
Az <^ zf), в котором не происходит изменения
уровня сигнала из-за поглощения волн или
их усиления (мазерный эффект), а имеют
место лишь изменения фазы, носит название
фазового экрана.
Вблизи фазового экрана (предельный
случай геометрической оптики) можно наблюдать
и изменение углов Э. Легче всего это
сделать с помощью интерферометра. При этом
измерения наклона фронта волны позволяют
однозначно определить направление, с
которого пришел сигнал (угол прихода). Обычно
о вариациях 6 вблизи фазового экрана говорят
как о вариациях угла рефракции, называя
его 0Г.
По мере удаления от слоя или при
увеличении его толщины вариации уровня (амплитуды)
сигнала увеличиваются (см. (3)). Наиболее
значительны они в области z — zq « zp- Эту
область принято называть областью
статистической фокусировки по той причине, что
фокусные расстояния и различие в форме
неоднородностей делают процесс фокусировки
случайным.
Что же происходит на расстояниях
z — zq > zf? Согласно (4), на таких расстояниях
в точке приема складываются сигналы, которые
прошли через различные неоднородности
(рис. 1). Эти сигналы, следовательно, обладают
как разной амплитудой, так и различной фазой.
При этом дополнительное изменение фазы,
связанное с их распространением за слоем с
неоднородностями и равное
k(z - z0) k(z - zo)02 _ k(Ax)2
cosG
Zq
(7)
уменьшается с удалением от слоя. Поэтому
суммарное поле волны, представляющее
собой большую сумму случайных полей, является
хаотическим. Более того, даже при
распространении волны в протяженном слое, состоящем из
большого набора регулярных сфазированных
между собой фазовых экранов (синусоидальной
формы), при условии (7) имеет место хаотиза-
ция параметров сигнала. Хаотичность
суммарного поля приводит к тому, что флуктуации
интенсивности определяются (при очень
больших значениях z) следующим выражением:
((А/)2)
(I)2
= 1-ехр(-2((8ф)2»;
(8)
здесь угловые скобки означают усреднение
рассматриваемых величин по различным
реализациям (по ансамблю). Из (8) видно, что
относительные вариации интенсивности (и
уровня) рассеянной волны в случае достаточно
"контрастных" неоднородностей (((8ф)2) ^> 1)
стремятся к насыщению (((Д/)2)/(/)2 = 1).
Область значений z, в которой это
происходит, носит название зоны Фраунгофера или
дальней зоны. Важно отметить, что если вблизи
экрана измерения на интерферометре
позволяли определить направление прихода волны, то
в дальней зоне интерферометр покажет лишь
область углов, в которых сосредоточен сигнал.
Эту область углов называют углом рассеяния 9S
(рис. 1).
Интересно отметить, что в дальней зоне и
при ((5ср)2) ^> 1 характерный
пространственный масштаб флуктуации интенсивности равен
не характерному масштабу неоднородностей L,
дающих наиболее сильный вклад в
сцинтилляции, a Leff/((89)2)1/2, где Leff — эффективный
размер неоднородностей вдоль направления
осих.
Величина ехр(—2 ((5ф)2)) характеризует
также относительную долю интенсивности
рассеянного и нерассеянного сигнала. Это
важно, поскольку неоднородности масштаба L\,

236
АСТРОФИЗИКА
для которых ((8ф)2) > 1, способны изменить
характеристики сигнала, рассеянного на более
крупных неоднородностях. В частности, такие
неоднородности делают линзу шероховатой,
уменьшая за счет рассеяния (на угол A6S)
эффект фокусировки и размеры фокального
пятна до AQ8(z — z$).
Замечания. 1. Волна проходит через
различные неоднородности. Поэтому линза
образуется как некоторое суммарное по всем
неоднородностям образование. Легко
предположить, что условия образования линзовых
свойств в среде будут неодинаковыми
(некоррелированными) для осей х и у, иными словами,
эффективная линза в случайной среде будет
одномерной. Каждый из нас, кто купался в море,
мог заметить, что на дне при мелкой воде яркие
полоски, вызванные фокусировкой солнечного
света волнением морской поверхности, носят
одномерный характер. Понятно и почему это
наблюдается на мелкой воде: если угловой
размер источника (Солнца) Gs превысит угловые
размеры неоднородностей (0* « Leu/(z — zq)),
то вариации сигнала начнут исчезать. Шумовое
излучение, исходящее из различных частей
источника, после прохождения через различные
неоднородности вызовет угловое усреднение
(замывание) сцинтилляций.
2. Указанный эффект может служить (и
служит) одним из эффективных методов
определения угловых размеров источников
космического излучения. Например, неоднородности
межзвездной среды (с размерами L < 109 см),
удаленные от наблюдателя на расстояние в
10 кпк, позволяют получать угловое
разрешение источников до 05 « 3 • 10~13 радиан, что
в настоящее время практически недостижимо
другими методами.
Усреднение является в то же время
причиной потери информации об источнике
и о неоднородностях среды распространения.
Особенно ярко этот эффект можно
проиллюстрировать на примере частичного усреднения
удаленных (большое z) или мелкомасштабных
(малое L) неоднородностей. Усредненные по
углу, пространству, по частоте, или по времени
(например, прибором) мелкие неоднородности
начинают усреднять неоднородности более
крупные, если угол рассеяния на
неоднородностях мелких превысит угловой размер
неоднородностей крупных. Этот процесс может
продолжаться в сторону усреднения все более
крупных масштабов. Таким образом, угол
рассеяния в такой среде начинает выступать в роли
углового размера источника и может привести к
потере информации о неоднородностях среды,
непосредственно не усредненных источником.
В этом случае интерферометр будет измерять
не угловые размеры источника, а угол
рассеяния на "усредненных" неоднородностях.
3. Из выражения (3) следует, что
достаточно крупные неоднородности не могут вызвать
значительных вариаций уровня сигнала,
однако влияют на структуру вариаций,
обусловленных мелкомасштабными неоднородностя-
ми. Вот два примера. Если показатель
преломления среды зависит от частоты, то, согласно
(3), и угол рефракции будет изменяться с
частотой. Таким образом возникает расхождение
лучей, соответствующих волнам разной
частоты, в плоскости (х, у), ортогональной волновому
вектору к. Вместе с тем очевидно, что если
такое расхождение превысит масштаб Leff, то
флуктуации сигнала на разных частотах станут
некоррелированными. При этом, если крупные
неоднородности движутся относительно
мелких, то происходит как бы опрос мелких
неоднородностей, вызывающих амплитудные
сцинтилляции. На рис. 2 приведен пример
динамического спектра сцинтилляций радиоизлучения
одного из радиопульсаров (вращающихся
нейтронных звезд), вызванных неоднородностями
межзвездной галактической среды. По верти-
Т, МИН
36
18
О
407,5 407,9 408,3 407,5 407,9 408,3
V, МГц
Рис. 2. Динамический спектр радиоизлучения пульсара
PSR1642-03. Интенсивность зачернения
пропорциональна амплитуде спектральной мощности
кальной оси на рисунке отложено время т, по
горизонтальной — частота v сигнала.
Зачерненные участки соответствуют высоким уровням
сцинтиллирующего сигнала. Видно, что в ряде
случаев затемнения имеют наклон на плоскости
время-частота, что и является следствием
указанного эффекта. Наряду с такой
рефракционной частотной декорреляцией сцинтилляций
существует и дифракционная. За нее
ответственна не рефракция, а рассеяние. Она
имеет место, когда разность фаз между волнами
разной частоты при распространении на
расстояния z — zq превысит 1 радиан на масштабе
х = Leff (при этом A(oLett/((02(z — zq)) ~ 1).
Кроме того, мы не учитывали здесь конечность
расстояния от источника до слоя с
неоднородностями. Как правило, учет этого обстоятельства
приводит к появлению геометрических
факторов в углах рассеяния и рефракции (множителя
(zs — zo)/(z — zo)), а расстояние z — zq
заменяется на (zs — zq)(z — zo)/zs, где z8 — расстояние от
наблюдателя до источника наблюдения.
Рассмотренные выше эффекты были
выяснены еще в 60-70-х годах нашего
столетия при изучении сцинтилляций, вызванных
неоднородностями ионосферы — плазменной

КОСМИЧЕСКИЕ ЛИНЗЫ И ИХ РОЛЬ В ИССЛЕДОВАНИИ ВСЕЛЕННОЙ
237
оболочки нашей планеты. Их применение к
объяснению вариаций интенсивности
радиоизлучения пульсаров позволило в конце 60-х
годов, сразу же после обнаружения группой
А. Хьюиша пульсаров, показать наличие в
межзвездной среде неоднородностей плазмы,
масштабы которых были на 6-8 порядков
меньше ожидавшихся, исходя из
существовавших тогда теоретических представлений.
Прошли годы, и сейчас эти эффекты широко
используются радиоастрономами при
изучении турбулентности межзвездной плазмы с
использованием радиоизлучения источников
малых угловых размеров (пульсаров, квазаров,
космических мазеров).
Плазменные линзы. Искусственная
линза ионосферы
При распространении высокочастотной
волны в плазме показатель преломления
-'-(?)'¦
Здесь соео = 4ne2N/m, e — заряд электрона,
т — его масса, а N — плотность электронов,
частота волны со>о)в, где (Ов=еВ/(тс) —
гирочастота электрона во внешнем магнитном
поле В.
Таким образом, согласно (9), плазменная
линза, если она имеет форму, подобную
привычной нам линзе оптической, должна
быть менее плотной, чем окружающая ее
среда — один из ярких примеров фокусирующих
свойств пустоты.
Зависимость п от частоты обеспечивает
различные значения угла рефракции для волн
разной частоты; она ответственна в том числе и
за структуру, изображенную на рис. 2.
В космической плазме неоднородности
имеют очень широкий спектр размеров. В
ионосфере они простираются от нескольких
метров до десятков и сотен километров. Вблизи
Солнца их масштабы составляют от километра
до тысяч километров. Что касается
межзвездной среды, то неоднородности также имеют
огромный диапазон масштабов: от 106-107 до
1011-1013м. Интересно отметить, что
несмотря на столь разительное различие
масштабов, неоднородности различных космических
объектов подобны неоднородностям обычной
тропосферной турбулентности. На масштабах,
меньших масштаба регулярной
неоднородности атмосферы (на высотах тропосферы),
тропосферная турбулентность изотропна.
В замагниченной плазме, каковой являются
перечисленные выше среды, перенос
заряженных частиц вдоль силовых линий магнитного
поля происходит существенно легче, чем в
плоскости, ортогональной Б0, — силовые
линии магнитного поля сдерживают плазму от
необузданной свободы, если плотность энергии
магнитного поля В%/4к превышает плотность
кинетической энергии заряженных частиц
в плазме. Неоднородности стремятся быть
вытянутыми вдоль силовых линий Во. Поэтому
сведения об анизотропии пространственного
спектра неоднородностей дают представление
и о характере магнитных полей в той или иной
области космического пространства.
Плазменная линза может быть создана
также радиоизлучением за счет нелинейности
плазмы в сильных электромагнитных полях. В
ионосфере фокусирующая линза может быть
создана искусственно, человеком. Одна из
реализованных уже возможностей (США) состоит
в выбрасывании с борта ракеты в ионосферу
воды (или другого вещества, вызывающего
повышенную рекомбинацию заряженных частиц).
При этом в области выбрасывания образуется
область с пониженной плотностью плазмы N.
А именно такая область обладает повышенным
(по сравнению с окружающим пространством)
показателем преломления, то есть подобна
обычной оптической линзе, для которой п
больше единицы. Такую линзу можно
использовать для фокусировки радиоволн на высотах
ионосферы. Много попыток осуществлялось
и для создания линзы мощными пучками
радиоволн. Радиоволны высокой частоты греют
прежде всего легкие частицы — электроны.
Однако отрицательно заряженные электроны
не могут изменить свою плотность без
изменения плотности положительно заряженных
ионов, так как возникающее из-за разделения
зарядов электрическое поле тут же уничтожит
это различие плотностей, обеспечив
квазинейтральность плазмы (Ne « Ni). Поэтому
нагретая радиоволнами область плазмы стремится
расшириться как целое, сохранив при этом
свое кинетическое давление Nk(Te + Т$), k —
постоянная Больцмана. Ясно, что если мы
повышаем температуру электронов Те, то даже при
постоянной температуре ионов Ti плотность
плазмы должна уменьшиться. Примерно 10 лет
назад основываясь на указанном принципе,
ученые начали создавать в ионосфере линзу,
фокусирующую декаметровые радиоволны,
приходящие из космоса. Привлекательность
такой линзы состоит в том, что будучи
созданной на высоте 200-300 км линза имеет
горизонтальные размеры около 50 км —
они определяются угловой шириной пучка
радиоволн, посланного с поверхности Земли
на ионосферу. Используя такую линзу, можно
было бы собирать излучение со всей ее
поверхности, что эквивалентно использованию
антенны с размерами в 50 км! Увы, создать
такую искусственную ионосферную линзу пока
не удалось — линза становится шероховатой
из-за развития в нагретой области плазменной
турбулентности. Но надежды не покидают
исследователей. Они пытаются ослабить действие

238
АСТРОФИЗИКА
неустойчивостей, приводящих к неоднородно-
стям внутри линзы.
В частности, планируется осуществить
эксперимент по созданию фокусирующей линзы
на высотах Н « 150 км над поверхностью
Земли, используя также давно известный принцип.
Речь идет об изменении плотности плазмы за
счет температурной зависимости химических
реакций, приводящих к гибели заряженных
частиц. Это проявляется на высотах около
100-180 км, где более нагретые электроны
медленнее рекомбинируют. Поэтому в области
нагрева их радиоволнами создаются области
повышенной плотности плазмы. Создавая
корытообразную (или бубликообразную)
конфигурацию, подобную изображенной на рис. 3,
можно попытаться создать линзу, способную
фокусировать принимаемое излучение или
излучение, посылаемое в космическое
пространство. Заметим, что такая линза может быть
использована не только для приема излучения
от слабых космических радиоисточников. Имея
большую эффективную площадь, она полезна и
при радиолокации объектов ближнего космоса,
например солнечной короны, для диагностики
геоэффективных выбросов массы из ее
активных областей, для повышения потенциала
средств при возбуждении плазмы в ионосфере.
Гравитационные линзы Вселенной
и линзы поляризации вакуума
Хорошо известно, что гравитационное
поле, изменяя метрику пространства-времени,
изменяет в том числе и характер
распространения электромагнитных волн. В приближении
слабого гравитационного поля от тела массы М
распространение этих волн может быть описано
в эвклидовом пространстве посредством
введения следующего эквивалентного показателя
преломления в рассматриваемой точке А:
Здесь G — гравитационная постоянная, R —
расстояние от центра масс тела до точки А
В случае распределенной массы величина М
в (10) заменяется на плотность массы pf,
умноженную на элемент объема AVi, a R —
на расстояние Щ от точки А до этого
элемента с последующим суммированием по г.
Особенность гравитационной фокусировки
точечным объектом состоит в том, что показатель
преломления убывает при удалении от тела
пропорционально R~l.
Поэтому даже в лучевом приближении
фокус гравитационной линзы (ГЛ) расположен не
в точке, а вдоль линии АВ (рис. 4). Оптическим
Фронт волны а
к
L А с
В К
А
В
б
Черная дыра
Рис. 4. а — фокусировка гравитационной линзой —
черной дырой (black hole), k — волновой вектор,
ортогональный волновому фронту, АВ —
сфокусированное изображение; б — смещение фокусного пятна в
направлении, указанном синей стрелкой, при вращении
направленного излучателя (пульсара) в двойной системе
пульсар—черная дыра
Рис. 3. Искусственная линза, возникающая в ионосфере,
при нагреве области в ионосфере мощным
радиоизлучением
аналогом такой системы является стеклянная
линза логарифмической формы (предложена

КОСМИЧЕСКИЕ ЛИНЗЫ И ИХ РОЛЬ В ИССЛЕДОВАНИИ ВСЕЛЕННОЙ
239
П.В. Блиохом). Особенность фокусировки ГЛ
с непрозрачной центральной частью состоит
в том, что наблюдатель может видеть два
изображения одного и того же источника. Если
же ГЛ состоит из прозрачного вещества, то
возможно появление и третьего изображения
(которое соответствует центральному лучу).
Интересно также и то, что искривление лучей
прозрачным веществом, заполняющим все
пространство, увеличивается с ростом R. Таким
образом, начиная с некоторого расстояния
угловые размеры источников излучения (при
примерно равных их линейных размерах)
начнут увеличиваться для более удаленных
объектов, вплоть до границы наблюдаемой
Вселенной.
Заметим также, что гравитационная линза
может быть близка по своим характеристикам
к оптической (в пределах локальной области,
заполненной веществом), если плотность р
будет убывать пропорционально R~2. Довольно
часто при рассмотрении удаленного объекта на
траектории луча зрения оказывается большое
количество гравитационных линз разных
размеров и с разными фокусными расстояниями.
В этом случае можно говорить о хаотических
гравитационных линзах и рассматривать
распространение электромагнитных волн подобно
тому, как это было сделано выше для линз
плазменных, то есть через среду со случайными
гравитационными полями. Расчеты
показывают, что такие случайные поля
ограничивают точность определения угловых координат
космических источников излучения величиной
примерно 10~12 радиана.
Как правило, основными претендентами
на роль гравитационной линзы являются
черные дыры. Еще несколько лет тому назад
эффект гравитационной фокусировки
черными дырами был весьма интригующим для
наблюдателей; людей, интересующихся этим
вопросом, причисляли к чудакам. Однако
сегодня эффект гравитационной фокусировки
начинает широко использоваться для изучения
Вселенной. Появляются обзоры, посвященные
экспериментальному изучению черных дыр с
помощью линзирования. С проблемой
гравитационной фокусировки связаны надежды поиска
невидимого вещества во Вселенной, столь
необходимого для понимания ее поведения
(подробнее об этом см. статью А.М. Черепа-
щука "Гравитационное микролинзирование и
проблема скрытой массы" в этом томе).
Появляются и новые идеи, связанные с
гравитационными линзами. Укажем на одну
из них. Это эффект перемещения
сфокусированного черной дырой радиоизлучения от
вращающейся нейтронной звезды — спутника
черной дыры в двойной системе. Как видно
из рисунка (рис. 4,6), после фокусировки
излучение сосредоточено в области, которая
определяется шириной диаграммы
направленности, а скорость перемещения — угловой
скоростью вращения пульсара. Эффект
обусловлен тем, что сфокусированное излучение
может вызвать возмущения в среде,
которые при сверхсветовой скорости перемещения
фокусного пятна могут усиливать излучение
низкочастотных волн за счет их фазировки.
Должен существовать и эффект
фокусировки электромагнитных волн областями с
экстремально сильным магнитным полем В,
в которых за счет виртуального рождения
фотоном электрон-позитронных пар
(расщепление фотона) происходит изменение
показателя преломления п поперечно
распространяющейся (по отношению к направлению
силовых линий магнитного поля)
электромагнитной волны. С точностью до множителей
Ср (С\ — 2/45 для электрического и Съ — 7/900
для магнитного поля волны в плоскости (В, к))
поправка к п определяется произведением
постоянной тонкой структуры а = e2/hc (e —
заряд электрона, h — постоянная Планка) на
отношение а энергии вращения электрона &в
к его энергии покоя тс2 (предполагается, что
с < 1, В < 4 • 1013 Гс):
A„ = WB>(?)(?f)!.
Поляризация вакуума имеет место, например,
в атмосферах нейтронных звезд, где В может
достигать значений 1013 Гс. Наблюдение такой
фокусировки — дело будущего. Проблема
состоит в выделении эффекта на фоне, как
правило, более сильной гравитационной
фокусировки.
Заключение
Природа предоставляет в наше
распоряжение множество эффектов, понимание каждого
ее намека иногда позволяет без особых затрат
получить уникальную информацию. При этом
она учит видеть в этом познании, в проблемах,
здесь возникающих, общие закономерности.
Космические линзы — это очень просто и очень
необычно. Но они существуют и ими
нецелесообразно пренебрегать, если стремиться понять
среду, в которой существуем.
Литература
1. Блиох П.В., Минаков А.А. Гравитационные
линзы. Киев: Наукова думка, 1989.
2. Гершман Б.Н., Ерухимов Л.М. Волновые
явления в ионосфере и космической плазме. М.:
Наука, 1984.

A.M. Черепащук
ГРАВИТАЦИОННОЕ МИКРОЛИНЗИРОВАНИЕ
И ПРОБЛЕМА СКРЫТОЙ МАССЫ
На рубеже III тысячелетия стало очевидно,
что о подавляющей части вещества во
Вселенной ничего не известно, поскольку оно никак
не проявляет себя, кроме гравитационного
взаимодействия. Все возрастающее число
наблюдательных данных свидетельствует о том,
что какая-то загадочная темная материя, от
которой не регистрируется никаких излучений,
заполняет Вселенную и определяет движение
тел. В науке бывали случаи, когда
астрономические наблюдения опережали лабораторные
исследования. Например, известный
химический элемент гелий впервые был обнаружен в
спектре Солнца по характерным линиям
поглощения и лишь затем в земных лабораториях.
Но масса гелия составляет лишь около 25 % от
массы наблюдаемого вещества во Вселенной.
Астрономия утверждает, что ненаблюдаемая
форма материи (так называемая скрытая
масса) превышает 90 % всей массы во Вселенной,
а то вещество, которое мы наблюдаем, — это
всего лишь малая добавка (менее 10 %).
Для ученых очень неуютно сознавать такую
огромную меру незнания. Новые достижения
астрономии и физики свидетельствуют об их
яростной атаке на проблему скрытой массы. И
теоретики, и наблюдатели изобретают
остроумные гипотезы и хитроумные эксперименты,
чтобы прояснить, что же это такое "скрытая
масса". К середине 90-х годов нашего столетия
в этой животрепещущей проблеме наметился
ощутимый прогресс.
Наблюдательные свидетельства
скрытой массы во Вселенной
Первые упоминания о возможном
наличии скрытой массы относятся еще к началу
40-х годов нашего столетия. Связаны они с
изучением вращения нашей и других галактик,
а также с исследованием скоростей галактик
в скоплениях. Наблюдая распределение звезд,
газа и пыли в галактиках, можно судить
о распределении массы видимой материи в
них, используя, например, хорошо известную
зависимость масса-светимость для звезд.
Этому распределению массы можно поставить
в соответствие вполне определенный закон
вращения звезд и газа в галактике. В
частности, если звезды вращаются вокруг центра
галактики по круговым орбитам (что является
разумным предположением), а основная часть
звезд сосредоточена в объеме радиусом т*о, то
звезды за пределами этого объема должны
вращаться вокруг центра галактики в
соответствии с законом Кеплера, определяемым
равенством силы гравитационного притяжения
и центростремительной силы:
GM{r0)m _ тУ2
где М(го) — масса центральной части
галактики, G — гравитационная постоянная, тиУ —
соответственно масса и скорость исследуемой
звезды.
Из уравнения (1) следует, что при
отсутствии скрытой массы на достаточно больших
расстояниях от центра галактики скорости
вращения звезд и газа должны убывать при
удалении от центра пропорционально
квадратному корню из расстояния. В подавляющем
большинстве случаев, в том числе и для
нашей Галактики, этот закон вращения не
соблюдается, причем всегда скорость вращения
наблюдаемых звезд и газа в галактиках
убывает гораздо медленнее с расстоянием, чем
по закону г-1/2, а во многих случаях скорость не
зависит от расстояния при удалении на многие
десятки килопарсек от центра галактики.
Вывод из этого наблюдательного факта может
быть только один (если, конечно, не
отказываться от фундаментальных законов физики):
наблюдаемые звезды и газ в галактиках
погружены в протяженную массивную среду
с размерами много больше, чем характерные
размеры видимой области галактики. Иными
словами, уравнение (1) для всей видимой части
галактики неприменимо, поскольку величина
радиуса го больше размеров видимой
галактики. Анализ отклонений законов распределения
скоростей вращения в галактиках от закона
г-1/2 приводит к выводу о том, что в скрытой,
ненаблюдаемой форме находится свыше 90 %
всей массы.
Другое свидетельство существования
скрытой массы следует из изучения скоростей
движения галактик как целого в галактических
скоплениях. В физике хорошо известна
теорема вириала, утверждающая, что для
стационарной гравитирующей системы сумма
полной потенциальной энергии U и удвоенной
полной кинетической энергии Ek должна
равняться нулю:
U + 2Ek= 0. (2)
В случае квазисферического скопления
гравитационная потенциальная энергия
скопления галактик U по порядку величины
составляет GM2/R (M — полная масса скопления,
R — его радиус), а полная средняя
кинетическая энергия поступательного движения

ГРАВИТАЦИОННОЕ МИКРОЛИНЗИРОВАНИЕ И ПРОБЛЕМА СКРЫТОЙ МАССЫ
241
галактик в скоплении Ek = 0,5M(V2) {{V2) —
среднее значение квадрата скорости галактик
в системе покоя скопления), из формулы (2)
следует
Если из наблюдений известны (V2) и R (а
для многих скоплений их можно определить),
то по формуле (3) можно оценить массу
скопления галактик. Определенную таким
способом массу принято называть динамической
или вириальной массой скопления. Оказалось,
что для большинства скоплений галактик
динамическая масса в десятки раз
превосходит видимую массу скопления, определенную
прямым суммированием масс наблюдаемых
галактик скопления, оцененных по зависимости
масса-светимость. Таким образом, вывод о том,
что свыше 90 % материи находится в скрытой,
ненаблюдаемой форме, подтверждается
независимыми исследованиями движений галактик
в скоплениях: галактики здесь двигаются много
быстрее (V > 1000 км/с), чем это следует из
оценки массы видимого вещества скопления.
О наличии скрытой массы свидетельствует
также обнаружение горячего (Т =(3—10) • 107 К,
пе > 0,001 см-3) газа в скоплениях галактик,
эффекты гравитационного линзирования
далеких галактик и квазаров более близкими
скоплениями галактик (см. статью Л.М. Ерухимова
"Космические линзы и их роль в исследовании
Вселенной" в этом томе) и некоторые другие
наблюдательные данные. Ряд теоретических
проблем (например, проблема формирования
крупномасштабной структуры Вселенной,
космологические проблемы, связанные с
объяснением недавно открытых пространственных
флуктуации реликтового микроволнового фона
и т. п.) также требуют для своего решения
привлечения скрытой массы.
Таким образом, вопрос о природе скрытой
массы во Вселенной в настоящее время
назрел. Существует ряд гипотез о носителях
скрытой массы. Прежде всего ясно, что скрытая
масса — это не газ. Оценки массы горячего
ионизованного газа в скоплениях галактик по
его рентгеновскому излучению дают значение
около 10 % от динамической массы скоплений,
то есть масса горячего газа того же порядка,
что и наблюдаемая масса, заключенная в
галактиках. Оценки массы нейтрального
водорода в галактиках, выполненные
радиоастрономическими методами по наблюдениям на
длине волны 21 см, также отвергают газ как
носитель скрытой массы. В настоящее время
в качестве носителей скрытой массы
рассматриваются два класса объектов. Первый класс
предсказывается теорией эволюции звезд и
представляет собой небесные тела, состоящие
в основном из барионной формы материи
(барионы — это сильно взаимодействующие
элементарные частицы с полуцелым спином —
нейтроны, протоны и т. п.). Он называется
MACHO (Massive Astrophysical Compact Halo
Objects — Массивные астрофизические
компактные объекты гало). Этот класс объектов
включает маломассивные и потому слабо
светящиеся звезды — коричневые карлики
(это звезды с массой менее О,О8М0, в недрах
которых никогда не зажигаются термоядерные
реакции), белые карлики, планеты с массами
от 0,00001 до О,ОО1М0, нейтронные звезды в
неактивной стадии (без феномена пульсара),
черные дыры.
Второй класс объектов подсказан теорией
образования Вселенной (инфляционная
стадия и горячая стадия — Большой Взрыв),
которая предсказывает рождение на ранних
стадиях образования Вселенной очень слабо
взаимодействующих элементарных частиц с
неравной нулю массой покоя (их называют
вимпсы, WIMPs — Weakly Interacting Massive
Particles — или СВМ-частицы — слабо
взаимодействующие массивные частицы). К
этому классу могут принадлежать нейтрино,
нейтралино, фотино, гравитино, аксионы и
т. п. Важно отметить, что, как следует из
теории нуклеосинтеза на ранних стадиях
образования Вселенной, доля средней плотности
барионной компоненты (МАСНО) вещества во
Вселенной по отношению к средней плотности
небарионной (WIMPs) составляет всего ~0,07.
В то же время доля средней плотности
видимого вещества по отношению к полной
средней плотности Вселенной составляет лишь
-0,003-0,007.
Среди этого списка претендентов на
носителей скрытой массы есть более или менее
предпочтительные объекты, однако окончательный
ответ на вопрос о том, из чего состоит скрытая
масса, должны дать наблюдения.
Как наблюдать скрытую массу
Для наблюдений скрытой массы
используется тот факт, что она обладает
гравитационным полем, в котором, как известно из общей
теории относительности (ОТО), путь лучей
света искривляется. Эффект искривления пути
лучей света далекой звезды в гравитационном
поле Солнца давно известен и на краю Солнца
составляет ~1",75. Искривление лучей света
в гравитационном поле аналогично действию
линзы на световые лучи. Поэтому возникло
понятие гравитационной линзы — гравити-
рующего объекта, создающего в результате
искривления лучей света изображения (духи)
далекого объекта (квазара, галактики). Важно
отметить, что при этом блеск духов может
быть много больше блеска самой линзируемой
галактики. Известны десятки духов далеких
галактик и квазаров, которые появились в
результате гравитационного линзирования их

242
АСТРОФИЗИКА
света более близкими галактиками или
скоплениями галактик. Например, хорошо известный
двойной квазар QSO 0957+561, открытый в
1979 году американскими учеными Д. Вэлшем,
Р. Касвеллом и Р. Вейманном. Особенно
впечатляющи полученные недавно на космическом
телескопе им. Хаббла изображения скоплений
далеких галактик, имеющих вид
концентрических дуг, сформированных в результате
гравитационного линзирования их света более
близкими скоплениями галактик. Решая
обратную задачу, то есть исследуя духи скоплений
галактик, можно восстановить их истинные
изображения и даже оценить распределение
массы в гравитационной линзе — скоплении
галактик. Именно из таких исследований
получается дополнительный вывод о необходимости
существования скрытой массы в скоплениях
галактик. Таким образом, явления
гравитационных линз уже хорошо известны в мире
галактик и квазаров. Необходимо отметить,
что о большом значении для науки эффекта
гравитационной линзы писал еще А. Эйнштейн
в 1936 году и в 60-х годах российские ученые
П.В. Блиох и А.А. Минаков, А.В. Бялко, а также
американец С. Либс, норвежец С. Рефсдал и
другие ученые.
Польский ученый Б. Пачинский,
работающий в США, в 1986 году высказал
замечательную идею использовать для выявления
носителей скрытой массы эффект
гравитационного микролинзирования звезд ближайших
галактик темными телами нашей Галактики.
Микролинзирование звезд отличается от
линзирования далеких галактик тем, что здесь
невозможно раздельно наблюдать духи, так
как их угловое разделение очень мало (не
более 0",001). Однако при микролинзировании
можно наблюдать изменение блеска лин-
зируемой звезды, вызванное относительным
перемещением звезды, линзы и наблюдателя.
Б. Пачинский, проанализировав кривую
вращения (так называют зависимость скорости
вращения звезд V от их расстояния до центра
галактики г) V(r) нашей Галактики, высказал
гипотезу, что Галактика обладает
сферической подсистемой (гало), которая может быть
заполнена несветящимися телами МАСНО с
массами от 10~8 до 1ООМ0 —
нейтронными звездами, черными дырами, коричневыми
карликами и космическими телами вплоть до
тел с массой Юпитера и меньше. Число этих
темных тел в гало Галактики, согласно оценке
Б. Пачинского, должно быть весьма велико, так
что вероятность того, что звезда ближайшей
галактики (например, Большого Магеллановою
Облака — БМО) почти точно спроектируется
на темное тело, составляет около 10~6. Эта
вероятность формально мала, однако, если
наблюдать одновременно миллионы звезд БМО
с помощью панорамных приемников
излучения (фотопластинка, ПЗС-матрица), можно
надеяться достаточно часто регистрировать
вспышки звезд, обусловленные эффектом
микролинзирования. По длительности и частоте
таких событий можно судить о вкладе темных
тел гало Галактики в полную массу невидимого
вещества. Эта наблюдательная задача была
поставлена Б. Пачинским, и ее решение рядом
групп привело в последние годы к определению
параметров конкретных темных тел гало
Галактики.
Микролинзирование
Прежде чем обсуждать новые
наблюдательные результаты, рассмотрим основные
принципы создания изображений в
гравитационной линзе — теле со сферически-
симметричным распределением массы. На
рис. 1,а буквой D обозначена гравитационная
линза (или, как ее еще называют, дефлектор),
буквой S — исследуемая звезда фона, буквой
О отмечено положение наблюдателя. Угол
между направлением на дефлектор и истинное
положение звезды S обозначим 0, угол между
направлением на дефлектор и дух (Д или 1ъ)
соответственно 0^ ' или 0^ . В проекции на
картинную плоскость изображение картины
линзирования представлено на рис. 1,6. Здесь
D — дефлектор, S — звезда, ii и /2 — духи,
то есть изображения звезды 5, образованные
вследствие искривления лучей света от нее
в поле тяжести дефлектора D. Два луча,
прошедшие по разные стороны от тяготеющего
тела D, будут отклонены от первоначальных
направлений. Если звезда S находится
достаточно далеко от дефлектора D, то лучи
начнут сходиться и пересекутся в некоторой
удаленной точке О, где находится наблюдатель.
Угол отклонения луча света звезды S в
гравитационном поле дефлектора (в радианах)
равен 2гд/г — удвоенному отношению
величины гравитационного радиуса дефлектора
е<1)
о в 0>
-е<2>
б
S 0 1
Рис. 1. а — искривление лучей света далекой звезды
S в гравитационном поле точечной массы D. Указаны
характерные углы (см. текст); б — расположение
дефлектора D, звезды S и "духов" h и h на картинной
плоскости. Здесь 8о — угол раствора конуса Эйнштейна

ГРАВИТАЦИОННОЕ МИКРОЛИНЗИРОВАНИЕ И ПРОБЛЕМА СКРЫТОЙ МАССЫ
243
rg = 2GM/c2, к прицельному расстоянию г
звезды S по отношению к центру дефлектора.
Из геометрических соображений можно
написать уравнение, связывающее основные углы:
в? - GGi - в§ = 0.
(4)
Здесь 0О — угол раствора конуса Эйнштейна,
<« =
4GM
Lsd
с2 {Lsd + Lod)Lod'
(5)
где М — масса дефлектора, с — скорость
света, G — гравитационная постоянная, Lsd —
расстояние от звезды до дефлектора, Lod —
расстояние от наблюдателя до дефлектора.
Квадратное уравнение (4) имеет два
действительных корня в[ ' и 9^ \ соответствующих
двум изображениям источника 5. Размеры и
яркость двух духов будут разными, но их
суммарный блеск больше блеска нелинзированного
источника S в А раз, где
А = 0,5(и + и~1)
(6)
Здесь через
обозначена
величина
и = л/1 + 40о/62. При больших значениях А
приближенно
А~ е,
(7)
то есть коэффициент усиления в этом случае
просто равен отношению угла раствора конуса
Эйнштейна к текущему угловому расстоянию
между дефлектором и истинным положением
звезды S. При строго соосном расположении
звезды фона и дефлектора вместо двух
изображений звезды Ii и I2 в картинной плоскости
образуется яркое кольцо радиусом 0о и
толщиной ф5, равной угловому размеру истинного
изображения звезды 5. Коэффициент усиления
А в этом случае записывается как А « 20o/cps.
Угол раствора конуса Эйнштейна 0о
приблизительно пропорционален квадратному
корню из отношения массы дефлектора М
к расстоянию до него. Поэтому для тела с
массой галактики, удаленного от наблюдателя
на типичное межгалактическое расстояние,
величина угла между духами 1\ и 1^ составляет
несколько угловых секунд, а для дефлектора
с массой порядка массы Солнца и расстояния
до него около десяти килопарсек (характерного
для гало Галактики) расстояние между духами
1\ и 1ч не превышает угловой миллисекунды.
Наблюдать два изображения галактик или
квазаров, разделенных угловым расстоянием
в несколько секунд дуги, вполне возможно
даже наземными средствами. Наблюдать же
два изображения, разделенные расстоянием
0", 001, с Земли невозможно. Поэтому эффект
микролинзирования наблюдают по изменению
блеска звезды S.
Наблюдатель О, дефлектор D и звезда
поля S обладают некоторыми скоростями,
и в результате звезда поля S движется
относительно D с некоторой угловой скоростью.
При этом угловое расстояние 0 и,
следовательно, коэффициент усиления А являются
переменными величинами. Движение звезды S
в картинной плоскости через конус Эйнштейна
показано на рис. 2. Здесь направление
истинного движения помечено штриховой линией,
а видимое движение двух духов Д, I<i —
сплошными линиями. Направление движения
звезды S указано стрелкой и в пределах
конуса Эйнштейна может рассматриваться
как прямолинейное. Направление движения
изображения Д совпадает с направлением
истинного движения звезды 5, а направление
изображения /г обратное.
У
У
Рис. 2. Истинное движение источника S (показано
штриховой линией) и видимые движения духов 1\ и 1ч
поперек конуса Эйнштейна с радиусом 8о
Радиус конуса Эйнштейна для дефлектора
с массой ~ 1М©, удаленного от Земли на
расстояние ~ 10 кпк, составляет около одной
тысячной секунды дуги.
Если пространственная скорость
дефлектора ~ 300 км/с (таковы типичные скорости звезд
в гало нашей Галактики), время пересечения
конуса Эйнштейна составит около одного
месяца. Таким же является и характерное
время изменения блеска линзируемой звезды.
Если провести перпендикуляр из дефлектора
D к истинной траектории 5, то слева и справа от
этого перпендикуляра картины идентичны.
Поэтому кривая блеска при микролинзировании
одиночной звезды S симметрична относительно
момента времени, когда S проходит через
точку С, где имеет место максимум
коэффициента усиления А, а значит, и максимум
блеска. Кроме того, из-за независимости угла
отклонения фотона в гравитационном поле от
его энергии (или частоты), кривая блеска при
микролинзировании точечного источника не
должна зависеть от длины волны А,

244
АСТРОФИЗИКА
Рис. 3. Изображения звездного поля в Большом Магеллановом Облаке (БМО), полученные группой МАСНО до появления
эффекта микролинзирования (а), в момент микролинзирования звезды БМО темным телом гало нашей Галактики (б) и
после микролинзирования (в). Видно сильное увеличение яркости одной из звезд БМО, обусловленное искривлением
лучей света этой звезды в гравитационном поле более близкого к нам темного тела Галактики
Итак, существуют два важных признака,
позволяющие отличить кривую блеска звезды
при микролинзировании от кривой блеска
обычной переменной звезды: при
микролинзировании кривая блеска должна быть строго
симметричной относительно своего максимума
(если пренебречь параллактическим
смещением звезды и дефлектора, обусловленным
движением Земли по орбите вокруг Солнца) и
не должна зависеть от длины волны.
Первые результаты наблюдений
эффектов микролинзирования
По рекомендации Б. Пачинского, с 1991 года
две группы ученых начали поиск
эффектов микролинзирования звезд в Большом
Магеллановом Облаке (БМО) темными
телами гало нашей Галактики. В эксперименте
МАСНО наблюдения проводились на
обсерватории Маунт Стромло (Mount Stromlo) в
Австралии вблизи г. Канберра. Использовался
телескоп с зеркалом диаметром ~ 1,27 м с
панорамным фотоэлектрическим приемником
(ПЗС-матрица), позволяющим одновременно
регистрировать и анализировать с помощью
компьютера блеск около миллиона звезд.
Группа французских и чилийских ученых
назвала свой эксперимент EROS. Наблюдения
проводились в Чили на широкоугольном 5 0-см
телескопе системы Шмидта вначале с
помощью фотографической методики, а затем с
помощью фотоэлектрического ПЗС-приемника
излучения. Обе группы наблюдали несколько
миллионов звезд на протяжении двух лет
и практически одновременно опубликовали
первые результаты наблюдений явлений
микролинзирования звезд БМО темными телами
гало нашей Галактики. Оказалось, что блеск
нескольких звезд БМО испытал резкий
(примерно от трех до шести раз) подъем и падение
(рис. 3). Кривые блеска не зависели от длины
волны, были строго симметричны и имели
характерную продолжительность изменений
блеска около одного месяца (рис. 4). По
продолжительности изменения блеска At можно
оценить размеры конуса Эйнштейна 9о
дефлектора (см. формулу (5)). Соответствующая этому
значению 9о масса темного тела составляет
~ 0,1М0. Таким образом, первые же
результаты наблюдений явлений микролинзирования
позволили заключить, что, по крайней мере,
одной из компонент скрытой массы являются
маломассивные звезды, возможно, коричневые
карлики. Количество таких маломассивных
звезд в нашей Галактике оказывается много
большим, чем это предсказывает современная
теория происхождения и эволюции звезд, что
ставит серьезную проблему перед учеными,
требующую скорейшего решения. Для
корректной оценки доли скрытой массы,
сосредоточенной в таких маломассивных звездах,
необходимо наращивать число наблюдений явлений
микролинзирования, причем желательно это
делать не только в направлении на БМО, но и
в других направлениях, чтобы лучше оценить
пространственное распределение темных тел
в Галактике. Группа американских и польских
ученых с 1992 года начала наблюдения
эффектов микролинзирования звезд балджа нашей
Галактики темными телами гало (балдж — это
большое скопление звезд в окрестности
галактического центра). Этот эксперимент получил
название OGLE. В эксперименте OGLE были
открыты десятки случаев микролинзирования.
К настоящему времени число обнаруженных
явлений микролинзирования превышает 50.
Анализ результатов наблюдений звезд БМО
позволяет заключить, что, по крайней мере,
половина скрытой массы в виде барионов обязана
своим происхождением вкладу маломассивных
(с массой от одной до пяти десятых массы
Солнца) звезд и коричневых карликов. Из чего
состоит другая часть барионной компоненты

ГРАВИТАЦИОННОЕ МИКРОЛИНЗИРОВАНИЕ И ПРОБЛЕМА СКРЫТОЙ МАССЫ
245
О
8
2Ь
200
300 400
Сутки от 2 января 1992 г.
500
Рис. 4. Кривые блеска звезды БМО в синих (а) и красных (б) лучах, обусловленные эффектом микролинзирования. Кривые
симметричны и не зависят от длины волны, следовательно, они обусловлены не физической переменностью звезды, а
связаны с искривлением лучей света звезды БМО в гравитационном поле более близкого к нам темного тела гало нашей
Галактики
скрытой массы и какова природа ее небарион-
ной компоненты, пока остается загадкой.
Можно существенно уменьшить остроту проблемы,
если учесть явления микролинзирования не
только одиночных, но также двойных и кратных
звезд.
Микролинзирование двойных звезд
и сопутствующие эффекты
Почти половину звезд нашей Галактики
составляют двойные и кратные звезды, поэтому
вполне вероятно наблюдать явления
микролинзирования, обусловленные двойственностью
звезд. В этих случаях кривая блеска при ми-
кролинзировании может быть несимметричной
и зависеть от длины волны. Не исключено,
что первые наблюдатели явлений
микролинзирования отбрасывали такие события, считая
их связанными не с микролинзированием,
а с тривиальной причиной — физической
переменностью звезды (доля таких
переменных звезд достигает 10 %). Если принять
во внимание такие отброшенные события,
доля маломассивных звезд, белых карликов и
коричневых карликов в барионной компоненте
скрытой массы может быть больше 50 %.
Поэтому анализ явлений микролинзирования,
связанных с двойственностью звезд,
представляется очень актуальной задачей.
Впервые проблему микролинзирования
одиночной звезды фона двойной
гравитационной линзой рассмотрели американские
ученые Б. Пачинский и С. Мао в 1991 году.
Проблема микролинзирования двойной звезды
фона одиночной гравитационной линзой была
рассмотрена американцами К. Гристом и В. Ху
в 1992 году. Российские астрономы М.В. Сажин
и A.M. Черепащук в 1994-1995 годах
рассчитали кривые изменения блеска и
цвета при микролинзировании двойных звезд
различных спектральных классов одиночной
гравитационной линзой. Изменения цвета при
микролинзировании двойной звезды одиночной
гравитационной линзой происходят не потому,
что лучи света разных длин волн отклоняются
в гравитационном поле дефлектора на
разные углы, а потому, что звезды разных
спектральных классов (и, следовательно,
разных температур) проходят на разных
угловых расстояниях от дефлектора. Однако
небольшие изменения цвета могут наблюдаться
и при микролинзировании одиночной звезды.
Это связано с тем, что реальная звезда не
является идеальным точечным объектом, а
имеет хотя и очень малые, но отличные
от нуля угловые размеры и различное в
разных длинах волн распределение яркости по
диску. Так как для диска сферической звезды
имеет место явление потемнения к краю и
температура излучения на краю диска ниже,

246
АСТРОФИЗИКА
чем в его центре, зависимость коэффициента
усиления при микролинзировании A(Q)
от углового расстояния 0 до дефлектора
приводит к тому, что блеск реальной
звезды в максимуме в большинстве случаев
испытывает покраснение. Это характерное
покраснение в максимуме блеска может быть
использовано как дополнительный признак
эффекта гравитационного микролинзирования.
Особенно характерным признаком эффекта
микролинзирования является специфическое
изменение степени и угла линейной
поляризации излучения линзируемой звезды. На
это обратили внимание английские ученые
Дж. Симмонс, Дж. Виллис и А. Ньюсем, а
также российские М.Б. Богданов, М.В. Сажин и
A.M. Черепащук. Хотя излучение на краю диска
звезды поляризовано (степень поляризации
здесь достигает 10 %), полное излучение от
одиночной сферической звезды не
поляризовано. Для появления заметной линейной
поляризации излучения форма звезды
должна отклоняться от сферически-симметричной.
Когда свет звезды испытывает гравитационное
микролинзирование, излучение от края диска
звезды усиливается сильнее, чем излучение
из его центра, что приводит к нарушению
сферической симметрии и появлению заметной
линейной поляризации с амплитудой до 0,5 %.
Точность современных фотоэлектрических
поляризационных наблюдений достигает 0,01 %,
поэтому изменение поляризации света звезды
при микролинзировании вполне наблюдаемо
и тоже может использоваться как
дополнительный признак явления микролинзирования
реальной звезды.
Известно несколько надежно
зарегистрированных явлений микролинзирования с
несимметричными кривыми блеска, которые были
интерпретированы в рамках модели двойной
гравитационной линзы. Отдельные
несимметричные кривые блеска могут быть связаны
также с микролинзированием двойной звезды
одиночной гравитационной линзой. Изучение
таких аномальных кривых линзирования очень
перспективно для уточнения доли
маломассивных звезд и коричневых карликов в скрытой
массе.
Описанные эффекты, сопутствующие
явлению микролинзирования, свидетельствуют,
что линзирование звезд позволяет не только
выявить природу скрытой массы, но и дает
возможность изучать далекие звезды с очень
высоким угловым разрешением (до 0", 001), то
есть использовать эффект микролинзирования
как телескоп, обладающий сверхвысоким
угловым разрешением. Наблюдения линзирования
звезд с высокой фотометрической точностью
дают принципиальную возможность
обнаружения не только звездных, но даже планетных
спутников у звезд.
Российские ученые А.В. Гуревич, К.П. Зы-
бин и В.А. Сирота в 1996 году опубликовали
очень важную работу, где показали, что
актуальным является также поиск
некомпактных объектов гало Галактики, состоящих из
элементарных частиц небарионной природы
(СВМ-частицы). В этом случае также должны
наблюдаться кривые блеска, обусловленные
микролинзированием света далеких звезд, но
уже не компактными, а протяженными телами
гало Галактики. Таким образом, появляется
возможность изучения не только барионной,
но и небарионной компоненты скрытой массы.
При этом, чтобы надежно отличить точечный
дефлектор от протяженного, особенно важно
наблюдать и исследовать микролинзирование
двойных звезд фона.
Заключение
В статье представлено современное
наблюдательное состояние проблемы скрытой
массы во Вселенной. Использование
фотоэлектрических панорамных приемников и мощных
компьютеров позволило осуществить
настоящий прорыв в этой важнейшей проблеме
науки и выявить, по крайней мере, одну
компоненту скрытой массы — маломассивные
(М < (0,1 — 0,5)М©) звезды, белые карлики
и возможные коричневые карлики, которых
оказалось очень много в гало нашей галактики,
много больше, чем до сих пор предсказывалось
теорией эволюции звезд. Это открытие ставит
новые проблемы перед теоретиками. Можно
не сомневаться, что в ближайшие годы мы
узнаем много принципиально нового о природе
и эволюции звезд.
Открытия эффектов микролинзирования
были сделаны на небольших наземных
телескопах, простыми и дешевыми средствами. Наряду
с обнаружением эффектов микролинзирования
были получены высокоточные кривые блеска
многих десятков тысяч переменных звезд
разных типов, чем был сделан важный вклад
не только в проблему скрытой массы, но и
в проблему изучения переменных звезд. Все
это показывает, насколько плодотворной может
оказаться остроумная научная идея.
Литература
1. Блиох П.В., Минаков А.А. Гравитационные
линзы. М.: Знание, 1990.
2. Шульга В. Наука и жизнь. 1994. № 2. С. 6.
3. Гинзбург В.Л. О физике и астрофизике. М.:
БюроКвантум, 1995.

И. Б. Хриплович
ОБЩАЯ ТЕОРИЯ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ
Немного истории
Общая теория относительности (ОТО) —
современная теория тяготения, связывающая его
с кривизной четырехмерного пространства-
времени.
В своем классическом варианте теория
тяготения была создана Исааком Ньютоном еще
в XVII веке и до сих пор верно служит
человечеству. Она вполне достаточна для многих, если не
для большинства задач современной
астрономии, астрофизики, космонавтики. Между тем ее
принципиальный внутренний недостаток был
ясен еще самому Ньютону. Это теория с
дальнодействием: в ней гравитационное действие
одного тела на другое передается мгновенно,
без запаздывания. Ньютоновская гравитация
так же соотносится с общей теорией
относительности, как закон Кулона с максвелловской
электродинамикой. Дж.К. Максвеллу удалось
изгнать дальнодействие из электродинамики. В
гравитации это сделал Альберт Эйнштейн.
В 1905 году А. Эйнштейн сформулировал
специальную теорию относительности, которая
завершила в идейном отношении развитие
классической электродинамики. В статьях
предшественников Эйнштейна Х.А. Лоренца и
Ж.А. Пуанкаре содержались многие элементы
специальной теории относительности, однако
цельная картина физики больших скоростей
появилась лишь в работе Эйнштейна.
Создание современной теории тяготения
было немыслимо без специальной теории
относительности, без глубокого понимания
структуры классической электродинамики, без
осознания единства пространства-времени.
Очень велико для ОТО значение математики.
Ее аппарат, тензорный анализ, или абсолютное
дифференциальное исчисление, был развит
Г. Риччи и Т. Леви-Чивита.
И все же ОТО — это физическая теория,
в основе которой лежит ясный физический
принцип, твердо установленный
экспериментальный факт.
Принцип эквивалентности
и геометризация тяготения
Г. Галилей установил: все тела движутся в
поле тяжести (при отсутствии сопротивления
среды) с одинаковым ускорением, траектории
всех тел с заданной скоростью искривлены
в гравитационном поле одинаково. Благодаря
этому в свободно падающем лифте никакой
эксперимент не может обнаружить
гравитационное поле, иными словами, в свободно
движущейся в гравитационном поле системе
отсчета в малой области пространства-времени
гравитации нет. Последнее утверждение — это
одна из формулировок принципа
эквивалентности.
Данное свойство поля тяготения отнюдь не
тривиально. В случае электромагнитного поля
ситуация совершенно иная. Существуют,
например, незаряженные нейтральные тела,
которые электромагнитного поля вообще не
чувствуют. Так вот, гравитационно-нейтральных
тел нет, не существует ни линеек, ни часов,
которые не чувствовали бы гравитационного
поля. Любой эталон прямой, например луч
света, не обладает в поле тяготения свойствами
прямой линии. Нет объектов, которые в этом
поле можно было бы отождествить с прямыми,
как в евклидовой геометрии. Поэтому
геометрию нашего пространства естественно считать
неевклидовой.
Некоторое представление о свойствах
такого пространства можно получить на
простейшем примере сферы, поверхности обычного
глобуса. Рассмотрим на ней сферический
треугольник, фигуру, ограниченную дугами
большого круга. (Дуга большого круга,
соединяющая две точки на сфере, — это
кратчайшее расстояние между ними; она
представляет собой естественный аналог прямой
на плоскости.) Выберем в качестве этих дуг
участки меридианов, отличающихся на 90° по
долготе, и экватора (рис. 1). Сумма углов этого
сферического треугольника не равна п—сумме
углов треугольника на плоскости:
ос + р +у=1,571. (1)
Превышение суммы углов данного
треугольника над к может быть выражено через его
площадь S и радиус сферы R:
а + р + у-тс=-^. (2)
Это соотношение справедливо для любого
сферического треугольника. Обычный случай
треугольника на плоскости также вытекает из
этого равенства: плоскость можно
рассматривать как сферу с R —> оо. Если переписать
формулу (2) иначе:
то видно, что радиус сферы можно
определить, оставаясь на ней, не обращаясь к
трехмерному пространству, в которое она
погружена. Для этого достаточно измерить
площадь сферического треугольника и сумму

248
АСТРОФИЗИКА
Однако в общем случае n-мерного пространства
кривизна не сводится к одной скалярной
величине К(х). Это более сложный геометрический
объект, имеющий п2(п2 — 1)/12 компонент. Его
называют тензором кривизны или тензором Ри-
мана, а сами эти пространства — римановыми.
В четырехмерном римановом пространстве-
времени общей теории относительности тензор
кривизны имеет 20 компонент.
Рис. 1. Сферический треугольник
его углов. Иными словами, R или К являются
внутренней характеристикой сферы. Величину
К принято называть гауссовой кривизной,
она естественным образом обобщается на
произвольную гладкую поверхность:
К(х) = lim
S-юо
ос+р + у-л
(4)
Здесь углы и площадь относятся к малому
треугольнику на поверхности, ограниченному
линиями кратчайших расстояний на ней, а
кривизна, вообще говоря, меняется от точки к
точке, то есть является величиной локальной. В
общем случае, так же как и для сферы,
параметр К служит внутренней характеристикой
поверхности, не зависящей от ее погружения
в трехмерное пространство. Гауссова кривизна
не меняется при изгибании поверхности без ее
разрыва и растяжения. Так, например, конус
или цилиндр можно разогнуть в плоскость, и
поэтому для них, так же как для плоскости,
К = 0.
Если взять на полюсе (рис. 1) вектор,
направленный вдоль одного из меридианов,
перенести его вдоль этого меридиана, не меняя
угла между ними (в данном случае нулевого), на
экватор, далее, перенести его вдоль экватора,
снова не меняя угла между ними (на сей раз
л/2), на второй меридиан, наконец таким же
образом вернуться вдоль второго меридиана
на полюс, то в отличие от такого же переноса
по замкнутому контуру на плоскости вектор
окажется повернутым относительно своего
исходного направления на тс/2 или на
a + $ + y-n = KS.
(5)
Этот результат — поворот вектора при его
переносе вдоль замкнутого контура на угол,
пропорциональный охваченной площади, —
естественным образом обобщается не только
на произвольную двумерную поверхность, но
и на многомерные неевклидовы пространства.
Классические опыты по проверке ОТО
В начале предыдущего раздела уже
отмечалось, что гравитационное поле влияет на
движение не только массивных тел, но и света.
В частности, фотон, распространяясь в поле
Земли вверх, совершает работу против силы
тяжести и поэтому теряет энергию (см., однако,
работу [6]). Как известно, энергия фотона
пропорциональна его частоте, которая тоже
падает. Этот эффект — красное смещение —
был предсказан Эйнштейном еще в 1907 году.
Нетрудно оценить его величину. Работа против
силы тяжести, очевидно, пропорциональна gh,
где д — ускорение свободного падения, а
h — высота подъема. Произведение gh имеет
размерность квадрата скорости. Поэтому
результат для относительного смещения частоты
из соображений размерности таков:
5со gh
со с2
где с — скорость света. При д ы 10 м/с2,
h « 10 м относительное смещение ничтожно
мало: ~ Ю-15. Неудивительно, что
экспериментально красное смещение удалось наблюдать
лишь спустя полвека, с появлением техники,
использующей эффект Мёссбауэра.
Еще один эффект, предсказанный
Эйнштейном на заре ОТО, — отклонение луча
света в поле Солнца. Его величина оценивается
следующим образом. Если характерное,
прицельное расстояние луча от Солнца равно р, то
радиальное ускорение составляет GM/p2, где
G — ньютоновская гравитационная постоянная,
а М — масса Солнца. За характерное время
пролета р/с радиальная компонента скорости
фотона изменится на GM/(pc) и соответственно
угол отклонения составит
9:
GM
рс2 *
В ОТО часто используется такая
характеристика массивного тела, как гравитационный
радиус:
г9 = — (7)
Наивное использование полуклассических
соображений действительно приводит к ответу
в = Х
р

ОБЩАЯ ТЕОРИЯ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ
249
Правильный результат, полученный с
использованием ОТО, вдвое больше:
6 = 2^. (8)
Р
Гравитационный радиус Солнца гд « 3 км,
а прицельный параметр естественно сделать
как можно ближе к обычному радиусу Солнца,
который составляет 7 • 108 м. Таким образом,
для луча света, проходящего вблизи
поверхности Солнца, угол отклонения составляет 1", 75.
Измерения, проведенные группой А.С.
Эллингтона во время солнечного затмения 1919 года,
подтвердили последнее предсказание.
К числу классических тестов ОТО
относится также вращение перигелия орбиты
Меркурия. Замкнутые эллиптические орбиты — это
специфика нерелятивистского движения в
притягивающем потенциале 1/г. Неудивительно,
что в ОТО орбиты планет незамкнуты. Малый
эффект такого рода удобно описывать как
вращение перигелия эллиптической орбиты.
Задолго до появления ОТО астрономы знали,
что перигелий орбиты Меркурия
поворачивается за столетие примерно на 6000". Поворот
этот в основном объяснялся гравитационными
возмущениями движения Меркурия со стороны
других планет Солнечной системы. Оставался,
однако, неустранимый остаток — около 40" в
столетие. В 1915 году Эйнштейн объяснил это
расхождение в рамках ОТО.
Из простых соображений размерности
можно ожидать, что поворот перигелия за один
оборот составляет
где R — радиус орбиты. Результат расчета в
рамках ОТО для орбиты, близкой к круговой:
5 = 3л^. (9)
При радиусе орбиты Меркурия R « 0,6 • 1010 м
это дает 43" в столетие, снимая таким образом
существовавшее расхождение. Меркурий —
это планета, ближайшая к Солнцу, планета с
наименьшим радиусом орбиты R, поэтому
вращение перигелия орбиты у нее максимально.
Черные дыры
Роль ОТО отнюдь не сводится к
исследованию малых поправок к обычной ньютоновской
гравитации. Существуют объекты, называемые
черными дырами, в которых эффекты ОТО
играют ключевую роль. Это компактные звезды.
Еще в XVIII веке Дж. Митчел и П.С. Лаплас
независимо заметили, что могут существовать
звезды, обладающие необычным свойством:
свет не может покинуть их поверхность.
Рассуждение выглядело примерно так. Тело,
обладающее радиальной скоростью V, может
покинуть поверхность звезды радиуса R и
массы М при условии, что кинетическая
энергия этого тела mV2/2 превышает энергию
притяжения GMm/R, то есть при V2 > 2GM/R.
Применение последнего неравенства к свету
(что совершенно необоснованно) приводит к
выводу: если радиус звезды массы М меньше
чем гд,
_ 2GM
г9- С2 >
то свет не может покинуть ее поверхность:
такая звезда не светит! Последовательное
применение ОТО приводит к такому же
выводу, причем, что поразительно, правильный
критерий количественно совпадает с наивным,
необоснованным. Величина гд, гравитационный
радиус, уже встречалась раньше (см. формулу
(7)).
Черная дыра — вполне естественное
название для такого объекта. Свойства его
весьма необычны. Черная дыра возникает,
когда звезда сжимается настолько сильно,
что усиливающееся гравитационное поле не
выпускает во внешнее пространство ничего,
даже свет. Поэтому из черной дыры не выходит
никакая информация.
При падении пробного тела на черную дыру
по часам бесконечно удаленного наблюдателя
оно будет достигать гравитационного радиуса
бесконечно долго. Однако по часам,
установленным на самом пробном теле, время этого
путешествия вполне конечно.
Многочисленные результаты
астрономических наблюдений дают серьезные основания
полагать, что черные дыры — это не просто игра
ума физиков-теоретиков, а реальные объекты,
существующие, по крайней мере, в ядрах
галактик. Подробнее о проблемах, связанных
с черными дырами, можно узнать из статей
А.М. Черепащука "Черные дыры в двойных
звездных системах" и Д.А. Киржница "Горячие
черные дыры" в этом томе.
Пульсар PSR 1913+16
и гравитационные волны
Нобелевская премия по физике за 1993 год
была присуждена Р.А. Халсу и Дж.Г. Тейлору
за исследование пульсара PSR 1913+16 (PSR
означает пульсар, а цифры относятся к
координатам на небесной сфере: прямое восхождение
19h 13m, склонение 16°). Исследование свойств
излучения этого пульсара показало, что он
является компонентой двойной звезды, иными
словами, у него есть компаньон и обе звезды
вращаются вокруг общего центра масс.
Расстояние между пульсаром и его компаньоном
составляет всего 1,8-109 м. Если бы невидимый
компаньон был обычной звездой с характерным

250
АСТРОФИЗИКА
радиусом ~ 10 м, то наблюдались бы, очевидно,
затмения пульсара. Однако ничего подобного
не происходит. Подробный анализ наблюдений
показал, что невидимая компонента — это
не что иное, как нейтронная звезда. Иными
словами, система PSR 1913+16 состоит из двух
нейтронных звезд, одна из которых имеет
сильное (~ 1012 Гс) магнитное поле, то есть
является пульсаром.
Существование нейтронных звезд было
предсказано теоретически еще в 30-е годы.
Они образуются в результате бурного
гравитационного сжатия массивных звезд,
сопровождающегося взрывом сверхновых. После
взрыва давление в оставшемся ядре массивной
звезды продолжает нарастать, электроны с
протонами сливаются (с испусканием
нейтрино) в нейтроны. Образуется очень плотная
звезда с массой, несколько большей массы
Солнца, но очень малого размера, порядка
10-15 километров, не превышающего размер
астероида. Наблюдение нейтронных звезд уже
само по себе является выдающимся открытием.
Кроме того, тщательное исследование
движения двойной звезды PSR 1913+16 дало новое
подтверждение предсказания ОТО,
касающегося незамкнутости эллиптических орбит.
Поскольку гравитационные поля в данной системе
очень велики, периастр орбиты вращается
несравненно быстрее, чем перигелий орбиты
Меркурия, он поворачивается на 4°,2 в год.
Изучение этого и других эффектов позволило
также определить с высокой точностью массу
пульсара и нейтронной звезды. Они равны
соответственно 1,442 и 1,386 М0.
В 1918 году Эйнштейн предсказал на
основе ОТО существование гравитационного
излучения. Хорошо известно, что электрически
заряженные частицы, будучи ускоренными,
излучают электромагнитные волны.
Аналогично, массивные тела, двигаясь с ускорением,
излучают гравитационные волны — рябь
геометрии пространства, распространяющуюся
тоже со скоростью света. Аналогия эта неполна
(впрочем, как практически и всякая иная).
Одно из отличий между электромагнитными и
гравитационными волнами, имеющее довольно
существенный характер, состоит в следующем.
В отличие от случая электромагнитного поля
плотность энергии гравитационного поля,
гравитационной волны локальна: в данной точке
ее всегда можно обратить в нуль выбором
соответствующей системы координат. Лет 60-70
назад это обстоятельство рассматривалось как
серьезная трудность теории. Затем, однако,
смысл его был прояснен и проблема снята. В
последние годы вновь появились утверждения
о том, что возможность обращения в нуль
локальной плотности энергии гравитационного
поля является коренным, принципиальным
дефектом ОТО.
На самом же деле ничего страшного в
этом нет. Данный вывод является прямым
следствием принципа эквивалентности.
Действительно, при переходе в систему, связанную
со свободно падающим лифтом, обращается
в нуль напряженность гравитационного поля.
Естественно, что в этой системе равна нулю и
плотность энергии гравитационного поля. (Это
соображение принадлежит СИ. Литерату,
учителю средней школы № 130 г. Новосибирска.)
Отсюда, однако, отнюдь не следует, что
гравитационные волны — всего лишь игра
ума, математическая абстракция. Это в
принципе наблюдаемое физическое явление. Так,
например, стержень, находящийся в поле
гравитационной волны, испытывает деформации,
меняющиеся с ее частотой. Оговорка "в
принципе" отнюдь не случайна: масса любого объекта
на Земле настолько мала, а движение его
столь медленно, что генерация гравитационного
излучения в земных условиях совершенно
ничтожна, не видно сколько-нибудь реального
способа зарегистрировать такое излучение.
Существует ряд проектов создания детекторов
гравитационного излучения от космических
объектов. Однако и здесь реальных результатов
до сих пор нет.
Хотя плотность энергии гравитационного
поля в любой точке можно по своему желанию
обратить в нуль выбором подходящей системы
координат, полная энергия этого поля во всем
объеме, полный его импульс имеют реальный
физический смысл (конечно, если поле
достаточно быстро убывает на бесконечности).
Столь же наблюдаемой, хорошо определенной
величиной является и потеря энергии системой
за счет гравитационного излучения.
Все это имеет прямое отношение к пульсару
PSR 1913+16. Эта система также должна
излучать гравитационные волны. Их энергия
в данном случае огромна, она сравнима с
полной энергией излучения Солнца. Но даже
этого недостаточно, чтобы непосредственно
зарегистрировать эти волны на Земле. Энергия
гравитационных волн может черпаться здесь
только из энергии орбитального движения
звезд. Ее уменьшение приводит к
уменьшению расстояния между звездами. Тщательные
измерения импульсов радиоизлучения от
пульсара PSR 1913+16 показали, что расстояние
между компонентами этой двойной звезды
уменьшается на несколько метров в год в
полном согласии с предсказанием ОТО. Потеря
энергии двойной звездой за счет
гравитационного излучения была впервые рассчитана
советскими физиками-теоретиками Л.Д.
Ландау и Е.М. Лифшицем.
Гравитационные линзы
и коричневые карлики
В 1919 году А.С. Эддингтон и О.Д. Лодж
независимо заметили, что, поскольку звезда

ОБЩАЯ ТЕОРИЯ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ
251
отклоняет световые лучи, ее можно
рассматривать как своеобразную гравитационную линзу.
Такая линза смещает видимое изображение
звезды-источника относительно ее истинного
положения.
Первая наивная оценка может привести к
выводу о полной безнадежности наблюдения
эффекта. Из простых соображений
размерности можно было бы заключить, что
изображение окажется сдвинутым на угол порядка rg/d,
где гд — гравитационный радиус линзы, ad —
характерное расстояние в задаче. Даже если
взять в качестве линзы скопление, состоящее
из 104 звезд, а для расстояния принять оценку
d ~ 10 световых лет, то и тогда этот угол
составил бы всего Ю-10 радиан. Наблюдение
подобных углов практически невозможно.
Однако подобная оценка просто неверна.
Это следует, в частности, из исследования
простейшего случая соосного расположения
источника 5, линзы L и наблюдателя О (см.
рис. 2). Задача эта была рассмотрена в 1924 году
О.Д. Хвольсоном и спустя 12 лет А. Эйнштейном.
Обратимся к ней и мы. Ясно, что для всякого
расстояния di между источником и линзой, d —
между линзой и наблюдателем и для любого
гравитационного радиуса гд линзы (звезды или
скопления звезд) найдется такое минимальное
расстояние р между лучом из источника и
линзой, при котором этот луч попадет в
приемник. При этом изображения источника
заполняют окружность, которую наблюдатель
видит под углом ф. Углы ф и фх малы, так что
ф « h/d, фх « h/di , а, кроме того, h « р. Отсюда
легко находим
0 = ф + фх
ft(di + d)
d\d
Р h
L
О
С другой стороны, для 0 справедлива, очевидно,
формула (8). Таким образом,
Рис. 2. Гравитационная линза. Осесимметричный случай.
S — источник, L — линза, О — наблюдатель
Изображение источника в виде окружности (ее
принято называть кольцом Эйнштейна),
создаваемое гравитационной линзой при аксиально-
симметричном расположении, реально
наблюдалось. Сейчас известно несколько источников
в радиодиапазоне, которые выглядят именно
так, кольцеобразно.
Если, однако, гравитационная линза не
лежит на прямой, соединяющей источник
с наблюдателем, картина оказывается иной.
В случае сферически-симметричной линзы
возникают два изображения (см. рис. 3), одно
из которых лежит внутри кольца Эйнштейна,
соответствующего осесимметричной картине,
а другое — снаружи. Подобные изображения
также наблюдались, они выглядят как двойные
квазары, как квазары-близнецы.
Если источник движется, то перемещаются
и оба изображения. Пока яркости обоих
сравнимы с яркостью источника, для оценки
углового расстояния между ними можно по-
прежнему использовать выражение (10). Если
масса звезды, действующей в качестве линзы,
невелика, скажем, на два-три порядка
величины меньше массы Солнца, то разрешить угол
между изображениями ~0",001 практически
немыслимо. Тем не менее обнаружить подобное
явление можно. При сближении
изображений их суммарная яркость растет. Явление
h=x 2rt
did
9d + di
И наконец, интересующий нас угол составляет
Ф=а/2г5
ч
d(d + di)'
(10)
Таким образом, правильный порядок величины
угловых размеров изображения не rg/d, a
{rg/d)1/2 (здесь считается, что все расстояния
по порядку величины одинаковы). Он оказался
намного больше первой, наивной оценки, и это
радикально меняет ситуацию с возможностью
наблюдения эффектов гравитационных линз.
Рис. 3. Гравитационная линза. Общий случай. S —
проекция источника на фронтальную плоскость, L —
проекция линзы, /i, /2 — изображения источника

252
АСТРОФИЗИКА
это, называемое микролинзированием, имеет
достаточно специфический характер: рост
яркости и ее последующее падение происходят
симметрично во времени, причем изменение
яркости происходит одинаково на всех длинах
волн (угол отклонения (10) не зависит от длины
волны). Более подробно о гравитационном
микролинзировании и космических линзах
можно прочитать в статьях Л.М. Ерухимова
"Космические линзы и их роль в исследовании
Вселенной" и A.M. Черепащука
"Гравитационное микролинзирование и проблема скрытой
массы" в этом томе.
Поиски явлений микролинзирования,
которые велись на протяжении нескольких лет
двумя группами астрономов, австралийско-
американской и французской, не просто
привели к обнаружению эффекта: был открыт
новый класс небесных тел — слабосветящиеся
карликовые звезды, называемые коричневыми
карликами. Именно они, наряду с более
массивными белыми карликами, играют роль
микролинз. Если еще в январе 1994 года было
известно лишь два-три подобных события,
то в настоящее время они уже исчисляются
десятками.
Заключение
ОТО — завершенная физическая теория.
Она завершена в том же смысле, что и
классическая механика, классическая
электродинамика, квантовая механика. Подобно им,
она дает однозначные ответы на физически
осмысленные вопросы, дает четкие
предсказания для реально осуществимых наблюдений
и экспериментов. Однако, как и всякая иная
физическая теория, ОТО имеет свою область
применимости. Так, вне этой области лежат
сверхсильные гравитационные поля, где важны
квантовые эффекты. Законченной квантовой
теории гравитации не существует.
ОТО — удивительная физическая теория.
Она удивительна тем, что в ее основе лежит, по
существу, всего один экспериментальный факт,
к тому же известный задолго до создания ОТО
(все тела падают в поле тяжести с одинаковым
ускорением); удивительна тем, что она создана
в большой степени одним человеком. Но прежде
всего ОТО удивительна своей необычайной
внутренней стройностью, красотой. Не
случайно Л.Д. Ландау говорил, что истинного
физика-теоретика можно распознать по тому,
испытал ли человек восхищение при первом же
знакомстве с ОТО.
Примерно до середины 60-х годов ОТО
находилась в значительной мере вне основной
линии развития физики. Да и развитие самой
ОТО не было активным, оно сводилось в
большой степени к выяснению определенных
тонких мест, деталей теории, к решению
пусть важных, но достаточно частных задач.
Вероятно, одна из причин такой ситуации
состоит в том, что ОТО возникла в некотором
смысле слишком рано, Эйнштейн обогнал
время. С другой стороны, уже в его работе
1915 года теория была сформулирована в
достаточно завершенном виде. Не менее важно
и то обстоятельство, что наблюдательная база
ОТО оставалась очень узкой. Соответствующие
эксперименты чрезвычайно трудны.
Достаточно напомнить, что красное смещение удалось
измерить лишь спустя почти 40 лет после того,
как было обнаружено отклонение света в поле
Солнца.
Однако в настоящее время ОТО — бурно
развивающаяся область современной физики.
Это результат огромного прогресса
наблюдательной астрономии, развития
экспериментальной техники, впечатляющего продвижения
в теории.
Литература
1. Нарликар Дж. Гравитация без формул / Пер.
с англ. М.: Мир, 1985.
2. Новиков И. Д. Энергетика черных дыр. М.:
Знание, 1986.
3. Верков А.В., Кобзарев И.Ю. Теория тяготения
Эйнштейна. Общие принципы и экспериментальные
следствия. М.: МИФИ, 1989.
4. Берков А.В., Кобзарев И.Ю. Приложения
теории тяготения Эйнштейна к астрофизике и
космологии. М.: МИФИ, 1990.
5. Ландау Л.Д., Лифшиц ЕМ. Теория поля. М.:
Наука, 1988.
6. Окунь Л.Б., Селиванов Г.К., Телегди В.Л.
Успехи физических наук. 1999. Т. 169. № 10. С. 1141.

М.В. Сажин
КОСМОЛОГИЯ РАННЕЙ ВСЕЛЕННОЙ
Введение
Космология — это наука о Вселенной в
целом, и таким образом, предметом частной
науки космологии является вся Вселенная.
Космология рассматривает наиболее общие
закономерности развития, наиболее общие
эпохи в истории Вселенной. Общий возраст
нашей Вселенной оценивается в ~ 15-20 млрд
лет. Термин "ранняя Вселенная" родился
сравнительно недавно и как всякий новорожденный
термин является неустоявшимся. Различные
специалисты именуют этим термином разные
эпохи развития нашей Вселенной. Так, еще
15-20 лет назад, говоря о ранней Вселенной,
космологи имели в виду эпоху,
соответствующую возрасту от ~300 тысяч лет до 1 млрд
лет от начала ее истории. Сейчас, когда говорят
о ранней Вселенной, обычно подразумевают
эпоху, соответствующую возрасту от ~10~43
секунды до 3 минут от начала истории. Это
наиболее интересная часть истории Вселенной.
В этот период эволюции Вселенной
сформировались многие ее свойства, которые сейчас
проявляются в виде хаббловского расширения,
крупномасштабной структуры Вселенной и
даже в виде физических законов, действующих
в нашей части Вселенной. Краткому описанию
основных этапов в развитии нашей Вселенной
посвящена эта статья.
Эпохи во время эволюции Вселенной
можно характеризовать указанием времени этой
эпохи относительно момента Большого Взрыва,
однако более удобно характеризовать их
соответствующим значением красного смещения
z — так в астрономии называют смещение
линий в спектрах далеких галактик (при удалении
объекта от наблюдателя его спектральные
линии смещены в красное крыло спектра
относительно лабораторной системы отсчета). Чтобы
понять физический смысл красного смещения,
предположим, что импульс излучения (фотон)
проходит мимо последовательного ряда
наблюдателей, каждый из которых соответствует
определенному этапу состояния вещества в
расширяющейся Вселенной. Скорость фотона
постоянна, но из-за эффекта Доплера частота
излучения фотона для каждого из
наблюдателей уменьшается со временем. Если ^н и ^и —
длины распространяющейся волны в месте
наблюдения и месте излучения соответственно,
то смещение спектральных линий не слишком
далекой (в космологическом смысле) галактики
определяется равенством 1 + z = Xn/Ki- Таково
историческое определение понятия красного
смещения. Точное определение красного
смещения через геометрические характеристики
Вселенной — это 1 + z = ан/аи, где ан и
аи — значения масштабного фактора (см.
ниже) соответственно в момент наблюдения
и в момент излучения. Значение красного
смещения для рассматриваемых здесь эпох
меняется от ~ 1032 до ~ 108. Основные эпохи
ранней Вселенной приведены в табл. 1.
Рождение Вселенной
Момент рождения Вселенной — это
эпоха рождения классического пространства-
времени. Общепризнанной в настоящее время
считается теория Большого Взрыва, то есть
рождение Вселенной из сингулярности (иногда
говорят, из пространственно-временной пены). В
момент рождения Вселенной плотность р и
температура Т вещества достигали планковских
значений: рр1 « 1093 г/см3, Гр1 = 1,3 • 1032 К.
Великий немецкий физик Макс Планк в
конце прошлого века ввел новую константу,
которая теперь носит название постоянной
Планка К. Она является основной константой в
квантовой теории. Вскоре после своей
знаменитой работы, где впервые было введено понятие
кванта действия, Планк обосновал введение
в физику новой системы единиц, которая
сейчас носит название естественной системы
единиц. Пользуясь тремя фундаментальными
физическими константами — скоростью света
с, постоянной гравитации G и постоянной
Планка h, — он сформировал основные
размерные величины физики: единицу длины
/pi = yJhGjc?, времени tp\ = y/hG/c6 и массы
rapi = y/hc/G. Из этих единиц удобно
образовать две новые единицы измерения — план-
ковскую плотность, определяя р Y = mp\/l3b и
температуру кТр\ = гпр\с2 (к — постоянная
Больцмана, связывающая температуру тела
с кинетической энергией составляющих его
частиц). Следует отметить, что определение
планковской длины Zpi = y/hG/c3 совпадает с
эквивалентным определением такой единицы,
как комптоновская длина волны Zpi = h/(cmp\)
для частицы с массой тр\. Подробное
обсуждение систем единиц в современной физике и
методическое значение правильно выбранной
системы единиц содержится в статье Л.Б. Окуня
"Фундаментальные константы природы" в этом
томе.
С момента Большого Взрыва Вселенная
непрерывно расширяется, температура
вещества понижается, а объем растет. При
описании рождения Вселенной используются
самые общие идеи о квантовой эволюции
Вселенной как целого. Одно из них утверждает,

254
АСТРОФИЗИКА
Таблица 1
Основные эпохи эволюции ранней Вселенной
Название эпохи и соответствующие ей
физические процессы
Рождение классического
пространства-времени
Стадия инфляции
Рождение вещества
Рождение барионного избытка
Электрослабый фазовый переход
Конфайнмент кварков
Первичный нуклеосинтез
Время от
Большого Взрыва, с
ю-43
~1(Г42-10-36
10"36
10-35
ю-10
10"4
1-200
Температура, К
1032
Меняется в очень
широких пределах
~1029
~1029
~ю17-ю16
~ю12-ю13
~ю9-ю10
что полная масса замкнутой Вселенной равна
нулю. Это означает, что вся Вселенная может
родиться без затрат энергии, то есть из ничего.
Вероятность рождения Вселенной с радиусом
кривизны Я-1 определяется как
18 9™pi
И'осехр \--к^
Здесь планковская масса mpi « 10 г,
множители перед экспонентой опущены. Таким
образом, вероятность рождения мира с
большим значением радиуса кривизны, H~l ^> mlj1,
мала (единицы измерений выбраны так,
чтобы размерности Н и тр\ были одинаковы),
наиболее вероятно рождение мира с радиусом
кривизны порядка планковского (iJ_1 ~ га"/).
Процесс расширения Вселенной принято
описывать с помощью масштабного фактора
a(t), который характеризует изменение со
временем расстояний между космологическими
объектами. На рис. 1 схематически
представав)
Рис. 1. Эволюция масштабного фактора со временем.
Волнистой линией показана область квантовой эволюции
Вселенной, сплошной линией — область
квазиклассической эволюции и выход на инфляционную стадию
лена зависимость масштабного фактора а от
времени L Слева от оси ординат (при t < 0)
находится классически запрещенная область,
масштабный фактор в этой области испытывает
сильные флуктуации пространства-времени.
Эту область условно назвали "ничто". Здесь
классическое пространство-время не
существует, аналогично тому как не существует
классической траектории обычной ядерной
ос-частицы во время туннельного перехода.
Расширяющаяся Вселенная
После рождения Вселенной из "ничего"
можно пользоваться неквантовыми
уравнениями общей теории относительности (ОТО)
для описания эволюции масштабного фактора.
Уравнения ОТО однозначно предсказывают
закон расширения Вселенной, если известны
плотность энергии рс2 и давление р вещества
(в однородной и изотропной модели). Плотность
энергии часто выражают с помощью параметра
ft = р/ркр, а давление — через уравнение
состояния р(р). Здесь ркр — критическая
плотность Вселенной, выражаемая через параметр
Хаббла Н: ркр = 3#2/(8tcG).
В общей теории относительности
основной функцией является метрика или
пространственно-временной интервал между
двумя событиями. В космологии же
основной функцией является масштабный фактор
a(t), который определяет также и метрику
пространства—времени и имеет размерность
длины. Функция a(t) определяется из
совместного решения уравнений Фридмана и
уравнения состояния вещества во Вселенной
(то есть зависимостью давления вещества от
плотности).
Физический смысл уравнений Фридмана
ясен из следующего примера. Если мысленно
в однородной и изотропной расширяющейся
Вселенной описать окружность радиуса а

КОСМОЛОГИЯ РАННЕЙ ВСЕЛЕННОЙ
255
вокруг некоторой точки, то первое
уравнение Фридмана представляет собой уравнение
сохранения энергии при расширении этой
элементарной сферы. Удельная кинетическая
энергия такой сферы
2 \dt) " 2 '
а удельная потенциальная энергия есть
—4nGpa2/S. Сумма этих энергий есть величина
постоянная. Второе уравнение Фридмана
представляет собой уравнение Ньютона в
релятивистском случае: d2a/dt2 = д, где д —
сила тяжести. При вычислении массы этой
элементарной сферы учитывается вклад
давления в массу, что является спецификой
ОТО:
М=|газ(р + |).
Закон расширения Вселенной зависит
также от уравнения состояния вещества.
В космологии различают три основных
уравнения состояния. Это пылеподобное
уравнение состояния (р = 0), радиационно-доми-
нированное уравнение состояния (р = рс2/3)
и уравнение состояния фальшивого вакуума
(р = — рс2), или инфляционное. Для
современной Вселенной, которую описывают пылепо-
добным уравнением состояния, зависимость
масштабного фактора от времени имеет вид
a(t) ос ?2/3. В ранней Вселенной для
масштабного фактора характерно другое поведение.
Через 10~42 секунды после рождения
классического пространства-времени во Вселенной
начинается инфляционная стадия. Она
характеризуется предельно сильным отрицательным
давлениемр = —рс2 (состояние фальшивого
вакуума), при котором меняются сами законы
обычной гравитационной физики. Вещество в
этом состоянии не источник притяжения, а
источник отталкивания.
Отрицательное давление имеет простой
физический смысл — это силы натяжения.
Если обычное положительное давление
препятствует сжатию вещества, то отрицательное
давление препятствует растяжению вещества.
Тем не менее в лабораторных условиях такое
уравнение состояния не встречается: при
таком уравнении развивается очень большое
(релятивистское) отрицательное давление,
которое действует независимо от направления
(паскалево давление). Натяжения в обычном
твердом теле (например, в резине) являются
непаскалевыми, они возникают только в одном
направлении. В случае уравнения состояния
р = —рс2 плотность не зависит от времени и
масштабного фактора, то есть во время
инфляционной стадии при расширении Вселенной
плотность среды не меняется, р = const. В
обычной физике только у вакуума плотность
не меняется при расширении, поэтому такое
состояние иногда называют состоянием
фальшивого вакуума.
При подстановке в уравнение массы
выбранной пробной сферы отрицательного
давления фальшивого вакуума р = —рс2
получается отрицательная масса. Это означает, что
притяжение, имеющее место при обычных
уравнениях состояния (р = 0, р — рс2/3),
меняется на отталкивание. Уравнение эволюции
масштабного фактора принимает вид
(Pa 8nG
Поскольку р = const, то решение уравнения
представляет собой сумму двух членов:
а(0=а1ея<'"'-->+а2е-я<<-Ч
где Я2 = SnGp/З. Масштабный фактор
растет со временем экспоненциально: a(t) ос ет,
так как второе слагаемое оге-^*"*^ быстро
убывает со временем и не дает никакого
значимого вклада в общее движение уже через
промежуток времени HAt « 10. Это свойство
приводит к тому, что во время инфляционной
стадии объем Вселенной увеличивается на
много порядков (в некоторых моделях даже на
порядки порядков, скажем в 101000), так что
вся Вселенная оказывается в одной причинно-
связанной области, уравниваются
кинетическая энергия расширения Вселенной и ее
потенциальная энергия. Во время этой стадии
возникают физические условия, которые позже
приводят к расширению Вселенной по закону
Хаббла.
Пусть две частицы находятся на расстоянии
г друг от друга в начале инфляционной стадии
t = U. Расстояние между ними изменяется
согласно выражению
а скорость меняется как первая производная от
расстояния:
После достаточно длительного времени
(HAt ^> 1) вторым членом в числителе можно
пренебречь и уравнение для взаимной скорости
двух частиц будет выглядеть как v(t) = Hl(t),
то есть скорость изменения расстояния будет
равна самому расстоянию, умноженному на
постоянный (это важно!) коэффициент. Точно
такой же закон описывает рост денежной
массы в период инфляции. Именно поэтому
автор данной теории американский космолог
А. Гус назвал эту стадию развития Вселенной
инфляционной стадией. На инфляционной
стадии Н = const, после ее окончания Н

256
АСТРОФИЗИКА
начинает меняться со временем, но закон
расширения уже не меняется. Гравитационные
силы отталкивания в инфляционный период
разгоняют частицы, а дальше они движутся по
инерции. Так формируется хаббловский закон
расширения.
Необходимо четко представлять разницу
между причиной взрыва в бомбе и Большим
Взрывом во Вселенной. В бомбе сила,
ответственная за разлет частиц, вызвана градиентом
давления внутри взрывчатого вещества. Во
Вселенной с уравнением состояния р = — рс2
вещество распределено однородно и градиентов
давления нет. Из-за большой величины
отрицательного давления меняется знак источника
гравитационного поля рс2 + Зр и возникает
эффективная антигравитация, то есть разлетание
вещества. Таким образом, толчком к
расширению мира, к формированию хаббловского
закона расширения, к установлению причинной
связи во Вселенной на больших
расстояниях, а также к выравниванию кинетической
энергии расширения и потенциальной энергии
поля послужила эффективная антигравитация,
вызванная отрицательным давлением, которое,
как полагают, существовало в ранней
Вселенной.
Во время стадии инфляции имел место
еще один важный процесс: это рождение из
вакуумных квантовых флуктуации скалярного
поля малых возмущений плотности, а из
квантовых флуктуации метрики — гравитационных
волн. Материя с уравнением состоянияр = —рс2
является неустойчивой относительно малых
возмущений. Квадрат скорости звука в таком
веществе — величина отрицательная, поэтому
эволюция малого возмущения, описываемая
экспонентой с мнимым декрементом,
оказывается экспоненциально растущей или
экспоненциально затухающей величиной.
Экспоненциальный рост возмущения разрушает вещество
с отрицательным давлением и прекращает
инфляцию. Однако поскольку в разных местах
пространства затравочные возмущения имели
разную амплитуду и, следовательно, росли
разное время до критического значения, то
и инфляция в разных местах пространства
прекращается в разное время. Переход от
стадии расширения, когда масштабный фактор
меняется по экспоненциальному закону (эпоха
инфляции), на фридмановскую стадию
расширения, когда масштабный фактор меняется
по степенному закону, происходит
неодновременно. Это вызывает флуктуации метрики
вида h ~ H5t(r), где Ы(г) — запаздывание,
зависящее от точки пространства, а Я —
параметр Хаббла в эпоху инфляции.
Вакуумные квантовые флуктуации,
которые обычно проявляются только в
микроскопических масштабах, в экспоненциально
расширяющейся Вселенной быстро
увеличивают свою длину и амплитуду и становятся
космологически значимыми. Таким образом,
возникшие впоследствии скопления галактик и
сами галактики являются макроскопическими
проявлениями квантовых флуктуации на
ранних этапах развития Вселенной.
Спектр первичных возмущений
метрики можно построить, исследуя анизотропию
реликтового излучения. Фотоны, двигаясь в
переменном гравитационном поле, изменяют
свою частоту и, следовательно, температуру.
Поэтому температура реликтового излучения
различна в разных направлениях на небе.
Угловой спектр температурных флуктуации
реликтового излучения однозначно связан со
спектром возмущений гравитационного поля.
По наблюдениям анизотропии реликтового
излучения можно восстановить спектр
первичных возмущений. По спектру первичных
возмущений вещества и спектру
гравитационных волн можно восстановить законы
физики на стадии инфляции, то есть в
области энергий 1016 ГэВ. Сейчас, в результате
космических экспериментов РЕЛИКТ и СОВЕ
(COsmic Background Explorer) и наземных
экспериментов TENERIFE, SASKATOON и
CAT, угловой спектр анизотропии реликтового
излучения измерен в интервале углов, от 90° до
30'. На рис. 2 приведены теоретические спектры
угловых флуктуации реликтового излучения,
сформированные скалярными возмущениями
(то есть флуктуациями плотности) и
гравитационными волнами. Измеренные значения
близки к вычисленным, что подтверждает
справедливость теоретических построений.
е
и111 i—i—i—in111 i i—i—mi111 i i—i—in111 i
10° 1° 0,1°
/(/+1)C,
9 1 n_g Плотность
1 • КГ9
Гравитационные
волны
101 102 103
/
Рис. 2. Распределение по энергиям углового спектра
мощности С% анизотропии реликтового излучения в
зависимости от порядкового номера гармоники /. Показан
вклад возмущений плотности и гравитационных волн в
анизотропию излучения
Очень важным следствием этих
экспериментов является возможность сделать
некоторые выводы о физических взаимодействиях
в энергетическом диапазоне 1016 ГэВ. Можно
сказать, что теория инфляционной Вселенной
получила первое экспериментальное
подтверждение. Выводы из этих измерений — это
также первые экспериментальные данные,

КОСМОЛОГИЯ РАННЕЙ ВСЕЛЕННОЙ
257
относящиеся к поведению взаимодействий в
области энергий 1016 ГэВ. Здесь уместны
несколько слов об общечеловеческом значении
этих данных. Первые физические опытные
данные человечества относились к масштабу
энергий ~ 1 эВ на молекулу, то есть к горению
веток, дров и каменного угля. Овладение огнем
позволило нашим предкам стать homo sapiens.
Вначале экспериментально-физическое, а
затем и технологическое овладение масштабом
энергий от ~ 100 кэВ до ~ 1 МэВ возвестило
начало ядерного и термоядерного века. Это
перемещение "всего" только в миллион раз
по шкале энергий! Что же тогда сулят
человечеству экспериментальные знания при
перемещении в десятки миллиардов
миллиардов раз, от 1 МэВ до 1016 ГэВ!
Стадия бариосинтеза
Уравнение состояния вещества с
отрицательным давлением неустойчиво: оно должно
смениться обычным (положительным или
равным нулю) давлением. Поэтому инфляционная
фаза развития Вселенной довольно быстро
кончается. С окончанием этого этапа рождается
обычная материя.
Из астрономических наблюдений следует,
что во Вселенной практически отсутствует
антивещество. Звезды, газ и пыль нашей
Галактики состоят из вещества, так как в
противном случае аннигиляция вещества и
антивещества, сопровождающаяся выделением
большого количества энергии, была бы
замечена. Известны сталкивающиеся галактики,
галактики, входящие в скопления и омываемые
облаками межгалактического газа, но нигде не
замечено процессов аннигиляции.
Многочисленные эксперименты на
ускорителях элементарных частиц показывают, что
процессы рождения вещества и антивещества
равноправны. Однако если бы количество
протонов на начальных стадиях Вселенной было
в точности равно количеству антипротонов,
то при остывании плазмы до температуры
~ 100 МэВ и ниже протоны и антипротоны
аннигилировали бы, превратившись в фотоны,
то есть во Вселенной вещество полностью бы
исчезло, а осталось бы одно излучение. Однако
сам факт нашего существования наглядно
доказывает, что вещество во Вселенной все-
таки есть, хотя его весьма мало по сравнению с
количеством реликтовых фотонов. Отношение
количества протонов пр и реликтовых фотонов
Пу в настоящее время np/nY« 10-8-10~10. Это
означает, что во время горячей стадии, когда
температура была очень высокой (кТ > трс2),
в первичной плазме существовало не точное,
а лишь приблизительно равное количество
протонов пр и антипротонов пр:
Пу
Такое несоответствие эксперимента и теории
ставит проблему асимметрии вещества и
антивещества во Вселенной. Чаще ее называют
проблемой барионной асимметрии Вселенной,
имея в виду, что во Вселенной присутствуют
барионы (протоны и нейтроны) и практически
полностью отсутствуют антибарионы
(антипротоны и антинейтроны). Некоторое количество
антипротонов регистрируется в космических
лучах, однако их доля мала и они имеют не
космологическое происхождение.
Наиболее известными из барионов
являются протоны и нейтроны, они же являются
самыми стабильными частицами. Время
распада протона превышает 1032 лет, а время распада
нейтрона около 20 мин. Имеется еще несколько
короткоживущих барионов. Для всех этих
частиц эксперименты показывают сохранение
полного числа барионов во всех процессах
взаимодействия. Например, если распадается
нейтрон, то в результате взаимодействия
появляется другой барион — протон: п ->- р 4- ё 4- v;
если в результате реакции рождается
дополнительный протон, то этот процесс обязательно
сопровождается рождением какого-либо анти-
бариона, например антипротона р:
7l++p->p + p + p + 7C+.
Для описания этого экспериментального факта
введено понятие сохранения барионного заряда
по аналогии с сохранением электрического
заряда. Самым ярким свидетельством в
пользу сохранения барионного заряда является
наблюдаемая стабильность протона, а самый
яркий и единственный экспериментальный
факт, опровергающий эту идею, — наличие
вещества в современной Вселенной.
Противоречие удается разрешить в рамках моделей
Великого объединения (см. статью И.Л. Бух-
биндера "Фундаментальные взаимодействия"
в этом томе), описывающих единым образом
три вида фундаментальных взаимодействий:
сильное (ядерное), слабое (с участием
нейтрино) и электромагнитное, которые
предсказывают несохранение барионного заряда
при сверхвысоких энергиях от ~ 1015 ГэВ
и выше. Точнее, эти теории утверждают,
что существуют частицы, названные Х- и
У-лептокварками, обладающие свойствами как
барионов, так и лептонов. Они взаимодействуют
с кварками q и лептонами I следующим
образом: q + q<r>X<H>q + l Здесь символы q
и I обозначают соответственно антикварк и
антилептон. В этой цепочке реакций барионный
заряд не сохраняется, так как барионный заряд
кварка Ь — 1/3, барионный заряд антикварка
соответственно —1/3, то есть в реакции такого
типа барионный заряд уничтожается, АЬ = — 1.
С помощью гипотетических лептокварков
удается объяснить высокую стабильность

258
АСТРОФИЗИКА
е+
X
б
и
и
и
Рис. 3. Схематическое изображение распада протона
р. Сплошными тонкими линиями показаны реальные
частицы — кварки d, и, й (протон является составной
частицей, в которую входят кварки и глюоны), позитрон
е+ и л°-мезон. Жирная волнистая линия представляет
виртуальный Х-лептокварк
протонов, иными словами, наблюдаемое в
экспериментах сохранение барионного заряда.
Распад протона в этих моделях происходит по
схеме, изображенной на рис. 3. Согласно теории
элементарных частиц протон представляет
собой систему из трех кварков (и, и, d). Из
моделей Великого объединения следует, что
существует взаимодействие, переводящее два
кварка и, d в сверхтяжелую частицу X.
Однако процесс рождения частицы X является
виртуальным, то есть реальная частица не
рождается, поскольку масса X значительно
больше массы протона и при рождении
реальной частицы с массой тх нарушился
бы закон сохранения энергии. В результате
виртуальный Х-лептокварк распадается на
лептон (им может быть позитрон или мюон) и
кварк й, который в результате взаимодействия
с третьим кварком и, составлявшим протон,
образует, к примеру, к0- или if-мезон.
Необходимость допустить при распаде протона
промежуточное существование сверхмассивной
частицы X приводит к тому, что вероятность
данной реакции в единицу времени крайне
низкая, Г « e4(mp/mx)4^ip из-за высокой массы
Х-лептокварка. Иными словами, при распаде
протона в моделях Великого объединения
барионный заряд на самом деле может
меняться, но, чтобы зарегистрировать хотя бы
одно событие распада единичного протона,
потребовалось бы ждать не менее 1032 лет.
Уменьшить время ожидания, например, до
одного года тоже можно, но в этом случае
придется одновременно следить уже не за одним
протоном, а за 100 тоннами водорода. Однако
при столкновении двух протонов вероятность
их распада растет пропорционально квадрату
энергии в системе центра масс протонов, и,
когда энергия частиц превышает ~ 1015 ГэВ,
распады протонов весьма интенсивны. Такие
энергии были характерны для плазмы в ранней
Вселенной в промежутке времени от ~ Ю-42 до
~ Ю-36 секунды после Большого Взрыва.
Механизм бариосинтеза имеет много
общего с обычными химическими реакциями,
поэтому его называют горячим бариосинтезом,
а эпоху генерирования избытка вещества
над антивеществом — стадией бариосинтеза.
Существует несколько альтернативных
механизмов образования барионного избытка. Один
из таких механизмов, который работает при
значительно более низких температурах (когда
энергия частиц падает до 10 ТэВ), носит
название холодного бариогенеза.
Среди других механизмов образования
барионного заряда заслуживает упоминания
механизм, связанный с испарением первичных
черных дыр (подробнее см. статью Д.А. Кирж-
ница "Горячие черные дыры" в этом томе). Этот
процесс также ведет к образованию избытка
вещества над антивеществом.
Нуклеосинтез
Когда температура Вселенной понижается
до 1016—1017 К, в горячей плазме,
наполняющей Вселенную, происходит электрослабый
фазовый переход. До этого момента
электромагнитные и слабые взаимодействия с
участием нейтрино являются единым
электрослабым взаимодействием. После того как
происходит фазовый переход, бозоны W^ и
Z0 — переносчики электрослабого
взаимодействия — становятся массивными (срабатывает
механизм динамического рождения массы)
и слабое взаимодействие становится очень
слабым и короткодействующим. В эту эпоху
слабые и электромагнитные взаимодействия,
бывшие до этого момента времени едиными,
расщепляются на обычные электромагнитные,
основным квантом которых является фотон, и
слабые взаимодействия с участием нейтрино,
основными квантами которых являются W±- и
Z0 -бозоны.
Позже, примерно при температуре
Т « 1011 К, происходит конфаймент
(невылетание) кварков. В свободном состоянии кварки
могут существовать только в очень горячей
плазме с температурой Г > 1011 К. В ранней
Вселенной, когда температура была
значительно больше этой величины, протонов и нейтронов
не было, существовал "кварковый суп". В
результате расширения Вселенной температура
падает, кварки начинают соединяться, образуя
протоны и нейтроны, и как самостоятельные
частицы уже не встречаются в природе (не
вылетают).
После эпохи образования протонов и
нейтронов наиболее замечательной является эпоха
нуклеосинтеза. Она начинается через 1 секунду
после Большого Взрыва и продолжается вплоть
до ~ 100 секунд. В этот период синтезируются
легкие ядра (с атомным весом А < 5), более
тяжелые ядра синтезируются позже в звездах.
Первичная плазма в рассматриваемые
эпохи подчиняется радиационно-доминированно-
му уравнению состояния р = рс2/3, что
позволяет использовать простое приближенное
уравнение, связывающее температуру первич-

КОСМОЛОГИЯ РАННЕЙ ВСЕЛЕННОЙ
259
ной плазмы Т (МэВ) с возрастом Вселенной t (в
секундах): Т ос ?-1/2.
Через 1 секунду после Большого Взрыва
температура первичной плазмы упала до
1010 К, что соответствует энергии ~ 1 МэВ.
Промежуток времени от t « 1 до t « 200 секунд
играет существенную роль в жизни Вселенной.
В этот период образуются первичные легкие
ядра: 4Не (25%), дейтерий 2Н (3 • 10"5 %),
3Не (2 • 10"5 %), 7Li (10~9 %), то есть начинает
рождаться привычное нам вещество.
Кинетические уравнения, описывающие
рождение легких элементов в эпоху
нуклеосинтеза, образуют достаточно громоздкую
цепочку, каждое из них соответствует одной
термоядерной реакции. Рождение различных
ядер в процессе первичного нуклеосинтеза
существенно зависит от отношения п/р числа
нейтронов к числу протонов в рассматриваемую
эпоху. При t <1с и соответственно Г > 1 МэВ
относительная концентрация нейтронов и
протонов описывалась равновесной формулой
п/р = ехр(-Дга/Т), где Am « 1,3 МэВ —
разница в массах нейтрона и протона. Это
равновесие поддерживалось реакциями слабого
взаимодействия. При падении температуры до
Т = 0,7 МэВ эти реакции практически
прекратились и отношение п/р стало постоянным
и равным отношению этих величин в конце
процесса. На этом этапе развития Вселенной
нейтроны и протоны существовали в свободном
виде, не связываясь в ядра. Позже, когда
температура упала ниже 100 кэВ, большая часть
нейтронов (кроме тех, что успели распасться)
оказалась связанной при образовании дейтерия
в ходе реакции р + п->2Н + у.
В свою очередь дейтерий, эффективно
захватывая барионы первичной плазмы, рождал
3Не и тритий (3Н). С захватом еще одного
протона или нейтрона образовывался 4Не, в
котором практически все нераспавшиеся
нейтроны заканчивали свой путь. Отсутствие
подходящих ядер с массовым числом А = 5
тормозило дальнейшие реакции, делая образование
более тяжелых элементов (3Не + 4Не —> 7Ве,
34Не -» 12С и т. п.) маловероятным событием.
Относительный (по массе) выход 3Не, 4Не,
2Н и 7Li в зависимости от плотности
барионов Пь показан на рис. 4. Уменьшение выхода
дейтерия с ростом Пь объясняется тем, что при
увеличении плотности барионов растет число
столкновений между ними и соответственно
возрастает вероятность образования тяжелых
ядер. Следовательно, количество дейтерия во
Вселенной является чувствительным
индикатором плотности барионной составляющей.
Другим таким индикатором является
количество 7Li.
Из сравнения расчетов с наблюдаемым
обилием элементов следует, что плотность
барионов Пь = 0,05 ± 0,03. Предсказание количе-
Q.b (при Н = 50 км/(с ¦ Мпк))
4Не (доля массы)
Ю-2
3Не
10"6
2Н
Согласие
10"8
7Li
10-ю
Рис. 4. Расчетные весовые концентрации легких
элементов, образовавшихся при первичном нуклеосинтезе
при Я = 50 км/(с • Мпк). Желтая область —
допускаемое наблюдениями значение плотности барионов Г2ь-
Сплошные кривые—теоретически вычисленные значения
обилия различных элементов в зависимости от Пь-
Видно, что количество 4Не практически не зависит от
этого параметра. Наиболее жесткие ограничения на
величину Qb получаются по обилию дейтерия 2Н и
особенно лития 7Li, имеющих очень сильную зависимость
отПь
ства водорода (Н « 75 %), гелия (4Не « 25 %), а
также остальных легких элементов, достаточно
хорошо согласующееся с наблюдениями,
является основным результатом теории
нуклеосинтеза, а предсказание плотности барионов во
Вселенной — основным побочным продуктом
этой теории. Стадия нуклеосинтеза является
заключительной стадией, которая относится к
ранней Вселенной. Она заканчивается через
3 минуты после Большого Взрыва. Эпохи
в жизни нашей Вселенной, следующие за
эпохой нуклеосинтеза, представляют интерес
уже с точки зрения космологии современной
Вселенной.
Заключение
Вслед за эпохой нуклеосинтеза следует
стадия, играющая немаловажную роль в
космологии — эпоха доминирования (преобладания)
скрытой массы, которая в зависимости от типа
носителя скрытой материи наступает примерно
при температуре Т « 105 К. Начиная с этой
эпохи растут малые возмущения плотности
вещества, которые к нашему времени
увеличиваются настолько, что появляются галактики,
звезды и планеты.

260
АСТРОФИЗИКА
Затем наступает эпоха рекомбинации
водорода, в процессе которой протоны и электроны
объединяются и образуется водород — самый
распространенный элемент во Вселенной.
Эпоха рекомбинации совпадает с эпохой
"просветления" Вселенной: плазма исчезает и вещество
становится прозрачным. Температура этой
эпохи известна очень хорошо из лабораторной
физики Т « 4500-3000 К. После рекомбинации
фотоны доходят до наблюдателя, практически
не взаимодействуя с веществом по дороге,
составляя реликтовое излучение,
энергетический спектр которого соответствует в
настоящее время спектру абсолютно черного тела,
нагретого до температуры 2,75 К. Разница в
температурах ~3000 и ~ЗК обусловлена
тем, что с эпохи просветления Вселенной ее
размеры увеличились примерно в 1000 раз.
В промежутке между эпохой рекомбинации
и нашим временем расположена еще одна
важная эпоха — образование
крупномасштабной структуры Вселенной или образование
сверхскоплений галактик. Условно эта эпоха
приходится на красное смещение z « 10,
когда температура реликтовых фотонов падает
до 30 К. В промежутке от z га 10 до z « 0
лежит эпоха нелинейной стадии эволюции
внегалактических объектов, то есть эпоха
обычных галактик, квазаров, скоплений и
сверхскоплений галактик. Но все это уже за
рамками настоящей статьи.
Литература
1. Космология. Физика космоса. Маленькая
энциклопедия. М.: Сов. энциклопедия, 1986, с. 90.
2. Вайнберг С. Первые три минуты. М.: Энерго-
издат, 1981.
3. Долгое А.Д., Зельдович Я.Б., Сажин М.В.
Космология ранней Вселенной. М.: МГУ, 1988.
4. Зельдович Я.Б., Новиков И.Д. Строение и
эволюция Вселенной. М.: Наука, 1975.
5. Окунь Л.Б. Физика элементарных частиц. М.:
Наука, 1988.

А.Н. Васильев
ЭВОЛЮЦИЯ ВСЕЛЕННОЙ
Введение
Картина ночного неба представляется
наблюдателю эталоном стабильности, однако это
первое впечатление неизменности
окружающей нас Вселенной обманчиво: она
эволюционирует, и эта эволюция, сравнительно
медленная сейчас, на ранних этапах была
невообразимо быстрой, так что серьезные
качественные изменения состояния Вселенной
происходили за доли секунды. По современным
представлениям, наблюдаемая нами сейчас
Вселенная возникла около 15 млрд лет назад из
некоторого начального сингулярного состояния
с бесконечно большими температурой и
плотностью и с тех пор непрерывно расширяется и
охлаждается. Согласно этой теории Большого
Взрыва дальнейшая эволюция зависит от
измеренного экспериментально параметра р —
средней плотности вещества в современной
Вселенной. Если р меньше некоторого
(известного из теории) критического значения ркр,
Вселенная будет расширяться вечно; если же
р > ркр, то процесс расширения когда-нибудь
остановится и начнется обратная фаза сжатия,
возвращающая к исходному сингулярному
состоянию. Современные экспериментальные
данные относительно величины ркр еще
недостаточно надежны, чтобы сделать однозначный
выбор между двумя вариантами будущего
Вселенной.
Есть вопросы, на которые теория Большого
Взрыва ответить пока не может, но
основные ее положения опираются на надежные
экспериментальные данные, а современный
уровень теоретической физики позволяет
достоверно описать эволюцию такой системы во
времени, за исключением самого начального
этапа — порядка сотой доли секунды от
"начала мира". Для теории важно, что эта
неопределенность несущественна, поскольку
образующееся после прохождения начального
этапа состояние Вселенной и его последующую
эволюцию можно описать достоверно.
Экспериментальные основания теории
Большого Взрыва следующие:
1) Наблюдаемое "разбегание" далеких
галактик, подчиняющееся закону Хаббла
V = RH.
2) Открытие в 1964 году Р. Пензиасом и
А. Вильсоном космического фона "реликтового
излучения", по интенсивности и спектральному
составу эквивалентного излучению черного
тела с температурой около 3 К.
3) Наблюдаемый химический состав
Вселенной, состоящей приблизительно из 3/4 (по
массе) водорода и 1/4 гелия с небольшой
(порядка одного процента) примесью прочих
элементов.
Для описания эволюции Вселенной
(вещества и гравитационного поля) после первой
сотой доли секунды используются следующие
разделы теоретической физики:
1) равновесная статистическая физика,
главным образом ее основные принципы и
теория релятивистского идеального газа;
2) общая теория относительности А.
Эйнштейна, в частности космологическая модель
А. Фридмана расширяющейся вселенной;
3) некоторые сведения из физики
элементарных частиц: список основных частиц, их
характеристики, типы взаимодействия, законы
сохранения.
Все нужные сведения и закономерности из
этих разделов надежно установлены, поэтому
получаемую с их помощью информацию
относительно эволюции системы можно считать
вполне достоверной. Принципиальные
трудности возникают лишь при попытке продвинуться
еще ближе к "началу мира", то есть внутрь
первой сотой доли секунды. Для этого нужны
надежные сведения о физике элементарных
частиц в области сверхвысоких энергий,
которыми мы сейчас не располагаем,
поскольку такие энергии недостижимы на земных
ускорителях. При дальнейшем продвижении к
началу мира в какой-то момент возникает еще
более трудная проблема необходимости
"квантования гравитации", пока не имеющая даже
принципиально удовлетворительного решения.
В силу этих причин все попытки
исследования самых первых мгновений существования
нашего мира остаются чисто умозрительными
теоретическими построениями. Поэтому здесь
пришлось исключить из рассмотрения это
"первое мгновение" эволюции и ограничиться
лишь последующим этапом, для которого есть
достоверная информация.
Расширение Вселенной
Наблюдения показывают, что звезды во
Вселенной группируются в галактики, которые
также образуют скопления. Представление о
порядках величин дают следующие цифры:
наша Галактика содержит ~ ю11 звезд и имеет
форму линзы диаметром 80 тысяч световых
лет и толщиной ~30 тысяч световых лет.
Ближайшая к нам галактика М31 в созвездии
Андромеды удалена на расстояние порядка
2 млн световых лет. Мы находимся на
периферии гигантского скопления, содержащего более
тысячи галактик, с центром в направлении
созвездия Девы, удаленным на расстояние

262
АСТРОФИЗИКА
~ 60 млн световых лет. Возможности
современной техники позволяют наблюдать яркие
галактики вплоть до расстояний порядка 10 млрд
световых лет. Наблюдения показывают, что
в крупных масштабах Вселенная однородна
и изотропна. Грубо говоря, это означает, что
в любой сфере с фиксированным достаточно
большим диаметром (достаточным считается
число ~300 млн световых лет) содержится
приблизительно одинаковое число галактик.
Утверждение об однородности и изотропности
Вселенной в больших масштабах принято
называть Космологическим Принципом.
В спектрах звезд и галактик хорошо
различимы линии поглощения (сформированные в
хромосферах звезд) известных элементов. Это
позволяет довольно точно измерять с помощью
эффекта Доплера скорость У, с которой
излучающий объект удаляется (V > 0) или
приближается (V < 0) по отношению к земному
наблюдателю. Такое движение приводит к
сдвигу Х-± X' длины волны X излучающего
источника:
где V — скорость удаления, с — скорость света
(знаменатель (1) — поправка в релятивистской
теории Эйнштейна, существенная только при
скоростях V, близких к скорости света с). Для
удаляющегося от нас объекта линии смещаются
в красную сторону спектра (А/ > А,), а для
приближающегося — в голубую (Хг < X).
Если бы окружающие нас галактики
двигались хаотически, то красные и голубые
смещения в их спектрах наблюдались бы с одинаковой
вероятностью. Но эксперимент показывает
другое: красные смещения преобладают и тем
больше, чем дальше от нас находятся
изучаемые объекты. Количественным итогом этих
наблюдений является сформулированный в
1929 году американским астрономом Э. Хабблом
"закон разбегания", согласно которому все
галактики (в среднем) удаляются от нас и
скорость этого разбегания V приблизительно
пропорциональна расстоянию R до
рассматриваемой галактики:
V = ЯД, Я = 15 (км/с)/106 световых лет. (2)
Коэффициент пропорциональности Я
называют постоянной Хаббла. В (2) использовано
принимаемое сейчас большинством астрономов
значение 15 км/с на каждый миллион световых
лет расстояния. Следует отметить, что
определение величины Я по данным эксперимента
является очень трудной задачей: скорости V
по эффекту Доплера можно определить
достаточно точно, но измерение расстояний R до
далеких галактик — труднейшая проблема, и
до сих пор она решается лишь различными
косвенными методами. Сам Хаббл при оценке
расстояний занизил их на порядок, поэтому
получил значение Я = 170 вместо 15. До сих
пор часть астрономов считает, что значение Я
заметно больше 15, но большинство принимает
цифру 15. Подробнее об определении
постоянной Хаббла и средней плотности вещества
в Метагалактике см. статью Ю.Н. Гнедина
"Современная астрономия" в этом томе.
Из закона Хаббла не следует, что наша
Галактика является центром мира, а все прочие
удаляются от нее. Согласно Космологическому
Принципу наша Галактика ничем не выделена,
так что точно такую же картину разбегания
должен видеть наблюдатель из любой другой
галактики. Это значит, что "все разбегаются
от всех". Наглядной моделью такого
разбегания может послужить надуваемый резиновый
шарик с нанесенными хаотически на его
поверхность точками — "галактиками": при
надувании все эти точки будут удаляться друг
от друга в точном соответствии с законом
Хаббла. Это модель "двумерного замкнутого
мира". Аналогичный "открытый мир" можно
представить в виде резиновой плоскости с
нанесенными точками, равномерно
растягивающейся во всех направлениях.
Из пропорциональности V и R в законе
(2) вытекает фундаментальный вывод
относительно существования "начала мира": где-то
в прошлом был момент, в который любая из
наблюдаемых сейчас галактик была бесконечно
близка к нашей, следовательно, "любая к
любой" в силу Космологического Принципа. Из-
за такого сближения плотность вещества во
Вселенной в "начальный момент" становится
бесконечной. Но это не означает, что все оно
было собрано в одном месте, так как тот
же Космологический Принцип требует, чтобы
плотность становилась бесконечной в любой
точке пространства.
Оценить "возраст Вселенной" to можно
очень просто, если предположить, что
постоянная Хаббла Я в процессе расширения остается
неизменной: тогда to = 1/Я « 20 млрд лет для
Я = 15. На самом деле предположение о
неизменности Я неправильно, и точную оценку
?о можно получить только с помощью
космологической модели Фридмана (см. далее). К
качественным изменениям это не приводит, а для to
тогда получается to = 2/ЗЯ « 14 млрд лет.
Реликтовое излучение
Это важнейшее космологическое открытие
нашего века, которое было сделано случайно.
В 1964 году американские радиоастрономы
Р. Пензиас и А. Вильсон измерили фоновое
радиоизлучение нашей Галактики вне плоскости
эклиптики с помощью построенной для связи
со спутниками рупорной антенной лаборатории
фирмы Белл-Телефон. Антенна
сконструирована так, чтобы обеспечить сверхнизкий

ЭВОЛЮЦИЯ ВСЕЛЕННОЙ
263
уровень собственных шумов, что очень важно,
так как ожидаемое фоновое радиоизлучение
Галактики подобно радиошуму, который
следовало выделить на фоне других шумов от
атмосферы, самой антенны и ее усилительных
цепей.
Оказалось, что на сравнительно коротких
волнах с длиной 7,35 см (микроволновый
диапазон), для которых радиошум Галактики
должен практически отсутствовать, система
регистрирует слабый дополнительный радио-
шум, интенсивность которого не зависит ни от
направления антенны, ни от времени суток.
Интенсивность этого радиосигнала
оказалась равной интенсивности излучения
абсолютно черного тела с температурой около трех
кельвин. Пензиас и Вильсон наткнулись на этот
факт случайно и некоторое время даже не
решались опубликовать свои результаты,
поскольку не понимали природы обнаруженного
ими радиошума. Но уже в конце 40-х годов
появились первые работы физиков-теоретиков,
в которых предсказывалось, что в настоящий
момент вся Вселенная должна быть заполнена
равновесным электромагнитным излучением
с эффективной температурой в несколько
кельвин. Распределение по энергиям такого
излучения (оно же излучение абсолютно
черного тела) описывается известной формулой
Планка:
,. Snhc 1
dp = dX X5 efc'/Mr-i' (3)
в которой dp — энергия в единице объема,
приходящаяся на интервал длин волн от X
до X -Ь dX, T — температура в Кельвинах (К),
h = 6,625 • 10~27 эрг • с — постоянная Планка,
к = 1,38 • 10~16 эрг/К — постоянная Больцмана,
с = 3 • 1010 см/с — скорость света.
Согласно утверждениям теоретиков, на
ранней стадии Вселенная была заполнена
равновесным излучением с очень высокой
температурой. В процессе расширения Вселенной
это излучение охлаждалось, оставаясь
равновесным, и к настоящему времени температура
опустилась до нескольких кельвин. Именно
это "реликтовое излучение", оставшееся от
начальной фазы горячей ранней Вселенной,
обнаружили Пензиас и Вильсон. В 1978 году
они получили за свое открытие Нобелевскую
премию.
Наличие реликтового излучения считается
в настоящий момент достоверно
установленным фактом. Основной проверкой является
возможность его измерения на разных длинах
волн X: интенсивность сигнала должна быть
пропорциональной известной из (3) величине
dp/dXc одной и той же для всех X температурой
Т. В настоящее время измерения выполнены
для десятков различных длин волн как в
микроволновой, так и в инфракрасной
области спектра электромагнитных волн.
Максимум интенсивности при Т = 3 К соответствует
длине волны X = 0,1 см, более короткие волны
относятся уже к инфракрасной области. По
последним данным, полученным с помощью
установленной на спутниках аппаратуры,
современное значение температуры реликтового
излучения есть 2,74 К. Точность этих измерений
уже настолько высока, что позволила
обнаружить наличие слабой анизотропии реликтового
излучения, объясняемой движением земного
наблюдателя через заполненное излучением
пространство. Вследствие того же эффекта
Доплера излучение прямо по направлению
движения должно казаться немного более
горячим, а в обратном направлении — более
холодным. Эти небольшие (порядка Ю-3 от
основной величины) вариации температуры
были обнаружены экспериментально, они
имеют характерную (пропорциональную cos О)
угловую зависимость. По полученным данным
можно вычислить скорость движения Земли
относительно этого "нового эфира",
образованного фоном реликтового излучения. В итоге
найдено значение порядка 600 км/с. Помимо
этой "кажущейся" анизотропии, в
экспериментах обнаружена и настоящая (не связанная с
движением Земли) анизотропия реликтового
излучения. Она очень мала (порядка 10~5 от
основной величины), поэтому с высокой
степенью точности реликтовое излучение можно
считать однородным и изотропным. Но сам факт
наличия хотя бы очень слабой анизотропии
принципиально важен для различных теорий,
пытающихся объяснить и описать
математически происхождение галактик.
Состав Вселенной
По данным наблюдений спектров звезд
и межзвездного газа Вселенная состоит в
основном из водорода (3/4 по массе) и гелия
(1/4), прочие элементы составляют примесь
не более процента. Это хорошо согласуется
с теоретическими моделями астрофизики,
описывающими состав и эволюцию звезд.
Приведенные количества 3/4 и 1/4 относятся
к начальной фазе этой эволюции, в процессе
которой в звездах вырабатываются и другие,
в том числе тяжелые, элементы.
По современным представлениям в первые
минуты своего существования Вселенная
прошла "эру нуклеосинтеза", во время которой
и образовались водород и гелий в пропорции
3 : 1 плюс ничтожная примесь других легких
элементов, в частности лития Li и изотопов
водорода — дейтерия D и трития Т. Все
прочие более тяжелые элементы образовались
уже гораздо позднее внутри звезд, а в
межзвездное пространство они попадают при
взрывах сверхновых и т. п. Именно простой
факт преобладания водорода во Вселенной
позволил теоретикам предсказать необходимость
существования реликтового излучения.

264
АСТРОФИЗИКА
Согласно теории Планка, равновесное
электромагнитное излучение можно
рассматривать как некоторый идеальный газ
безмассовых частиц — фотонов, имеющих энергию
Е\ = hc/X = hv для длины волны X (или
частоты v). Плотность энергии (3) связана
с плотностью числа фотонов п очевидным
соотношением dp = dn • Ex, так что из (3)
определяется и распределение числа фотонов
по длинам волн. Интегрируя dn по всем X, можно
получить полное число фотонов п в единице
объема, аналогичный интеграл от dp из (3)
дает объемную плотность энергии излучения
р, а частное р/п — среднюю энергию одного
фотона (Е). Все эти величины зависят только
от температуры Т и мировых констант:
р = aiT4 [эрг/см3], п = а2Т3 [фотон/см3],
<?>=а3Т [эрг], (4)
где Т — температура в Кельвинах, ai —
известные константы: а\ = 7,56 • 10~15; а2 = 20,28;
аз = 3,73 • 10~16. (Первое из соотношений (4)
называется законом Стефана-Больцмана.)
При современной температуре Т ~ 3 К
в фоне реликтового излучения содержится
550 млн фотонов на 1 м3. Оценка плотности
вещества по данным наблюдений остается пока
неопределенной, но в любом случае не выходит
из границ от 6 до 0,03 ядерных частиц на
1 м3 (критической плотности соответствует
число 3). Таким образом, на одну ядерную
частицу приходится порядка 108-1010 фотонов.
Для оценок в качестве среднего принимается
109, то есть 1 млрд фотонов на одну ядерную
частицу.
Это очень большое число, однако основная
энергия сейчас сосредоточена в веществе, а не
в излучении. Энергия Е = тс2 одной ядерной
частицы составляет приблизительно 1000 МэВ,
тогда как средняя энергия одного фотона
при Т = 3 К составляет в тех же единицах
(Е) ~ 7 • Ю-4 эВ. Эта величина даже после
умножения на 109 остается на три порядка
меньше энергии одной ядерной частицы, так
что подавляющая доля плотности энергии
приходится сейчас на вещество. Но так было не
всегда: на ранней стадии основная доля энергии
приходилась на излучение (см. ниже).
Процесс эволюции
Выделим мысленно в пространстве
произвольную сферу достаточно большого радиуса R
("достаточно" для справедливости
Космологического Принципа) и будем следить за
эволюцией во времени содержащегося внутри данной
области излучения и вещества, предполагая
их распределение однородным и изотропным.
Термин "излучение внутри данной сферы",
конечно, условен, поскольку фотоны могут
выходить из нее и приходить извне. Но эти два
процесса в силу предполагаемой однородности
взаимно компенсируют друг друга, так что
понятие "количество излучения (энергии) внутри
данной сферы" имеет смысл. Согласно закону
Хаббла, радиус рассматриваемой сферы растет
со скоростью У = dR/dt = HR. Поскольку
количество вещества внутри сферы остается
неизменным, его плотность изменяется по закону
рвещ ос R~3. Это относится и к энергетической,
и к массовой плотности, так как они связаны
простой зависимостью Е = тс2.
В настоящий момент Вселенная
практически прозрачна для электромагнитных волн
(мы видим далекие галактики), то есть сейчас
излучение фактически не взаимодействует с
веществом и эволюционирует самостоятельно.
Его можно рассматривать как релятивистский
газ фотонов с некоторой температурой Г,
находящийся внутри сферы радиуса R и
адиабатически (то есть без обмена теплом с внешней
областью) расширяющийся. Из статистической
физики известно, что полная энтропия такого
газа пропорциональна vT3 (v = 4яД3/3 — объем
сферы) и остается постоянной в процессе
расширения. Отсюда следует, что R и Т связаны
соотношением RT = const, то есть Т ос 1/R. Это
значит, что в тот момент прошлого, когда все
галактики были вдвое ближе друг к другу,
Вселенная была вдвое горячее и что "очень
давно" она была "очень горячей". Термин
"температура Вселенной" в данной фазе обозначает
температуру реликтового излучения и не имеет
отношения к веществу.
Из сказанного следует, что энергетические
плотности вещества и излучения связаны сДи
Г соотношениями ризл ос Г4, рвещ ос Т3, Г ос 1/R.
Из них следует, что при "движении в прошлое"
(R —> 0, Т —у оо) величина ризл растет быстрее,
чем рвещ. Поэтому современная "эпоха
вещества" (ризл < РВещ) где-то в прошлом должна
переходить в "эпоху излучения" (ризл > рвещ)
с другой зависимостью р от R и Т.
Основные этапы эволюции назад по
направлению к "началу мира" таковы (за независимую
переменную принята температура Т,
впоследствии увязанная с возрастом Вселенной). С
ростом Т растет средняя энергия фотона (?),
по порядку величины равная кТ. Качественные
изменения происходят тогда, когда величина
кТ достигает значений порядка энергии связи
электронов в атомах и молекулах (~ 1 эВ), затем
ядер (~ 1 МэВ), затем порогов рождения пар
частица-античастица при столкновениях
фотонов, сначала для самых легких элементарных
частиц, потом с ростом Т — все более тяжелых.
Элементарные частицы характеризуются
своей массой покоя га (обычно вместо га приводится
значение соответствующей энергии Е = тс2
в электронвольтах), а также дискретными
квантовыми числами: спином (внутренний
момент количества движения) и различными
зарядами — электрическим, барионным и
лептонным. В подходящих единицах спин

ЭВОЛЮЦИЯ ВСЕЛЕННОЙ
265
любой частицы является целым или полуцелым
числом, частицы с целым спином являются
бозонами, с полуцелым — фермионами.
Фотон — частный случай бозона со спином 1 и
нулевыми значениями т и всех трех зарядов.
Если для данного сорта частиц кТ > гас2, то их
массой можно пренебречь, и тогда для любых
бозонных частиц распределение по энергиям
будет иметь тот же вид (3), что и для фотонов,
а для фермионов знак минус в знаменателе
(3) заменится знаком плюс. Это приведет
лишь к незначительному (множители типа 7/8)
изменению коэффициентов в формулах (4), так
что различие между бозонами и фермионами
при кТ > гас2 несущественно.
Большинство частиц имеет
соответствующую пару — античастицу с той же массой и
спином и противоположными значениями всех
зарядов. Все три заряда сохраняются в
любых процессах взаимодействия элементарных
частиц. При столкновениях могут происходить
любые взаимопревращения частиц,
допустимые по энергии и законам сохранения зарядов.
В частности, при столкновении двух фотонов с
достаточно высокой энергией могут рождаться
различные пары частица-античастица.
Такие процессы начинаются, когда величина
кТ достигает порогового значения тс2 для
данного сорта частиц, и становятся весьма
интенсивными при кТ ^> тс2. Наиболее важные
элементарные частицы (в скобках их
традиционные обозначения, энергия покоя Е = тс2
и порядок величины пороговой температуры):
электрон и его античастица позитрон (е+ и
е", ? = 0,5 МэВ, Т = 6-109К), аналогичные
пары мю-мезонов (|1+ и |i~, Е — 106 МэВ), пи-
мезонов (я+, п~ и 71°, Е « 135 МэВ) с пороговой
температурой порядка 1012 К, наконец ядерные
частицы протон (пара р, р, Е — 938,26 МэВ) и
нейтрон (пара п, п, Г = 939,55 МэВ) с пороговой
температурой 1013 К. Нейтрон немного (на
1,3 МэВ) тяжелее протона, и это важно для эры
нуклеосинтеза.
Теперь можно проследить эволюцию "назад
по времени" при нарастании температуры Т.
Первое качественное изменение происходит
при Т « 3000 К, когда кТ достигает величин
порядка 1 эВ и излучение начинает
разбивать атомы. Вещество тогда превращается
в плазму, состоящую из свободных ядер и
электронов, ее плотность нарастает ос Т3 при
дальнейшем росте Т. Через некоторое время
при Т « 10 000 К такая среда становится уже
непрозрачной для излучения: фотоны
рассеиваются на свободных электронах и ядрах, и
это приводит к установлению общего теплового
равновесия между излучением и веществом
с общей для всей системы температурой Т.
Следующий важный этап — Т « 1010 К, когда
начинается интенсивное рождение электрон-
позитронных пар (порог б • 109 К) и процессы
развала ядер на их составляющие — свободные
нейтроны и протоны. Плотность массы в этот
период достигает значений порядка 105 г/см3.
Столь высокая плотность увеличивает число
взаимных столкновений, и это обеспечивает
установление термодинамического равновесия
для всех типов присутствующих в системе
частиц. При дальнейшем росте Г начнутся
процессы рождения пар более тяжелых частиц.
Вещество Вселенной будет тогда представлять
собой некоторый очень горячий и плотный "суп"
из всех допустимых по энергиям частиц и
античастиц, находящийся в состоянии теплового
равновесия. В какой-то момент энергии станут
столь высоки, что мы окажемся в области
физики элементарных частиц, о которой пока
что мало известно. Поэтому не будем двигаться
дальше Г « 1011 К и рассмотрим подробнее
интервал температур от Г « 1011 К до Т « 109 К,
соответствующий "эпохе нуклеосинтеза".
Эпоха нуклеосинтеза
Энергии связи ядер являются величинами
порядка 1 МэВ, что соответствует температуре
около 1010 К. Поэтому при Г « 1011 К ядра
в заметных количествах существовать еще
не могут, так как они будут разваливаться
при столкновениях. При такой температуре
ядерные частицы будут представлены
свободными протонами и нейтронами. Они могут
переходить друг в друга в некоторых реакциях,
поэтому отношение числа протонов Np к
числу нейтронов Nn определяется условиями
равновесия, то есть классической формулой
Гиббса
—^-=ехр{(гап - тр)с^*Г} = ехр{1,ЗМэВ/ЛГ},
(5)
что при Т = 1011 К для Np/Nn дает
значение 50/50, 76/24 при Г = 1010 К и 86/14
при Т = 109 К. Протонов больше потому, что
нейтрон немного тяжелее, и при понижении
температуры баланс все больше смещается в
пользу протонов.
Судя по энергии, процесс слипания
протонов и нейтронов в ядра гелия мог бы быть
достаточно интенсивным уже при Т = 1010 К.
В итоге практически все свободные нейтроны
должны войти в наиболее устойчивые ядра 4Не
(два протона плюс два нейтрона), оставшиеся
избыточные протоны станут в будущем ядрами
атомов водорода. Поэтому величина отношения
NplNn в эпоху нуклеосинтеза определяет
доли водорода и гелия в наблюдаемой сейчас
Вселенной. Если бы процесс нуклеосинтеза
происходил при Т = 1010 К, то есть при
Np/Nn = 76/24 (см. выше), то отношение масс
водорода Ни гелия Не было бы Мн/Мне = 52/48.
Экспериментальное значение этого отношения
другое, а именно 3:1. Это доказывает, что
процесс нуклеосинтеза реально происходил

266
АСТРОФИЗИКА
позднее при более низких температурах, когда
баланс еще больше сместился в пользу
протонов. Например, при Г = 109 К Np/Nn = 86/14,
откуда Мн/Мне = 72/28, что уже приемлемо.
Для объяснения такой задержки
нуклеосинтеза требуется наличие очень большого
числа фотонов на одну ядерную частицу.
Это число не определяется автоматически
условиями термодинамического равновесия.
Оно остается неизменным на протяжении
рассматриваемого периода эволюции, поскольку
обе плотности числа частиц изменяются по
одному и тому же закону ос Т3 ос 1/R (то есть
полное число частиц сохраняется). Если бы
фотонов (излучения) не было, то при Г « 1010 К
протоны и нейтроны уже могли бы сливаться в
ядра 4Не, так как их энергия связи превышает
характерную тепловую энергию кТ « 1 МэВ.
Наличие фотонов с такой же энергией тормозит
процесс нуклеосинтеза, поскольку фотоны,
сталкиваясь с ядрами, способствуют их развалу
на исходные элементы. Этот конкурирующий
с нуклеосинтезом процесс идет тем быстрее,
чем больше плотность числа фотонов. Для
обеспечения задержки нуклеосинтеза вплоть
до Т« 109 К (что нужно для объяснения
экспериментального отношения 3 : 1), согласно
расчетам специалистов по ядерным
реакциям, необходима плотность фотонов порядка
108-1010 на ядерную частицу. Она столь велика,
что даже к настоящему времени должна
оставить заметный след в форме реликтового
излучения — именно из этих соображений оно
и было предсказано теоретиками.
Наконец, при "планковских энергиях",
соответствующих Т « 1032 К, гравитационное
взаимодействие по силе сравняется с прочими
(сильными, слабыми, электромагнитными), и
его уже нельзя будет рассматривать чисто
классически: возникает проблема квантования
гравитации. Но важно, что все эти
неопределенности относятся только к начальному
этапу, а после охлаждения до температуры
порядка 1011 К все становится уже вполне
предсказуемым.
Шкала времени
Как связать шкалу температур со
временем — возрастом Вселенной? Для этого нужны
уравнения Фридмана для расширяющейся
однородной и изотропной Вселенной. Их вывод
сложен, так как опирается на общую теорию
относительности Эйнштейна. Но конечный
результат прост и может быть представлен в
виде дифференциального уравнения
(dR\2 8nGR2p ...
Ы -—з—= const' (6)
в котором R — радиус рассматриваемой сферы,
dR/dt — V — скорость ее расширения, р —
полная массовая плотность (вещество плюс
излучение) Вселенной, G = 6,67 • 10~8 см3/(г • с) —
гравитационная постоянная. Для вещества
р ос Д~3, а для излучения р ос Д~4, поэтому на
ранней стадии эволюции (R ->¦ 0) слагаемое с
р в уравнении Фридмана важнее константы в
правой части, и последней можно пренебречь.
Тогда уравнение (6) легко решается: для эпохи
излучения (р = const • R~A) получим R ос tf1/2, a
для эпохи вещества (р = const • R~3) получим
R ос ?2/3. При учете связи R ос 1/Т тогда имеем
t ос Г~2 в первом случае и t ос Т~3/2 во втором.
Это позволяет связать шкалу температур со
шкалой времени, причем для температур выше
104 К следует пользоваться соотношениями
эпохи излучения, а для более низких
температур — эпохи вещества.
Элементарный расчет показывает, что
"планковская температура" Т = 1032 К
достигается через 10~43 с от начала мира, Г = 1013 К
достигается через 10_6 с, Т = 1011 К — через
0,01 с, Г = 1010 К — через 1 с, Г = 109 К —
через 1 мин, Г = 104 К (смена эпох) — через
100 тысяч лет, Т = 103 К — через 1 млн
лет. Таким образом, первичный нуклеосинтез
завершается уже через несколько минут от
"начала мира", а формирование атомов —
через миллион лет. После этой довольно бурной
стадии начальный этап эволюции завершается
и переходит в рутинный процесс расширения,
который мы и наблюдаем сейчас спустя
приблизительно 15 млрд лет от "начала мира".
Заключение
Таким образом, из теории Большого Взрыва
можно заключить, что Вселенная динамична,
а не статична; динамика Вселенной
укладывается в рамки теории Большого Взрыва,
достаточно хорошо согласующейся с
экспериментальными данными; выбор из двух возможных
вариантов будущего остается пока
неопределенным из-за неточности экспериментального
определения средней плотности вещества в
наблюдаемой Вселенной; для описания самых
первых мгновений существования нашего Мира
(первая сотая доля секунды) пока еще нет
общепризнанной надежной теории, но это не
мешает изучению последующих этапов его
эволюции.
Литература
1. Вайнберг С. Первые три минуты. М.: Энерго-
издат, 1981.
2. Силк Д. Большой Взрыв. М.: Мир, 1982.

А. В. Засов
ФИЗИКА ГАЛАКТИК И ГАЛАКТИЧЕСКИХ ЯДЕР
Общие сведения о галактиках
Около 70 лет назад первые работы по
определению расстояний до ближайших
галактик показали истинные масштабы доступной
наблюдениям Вселенной, положив начало
исследованию далеких звездных систем. Стало
очевидным, что почти все видимое вещество
во Вселенной сосредоточено в этих гигантских
звездно-газовых островах с характерным
размером от нескольких килопарсек до
нескольких десятков килопарсек. Солнце вместе с
окружающими его звездами также входит
в состав спиральной галактики, название
которой всегда пишется с заглавной буквы —
Галактика. Типичное количество звезд с такой
же светимостью, как у Солнца, или более
высокой, в галактиках от нескольких
десятков миллионов (в карликовых системах) до
нескольких десятков миллиардов (в гигантских
галактиках типа нашей), причем слабых звезд
может быть существенно больше.
Расположение Солнца в нашей Галактике
довольно неудачное для изучения этой системы
как целого: мы находимся вблизи плоскости
звездного диска, и уже это создает проблему
выявления его структуры и сопоставления
отдельных частей друг с другом. К тому же
в области, где расположено Солнце, довольно
много межзвездного вещества,
поглощающего свет и делающего звездный диск почти
непрозрачным для видимого света в некоторых
направлениях, особенно в направлении ее
ядра. Поэтому исследования других галактик,
представляющие самостоятельный интерес,
играют также громадную роль и в понимании
природы нашей Галактики.
Межгалактическое пространство, в отличие
от межзвездного, хотя и содержит
разреженный газ, совершенно прозрачно для всех
видов излучения. Это дает принципиальную
возможность наблюдать другие галактики, на
каком бы расстоянии от нас они ни
находились. Поэтому крупным телескопам оказались
потенциально доступными для исследования
сотни миллионов отдельных галактик. Однако
для детального изучения требуется, чтобы
галактика была сравнительно близко — в
пределах нескольких сотен миллионов парсек.
Грубое разделение галактик на
эллиптические (Е), спиральные (S) и неправильные (1г)
оказалось очень удачным. Такая
классификация галактик отражает не только особенности
их видимой формы, но и свойства входящих
в них звезд: Е-галактики состоят из очень
старых звезд, в Ir-галактиках основной вклад
в излучение дают звезды, существенно моложе
Солнца, а в S-галактиках характер спектра
показывает присутствие звезд всех возрастов.
Изучение звездных спектров галактик
привело к открытию фундаментальной важности.
За редчайшими исключениями (известны
молодые карликовые галактики) возраст галактик
оказался примерно одинаковым (более 10 млрд
лет), и основная причина различия между
галактиками не в возрасте, а в характере
эволюции этих систем. Если в Е-галактиках
звездообразование практически полностью
прекратилось миллиарды лет назад, то в спиральных
системах образование звезд продолжается,
хотя и далеко не так интенсивно, как на начальном
этапе их жизни, а в Ir-галактиках
звездообразование может быть сейчас столь же активно,
как и миллиарды лет назад.
Как "устроены" галактики? Упрощенно
можно считать, что каждая из них содержит
две основные подсистемы (два компонента),
вложенные одна в другую и гравитационно-
связанные друг с другом. Первая называется
сферической, ее звезды концентрируются к
центру галактики, а плотность вещества,
высокая в центре галактики, довольно быстро падает
с удалением от него. Вторая подсистема — это
массивный звездный диск.
Типичная Е-галактика выглядит как
сферическая подсистема в "чистом" виде, диск
в ней или полностью отсутствует или имеет
такую низкую светимость по сравнению с
остальной галактикой, что выявляется лишь
специальными методами фотометрической
обработки. Е-галактики, как и сферические
компоненты у галактик других типов, почти
лишены межзвездного газа (не считая разреженного
и очень горячего газа, заполняющего всю
галактику), а следовательно, и молодых звезд.
В S-галактиках имеется как сферический
компонент, так и массивный звездный диск, причем
светимость последнего в большинстве случаев
значительно преобладает. В неправильных (1г)
галактиках сферический звездный компонент
практически отсутствует, почти все звезды
заключены в толстом диске, существенная доля
массы которого приходится на межзвездный
газ. Сферическое гало этих галактик
образовано преимущественно темным, несветящимся
веществом (подробнее об этом см. ниже).
Структура спиральных галактик хорошо
видна на фотографиях, приведенных на рис. 1 и
2. На рис. 1 изображена галактика, в диске
которой прекрасно выделяются спиральные ветви,
а на рис. 2 диск наблюдается "с ребра", так что
ветвей не видно. Зато в последнем случае хо-

268
АСТРОФИЗИКА
Как показали исследования последних лет,
эти характеристики оказываются прямо или
косвенно связанными с динамическими
свойствами звезд и газа, что является ключевым
моментом в их изучении.
Рис. 1. Многорукавная спиральная галактика М 101 в
созвездии Большой Медведицы. Светлые пятна в
спиральных ветвях — области активного звездообразования
рошо выделяются оба звездных компонента
галактики — диск и сферическая составляющая,
яркая центральная часть которой видна как
вздутие диска. Ее обычно называют балджем
(от англ. bulge — вздутие). На фотографии
прекрасно заметна и темная полоса вдоль диска —
так выглядит непрозрачный слой межзвездной
среды (непрозрачность эта обусловлена пылью,
которая всегда сопровождает прозрачный
межзвездный газ).
Основные наблюдаемые особенности
галактик определяются их физическими
характеристиками, наиболее важные из которых
следующие: 1) скорости вращения и относительные
массы дискового и сферического компонентов;
2) интенсивность происходящего
звездообразования на единицу светимости галактики или
на единицу массы газа в ее диске; 3) характер
активности галактического ядра и выделяемая
им энергия.
Рис. 2. Спиральная галактика М 104 в созвездии Девы,
диск которой наблюдается "с ребра"
Движение звезд, газа и присутствие
невидимого вещества
Первые астрофизические наблюдения
галактик с использованием "классического"
физического прибора — щелевого
спектрографа — были проведены еще в 1917—
1918 годах, то есть еще до того, как была
окончательно установлена их природа.
Результатом этих наблюдений было открытие
вращения внутренних областей спиральных
галактик, вернее, содержащегося в них газа,
дающего линейчатый спектр. Сейчас мы знаем,
что свечение газа в оптических эмиссионных
линиях связано с горячими звездами,
ультрафиолетовое излучение которых заставляет
газ флюоресцировать, но в те далекие годы
даже сама идея о внегалактической природе
наблюдаемых объектов многим представлялась
сомнительной. Лишь много позднее, с
появлением нового поколения наблюдательной техники,
были измерены скорости движения не только
газа, но и совокупности звезд (по их спектру
поглощения), а вращение газа прослежено до
очень больших расстояний от центра, во многих
случаях превышающих оптический размер
галактики. Но способ измерения скоростей
движения остался тем же самым: он основан на
эффекте Доплера, хорошо известном в физике.
Для измерения скоростей движения звезд и
газа в галактиках используют как
спектрографы различных конструкций, так и оптические
интерференционные приборы, позволяющие
одновременно получить информацию о
скоростях движения во многих тысячах точек
галактики. Для этого совсем не обязательно
измерять скорости индивидуальных звезд или
облаков газа — это возможно только для самых
близких галактик. Обычно приходится
исследовать спектр интегрального излучения, который
складывается из спектров большого количества
индивидуальных источников, неразличимых по
отдельности.
Скорости газа, в отличие от звезд, оказалось
возможным измерять не только в оптическом
диапазоне спектра, но и совершенно
независимым путем, по радиоизлучению. Чаще
всего для этого используются наблюдения в
радиодиапазоне самого распространенного газа
в природе — нейтрального водорода на частоте
1420 МГц (длина волны без учета эффекта
Доплера — 21 см), а также по линиям молекул
СО в миллиметровом диапазоне радиоволн.
Наблюдения как нашей, так и других
галактик показали, что характер движения
звезд и газа не одинаков, и это очень важно

ФИЗИКА ГАЛАКТИК И ГАЛАКТИЧЕСКИХ ЯДЕР
269
для понимания тех физических процессов,
которые определяют наблюдаемое многообразие
свойств галактик. Оказалось, что газ вращается
быстрее, чем старые звезды. Если
характерные скорости вращения газа в галактиках
составляют 150-300 км/с (рекорд скорости —
500 км/с — держится уже длительное время,
но это исключительный случай), то звезды
в сферических системах всегда медленно
вращающиеся. Балджи S-галактик, состоящие
из старых звезд, вращаются в два-три раза
медленнее, чем диски, а у звезд Е-галактик
скорость вращения совсем низкая и обычно не
превышает нескольких десятков км/с. Таким
образом, Е-галактики — это системы с низким
угловым моментом (моментом вращения). Они
состоят из звезд, летящих по всем
направлениям примерно с одинаковыми скоростями.
Миллиарды звезд, двигающихся по
всевозможным орбитам в галактике, можно
рассматривать как совокупность частиц, образующих
своего рода звездный газ. Его свойства во
многом близки к свойствам обычного газа, к
нему приложимы такие понятия, как плотность,
концентрация частиц, давление и даже
температура: аналогом температуры обычного газа
здесь является средняя энергия
неупорядоченного движения звезд.
Звездный газ — это среда особого рода.
Если в обычном газе быстро устанавливается
определенная температура за счет
непрерывных столкновений и обмена импульсами
между отдельными частицами — молекулами
или атомами, то в случае звезд ситуация
иная: они разделены такими расстояниями,
что не только не сталкиваются друг с другом,
но даже редко сближаются настолько, чтобы
изменились их энергии или скорости. Такая
среда называется бесстолкновительной. Все
взаимодействия между частицами звездного
газа происходят на расстоянии, через их
гравитационные поля. Поэтому часто
распределение звезд по скоростям довольно сильно
отличается от того, какое должно быть в
изотермическом газе (в последнем случае оно
называется максвелловским). Но, как
оказалось, при некоторых условиях обмен
импульсами все же может происходить достаточно
быстро, особенно в динамически холодных
системах. Например, во вращающемся диске,
образуемом бесстолкновительным звездным
газом, могут даже распространяться волны
сжатия и разрежения, наподобие звуковых.
Этот парадокс связан с тем, что отдельно взятая
звезда реагирует больше не на гравитационные
поля своих близких соседей, а на поле всей
совокупности звезд, образующих галактику.
Иными словами, галактика в целом ведет
себя как единая система, где все частицы
взаимосвязаны силами тяготения. Процессы,
происходящие благодаря такому единению,
называют коллективными процессами.
Исходя из наблюдений, можно заключить,
что звездный газ, образующий эллиптические
галактики и сферические подсистемы
спиральных галактик, является динамически
"горячим": звезды быстро движутся по
всевозможным направлениям, так что среднее различие
между скоростями пространственно близких
звезд (дисперсия скоростей) составляет для них
сотни км/с. Для дисков ситуация иная: старые
звезды, составляющие их основную массу,
представляют собой значительно более
"холодную" систему (дисперсия скоростей обычно 50-
100 км/с), но зато с более быстрым вращением.
Но самая низкая динамическая температура
наблюдается у совокупности газовых облаков в
диске галактики и у молодых звезд, которые из
этих облаков образуются, и поэтому сохраняют
те же особенности движения. Дисперсия их
скоростей в большинстве наблюдаемых галактик
близка к 10 км/с, что в 15-30 раз меньше, чем
скорость вращения вокруг центра.
Причина такого различия кроется в
неодинаковых свойствах звездных и газовых
"частиц". Более десяти миллиардов лет назад,
когда галактики только формировались, первыми
образовались именно сферические компоненты.
Звезды возникли из газа, заполнявшего весь
объем галактики, либо родились в более мелких
системах, которые гравитация собрала вместе
и перемешала (возможны оба варианта) — в
галактике появилось много звезд на вытянутых
орбитах с большими радиальными скоростями.
Эта особенность движений звезд сферической
составляющей сохранилась до наших дней.
Молодая формирующаяся галактика
содержит много газа. В отличие от звезд,
образующих бесстолкновительную систему, газовые
облака неупруго сталкиваются друг с
другом, часть энергии при каждом столкновении
переходит в тепло и уходит из галактики в
виде электромагнитного излучения. Поэтому
систему газовых облаков называют столкнови-
тельной и диссипативной (то есть теряющей
свою энергию). Полная энергия газа
(кинетическая + потенциальная) стремится стать
как можно меньше. Однако момент вращения
сохраняется и при потере энергии, и поэтому
облака не могут затормозить своего вращения
вокруг центра галактики. Теряя энергию, они
приближаются к центру, увеличивая скорость
вращения и "округляя" при этом свои орбиты.
Теряется энергия лишь хаотических движений
(их суммарный момент вращения равен нулю).
По мере уменьшения полной энергии газ
стремится образовать такой вращающийся
диск, который будет динамически холодным
(беспорядочные скорости малы), так что его
кинетическая энергия окажется заключенной в
основном во вращательном движении. Поэтому
одновременно с формированием сферической
составляющей галактики в ней рождался и
уплотнялся газовый диск. Газ постепенно
переходил в звезды. Таким путем возникли

270
АСТРОФИЗИКА
галактические диски, в которых траектории
движения звезд и газа несильно отличаются от
окружностей.
То, что движение облаков газа и молодых
звезд происходит почти по окружностям,
позволяет получить из спектральных наблюдений
зависимость скорости кругового вращения от
расстояния до центра галактики. Кривая,
графически выражающая эту зависимость,
называется кривой вращения галактики. Скорость
вращения на данном радиусе характеризует
массу галактики в пределах этого радиуса,
а общая форма кривой отражает
особенности распределения массы, крупномасштабную
структуру галактики.
Кривые вращения получены для
нескольких сотен галактик. Первые кривые вращения
были достаточно короткими и описывали
вращение лишь внутренних областей галактик; это
связано с тем, что спектры регистрировались
фотографически и чувствительности
фотоэмульсии не хватало для регистрации слабых
спектральных линий на большом расстоянии
от центра. Использование фотоэлектрических
усилителей яркости (электронно-оптических
преобразователей), а позднее —
полупроводниковых матричных детекторов позволило
повысить точность измерений и довести кривые
вращения почти до оптической границы диска.
Радионаблюдения нейтрального водорода в
галактических дисках продвинули кривые еще
дальше. Особенную ценность представляют
галактики, содержащие много газа: скорость
вращения для некоторых из них удалось
проследить до расстояния, в несколько раз
превышающего оптический радиус, на котором
еще наблюдается звездное свечение.
Оптические и радионаблюдения удачно
дополняют друг друга: в радиолинии 21 см
галактика выглядит "нерезкой", поэтому
скорости внутренних областей галактик точнее
измерять по оптическим наблюдениям, а
вращение внешних областей из-за их низкой
яркости, наоборот, надежнее определять по
радиоданным.
Примером такой галактики, где совместные
радио- и оптические наблюдения привели к
измерению скоростей вращения газа на очень
большом интервале расстояний R от ядра,
является спиральная галактика NGC 157,
кривая вращения которой приведена на рис. 3.
Вращение газового диска галактики
прослеживается почти до 50 кпк от центра, в то время
как следы оптического диска практически
исчезают на расстоянии 15 кпк. Оптические
наблюдения осуществлялись с помощью
интерферометра Фабри-Перо на крупнейшем в
России телескопе — б-метровом рефлекторе
Специальной астрофизической обсерватории
РАН, а наблюдения в радиолинии
водорода — на радиоинтерферометре VLA в США.
Отдельные кривые показывают составляющие
кривой вращения, обусловленные балджем,
диском, межзвездным газом и темным гало (о
нем речь пойдет ниже). Они характеризуют
вклад каждого компонента в гравитационный
потенциал галактики на данном расстоянии от
центра.
Анализ кривых вращения и распределения
наблюдаемой яркости внутри галактик,
полученных только по оптическим спектрам, привел
исследователей к выводу, что в галактиках
всех типов, кроме эллиптических, звездный
диск не только по светимости, но и по массе
в большинстве случаев превосходит
сферическую звездную составляющую. Но первые
же кривые вращения, построенные с учетом
радионаблюдений, которые начали получать
еще в 60-х годах, преподнесли астрономам
сюрприз: масса сферической составляющей,
возможно, совсем не такая маленькая, какой ее
обычно полагали.
Скорость вращения, км/с
240
210
1gQ Модельная кривая вращения
150
Звездный диск
120
Темное
60 гало
Газ
30
Балдж
О 10 20 30 40
Расстояние от центра, кпк
Рис. 3. Наблюдаемая кривая вращения спиральной
галактики NGC 157 и результаты ее моделирования
(разделения на компоненты). Светлые кружки — оптические
наблюдения, звездочки — радионаблюдения в линии
нейтрального водорода. Вклад темного гало становится
преобладающим только на очень больших расстояниях от
центра. Оптический радиус галактики менее 15 кпк
Если считать, что вся масса в галактиках
заключена в их звездных компонентах, то
скорость вращения на периферии галактики
должна уменьшаться с увеличением
расстояния от ее центра. Но оказалось, что чаще всего
этого не происходит: скорость вращения, как
правило, держится примерно на постоянном
уровне даже там, где уже не видно никаких
следов присутствия звезд. Это несоответствие
только обострилось, когда в 80-х годах до
внешних областей галактик "дотянулись" и
оптические кривые вращения: они во
многих случаях также оказались "плоскими". У
неправильных галактик на тех расстояниях,
где звездное свечение уже кончается, скорость
вращения не только не уменьшается, но, как
правило, продолжает возрастать с расстоянием
от центра.

ФИЗИКА ГАЛАКТИК И ГАЛАКТИЧЕСКИХ ЯДЕР
271
Несколькими группами исследователей
независимо была обоснована идея, что,
помимо балджа и диска вместе с находящимся в них
наблюдаемым газом, в галактиках
присутствуют большие массы несветящегося вещества,
составляющего, по-видимому, очень
протяженный сферический компонент, плотность
которого выше плотности звездных
компонентов на большом расстоянии от центра. Эта
невидимая среда получила название темного
гало (или "скрытой массы"). Хотя ситуация не
одинакова в различных галактиках, невидимое
вещество даже в спиральных галактиках, не
говоря о неправильных, в большинстве случаев по
крайней мере удваивает полную массу в
границах звездного диска и продолжает увеличивать
ее за видимыми границами галактики.
Заметим, что галактика NGC 157, кривая вращения
которой приведена на рис. 3, представляет
собой нетипичный случай: в области оптического
диска (до 13-15 кпк) вклад гало незначителен,
поэтому в подобных случаях скорость
вращения за пределами оптического диска падает.
Однако, как видно из приведенной кривой, на
больших расстояниях от центра она все же
не стремится к нулю, а держится на уровне
примерно 100 км/с, свидетельствуя о наличии
темного гало и в этой галактике, только более
скромного по массе и более протяженного, чем
в большинстве других.
Вывод о присутствии темного вещества
был сделан и для Е-галактик. В них не
наблюдается протяженных газовых дисков, но
массу этих галактик можно оценить иначе, чем
у спиральных. Внеатмосферные наблюдения
в рентгеновской области спектра привели к
открытию очень горячего газа в самих
галактиках и в их непосредственном окружении.
Этот газ удерживается гравитационным полем
галактики, поэтому измерение температуры и
размера заполняемой им области позволяет
вычислить требуемую для этого массу галактики.
Результат оказался тем же, что и для галактик
других типов: если во внутренней области
по массе преобладает звездное население, то
начиная с некоторого расстояния масса уже
определяется невидимым веществом.
Вывод о существовании больших масс
невидимого вещества в галактиках кажется
настолько вызывающим, что время от времени
в научной литературе появляются работы,
где предлагается "избавиться" от него ценой
модификации фундаментальных законов
физики. Вряд ли есть необходимость в таком
подходе, поскольку существуют независимые
свидетельства наличия большого количества
материи во Вселенной, ненаблюдаемой
непосредственно (например, из оценок
распространенности химических элементов тяжелее
водорода на базе космологической теории горячей
Вселенной, или из сравнения оценок средней
плотности вещества Вселенной, найденных по
скорости ее расширения, и по числу галактик в
единице объема).
Для объяснения природы темного гало в
галактиках используют два подхода. Согласно
первому, невидимая масса связана с большим
количеством холодных тел, состоящих из
обычных атомов. Они не излучают
электромагнитных волн, и единственная возможность их
обнаружить — по гравитационному влиянию на
другие тела или на излучение. Это, например,
тела, промежуточные по массе между звездами
и планетами, а также многочисленные плотные
и холодные молекулярные облачка, которые
движутся подобно звездам, но их нельзя
обнаружить стандартными методами из-за низкой
температуры. Определенную долю "скрытой"
массы могут составлять и компактные остатки
давно закончивших свое развитие и "погасших"
звезд.
Самый перспективный путь обнаружения
невидимых объектов в нашей Галактике
предложил американский астрофизик Богдан
Пачинский. Его идея заключается в выявлении
темных маломассивных тел (с массами, как
у самых маломассивных звезд или у планет),
проектирующихся на области, очень богатые
слабыми звездами (например, на балдж нашей
Галактики, или на ближайшие к нам
галактики — Магеллановы Облака). Когда невидимое
тело, двигаясь в пространстве, случайно
оказывается на одном луче зрения с далекой звездой,
то его гравитационное поле обязательно
должно привести к значительному одноразовому
возрастанию видимой яркости звезды, которое
может наблюдаться в течение нескольких дней
или недель. Этот эффект получил название
гравитационного микролинзирования. Для того
чтобы зафиксировать эти редкие явления,
требуются долговременные наблюдения за
миллионами звезд фона на выбранном участке
неба. Такие наблюдения в настоящее время
проводятся несколькими исследовательскими
группами, и ряд ожидаемых событий уже
зафиксирован, но результаты пока слишком
малочисленны для уверенных выводов о том,
какая доля массы невидимого гало приходится
на темные объекты.
Второй подход связывает невидимую массу,
преобладающую в окрестностях галактик, со
сплошной средой, которая состоит не из атомов,
а из элементарных частиц с ненулевой массой
покоя, слабо взаимодействующих с обычным
веществом через другие силы, помимо
гравитационных. Физика элементарных частиц и
космология предлагают несколько возможных
типов частиц такого рода, на долю которых
могла бы приходится основная масса Вселенной,
но среди предлагавшихся на эту роль частиц
лишь нейтрино известно экспериментаторам.
Проверка этих предположений и поиски
гипотетических частиц — дело будущего.

272
АСТРОФИЗИКА
Движение газа и звездообразование
Самым важным физическим процессом,
определяющим основные наблюдаемые
свойства галактики, является образование звезд из
межзвездного газа. Это сложный,
многоступенчатый процесс, исследование которого — одна
из важнейших задач, решаемая
внегалактической астрономией.
Рождение звезд происходит почти
исключительно в дисках галактик. Газ, оставшийся
когда-то давно после образования основной
массы звездного диска, перемешался с
течением времени с тем газом, который постоянно
сбрасывают с себя стареющие звезды, дожил
до нашей эпохи и продолжает производить
новые поколения молодых звезд, хотя и не так
интенсивно, как миллиарды лет назад. Полная
масса этого межзвездного газа в таких
галактиках, как наша, обычно составляет несколько
миллиардов масс Солнца. Он вращается вокруг
центра галактики, находясь вблизи плоскости
симметрии звездного диска, где образует
сравнительно тонкий слой толщиной в несколько
сотен световых лет. Именно в этом слое и
возникают массивные газовые конденсации,
внутри которых газ постепенно сгущается
в сравнительно небольшие и плотные
молекулярные облака, а они уже дают начало
звездам и молодым звездным группировкам.
В S-галактиках самые крупные по размеру
области, где концентрируется газ и связанные
с ним очаги звездообразования, располагаются
длинными неровными цепочками, которые
придают клочковатый вид спиральным ветвям.
Размер протяженных областей, в которых
концентрируются молодые звезды и звездные
скопления, примерно одинаков в самых
различных галактиках — несколько сотен парсек.
Советский астроном Ю.Н. Ефремов,
доказавший существование ячеек звездообразования
такого размера в нашей и соседних с ней
галактиках, дал им название молодых звездных
комплексов. В спиральной галактике их может
быть несколько десятков. Радионаблюдения
показали, что этим комплексам соответствуют
гигантские облака газа ("сверхоблака"), очень
неоднородные по структуре. Именно в них
появляются условия для зарождения звезд. Но
как возникают они сами? Только гравитация
может представлять силу, способную собрать
большие массы газа. Ключ к пониманию того,
как это может происходить, дало сравнение
темпов звездообразования в различных
областях галактик.
Галактики очень сильно отличаются друг от
друга по интенсивности происходящего в них
звездообразования. Но количественно сравнить
темпы образования звезд в них—задача
непростая, поскольку, за исключением ближайших
галактик, молодые звезды не видны по
отдельности из-за большого расстояния. Обычно
используются три наиболее надежных признака,
характеризующих активность
звездообразования: 1) цвет галактики (молодые массивные
звезды делают его более голубым); 2) яркость
свечения газа в оптических спектральных
линиях, которое возникает при облучении
газа ультрафиолетовым светом молодых звезд;
3) мощное излучение "теплой" межзвездной
пыли. Пыль здесь играет роль
преобразователя световой энергии: она поглощает свет
молодых звезд, расположенных в областях с
высокой плотностью межзвездной среды, и
переизлучает захваченную энергию в далекой
инфракрасной области спектра (в основном в
спектральном диапазоне 50-500 мкм), а это
излучение регистрируется методами
внеатмосферных наблюдений. Модельные
количественные оценки, основанные на этих
критериях, показывают, что в таких галактиках, как
наша, современные темпы звездообразования
не особенно впечатляющи — за период в
миллион лет в среднем образуются молодые
звезды с суммарной массой 5-10 миллионов
масс Солнца. Это достаточно типичная цифра
для галактик. В среднем (только в среднем!), чем
больше газа содержится в диске, тем
интенсивнее звездообразование, так что если разделить
массу рождающихся в единицу времени звезд
на массу межзвездного газа, то полученная
величина не будет сильно зависеть от размера
галактики или количества газа в ней и составит
для большинства галактик несколько масс
Солнца в год в расчете на десять миллиардов
солнечных масс газа. Это отношение темпов
звездообразования к массе газа, участвующего
в нем, называют эффективностью образования
звезд (ЭОЗ). Чем выше ЭОЗ, тем благоприятнее
условия для звездообразования и тем быстрее
галактика истощит свои запасы межзвездного
газа — он будет переходить в звезды, пока
его плотность не станет чрезвычайно низкой.
Поэтому в галактиках, сохранивших много газа
(например, в Ir-галактиках, где газ составляет
иногда 30-50 % от массы диска), ЭОЗ должна
быть сравнительно низкой.
Чем же обусловлена величина ЭОЗ?
Первый физический механизм, приводящий к
увеличению ЭОЗ, связан с наличием спиральных
ветвей в галактиках. Механизм возникновения
спирального узора, причина его долгоживуче-
сти, характер взаимодействия с газом остаются
важнейшими и далеко еще не решенными
проблемами физики галактик, несмотря на
активную работу теоретиков и наблюдателей
в этой области. Рассмотрим подробнее, что
кроется за видимой картиной спиралей.
Вернемся к кривым вращения спиральных
галактик. Точки, полученные по измерениям
скоростей, никогда не лежат точно на гладкой
кривой, "отскакивая" то в одну, то в другую
сторону от нее. Для этого может быть три
причины: 1) ошибки наблюдений; 2) существование
локальных нарушений кругового движения
газа, связанных, например, с мощными областями

ФИЗИКА ГАЛАКТИК И ГАЛАКТИЧЕСКИХ ЯДЕР
273
звездообразования, где излучение молодых
звезд способно передать межзвездному газу
большую энергию; 3) наиболее интересная:
на круговое движение газа
накладываются систематические волнообразные движения,
связанные с его упорядоченными
колебаниями в диске. Газовые облака осциллируют
(по всем трем координатам) относительно
положения равновесия на круговой орбите с
амплитудой, иногда достигающей нескольких
десятков км/с. Эти осцилляции газа не всегда
можно выявить по кривым вращения, здесь
требуется подробный математический анализ
измерения скоростей газа в тысячах точек
на диске галактики. Современная техника
позволяет провести такие исследования и
выявить систематические отклонения от чисто
кругового движения методом фурье-анализа.
Колебания скоростей газа связаны с тем, что
по вращающемуся диску большинства
галактик распространяются волны уплотнения или
спиральные волны плотности (линии равных
фаз этих колебаний имеют вид спиралей). Они
обегают диск за несколько сотен миллионов лет
с постоянной угловой скоростью. По-видимому,
единого механизма возбуждения таких
колебаний нет. Среди возможных рассматриваются и
гравитационные, и газодинамические
неустойчивости вращающегося диска, и
гравитационное воздействие на газ и звезды со стороны
вытянутого звездного уплотнения
(называемой перемычкой), нередко наблюдаемого во
внутренних областях S-галактик, и, наконец,
влияние близких галактик, возбуждающих
своим гравитационным полем волны в диске.
Все они в состоянии вызвать образование
спиральных волн плотности. Именно эти волны
ответственны за появление длинных
упорядоченных спиральных ветвей галактик, таких
красивых на фотографиях.
Волны непрерывно "прокатываются" как по
газовому, так и по звездному диску, но из-за
того, что звездный газ — это динамически более
горячая среда, амплитуда колебаний плотности
звездного диска редко бывает высокой. Иное
дело межзвездный газ: благодаря свойствам
диссипативности его отклик на волну сжатия
может быть очень сильным. Газ в спиральной
волне сжимается, часто наблюдаются признаки
ударной волны там, где волна плотности
достаточно сильная. Как показывают
теоретические расчеты, при сжатии газа вслед за
его кратковременным нагревом наступает фаза
охлаждения, так как с возрастанием плотности
газа растет и его способность терять тепловую
энергию, которая уносится излучением. Все это
приводит к активизации образования холодных
газовых облаков и их комплексов, и в конечном
счете к возникновению очагов
звездообразования, обычно наблюдаемых вдоль спиральных
ветвей.
Другой механизм, стимулирующий
звездообразование, — это гравитационная
неустойчивость газового диска, возникающая когда
средняя плотность газа на данном расстоянии
от центра достигает определенной критической
величины. Рост неустойчивости приводит к
появлению крупномасштабных конденсаций в
диске (сверхоблаков), характерные расстояния
между которыми составляют 1-3 кпк. Один из
авторов этой идеи американский астрофизик
Р. Кенникатт первым показал, что темпы
звездообразования в галактиках становятся
очень низкими именно там, где плотность
опускается ниже критического значения для
гравитационной устойчивости. Этот порог
плотности определяется теоретически, он зависит
прежде всего от угловой скорости вращения
газового диска и ее производной по радиусу.
Следовательно, и в данном случае кинематика
газа в галактике играет ключевую роль.
Еще один механизм, способствующий
более интенсивному звездообразованию, также
связанный с движением газа, был
обнаружен при изучении взаимодействия близких
галактик (термин "взаимодействующие
галактики" был предложен советским астрономом
Б.А. Воронцовым-Вельяминовым, первым
начавшим систематическое исследование
галактик в парах или тесных группах с заметными
искажениями формы). Если галактики в своем
движении подходят близко друг к другу,
то они могут испытывать сильное взаимное
гравитационное воздействие на расстоянии,
еще не соприкасаясь, а при очень близком
прохождении или при взаимном
проникновении оно становится особенно сильным. В этом
случае галактики могут даже слиться друг
с другом за несколько сотен миллионов лет,
отдав звездному газу избыток энергии своего
относительного движения (как происходит
такой процесс, наглядно показали численные
эксперименты). Влияние гравитационного поля
соседней галактики приводит к изменению
орбит звезд, но особенно сильно на внешнее
воздействие реагирует газ в силу того, что
он образует наиболее динамически "холодную"
систему. Происходит своего рода
перемешивание орбит облаков, резко возрастает частота их
столкновений, увеличиваются потери тепловой
энергии газа. В итоге, как и в спиральных
волнах плотности, ускоряется образование
холодных массивных облаков, из вещества
которых рождаются звезды. По этой
причине многие взаимодействующие галактики
отличаются удивительно высокими темпами
звездообразования: ЭОЗ в них может более чем
вдесятеро выше среднего уровня (в рекордных
случаях, при слиянии галактик, в сотни раз).
Активность ядер галактик
Не менее интересно другое следствие
взаимодействия галактик. При наличии внешней
силы газ уже не сохраняет своего
момента вращения. Происходит перераспределение

274
АСТРОФИЗИКА
моментов, а следовательно, и орбит газовых
облаков в галактике, в результате чего часть
газа может навсегда покинуть галактику, а
часть, наоборот, приблизиться к центру. Как
показывают теоретические расчеты, движение
газа во внутренней области галактики
становится таким, что при определенных условиях
приводит к удивительным последствиям:
крошечная область в центре галактики, ее активное
ядро, становится источником фантастического
количества энергии — в некоторых случаях
превышающего 1036 Вт (для сравнения: полная
мощность излучения Солнца во всех
диапазонах спектра составляет всего 4 • 1026 Вт). У
наиболее активных ядер (квазаров) мощность
оптического излучения настолько велика, что
требуется специальная техника наблюдений,
чтобы уловить свечение звездной
"материнской" галактики вокруг более яркого источника.
Механизм формирования активных ядер до
сих пор не очень понятен. Нет общепринятого
объяснения, почему в одних случаях основная
энергия ядра выделяется в виде
оптического и инфракрасного излучения, в других —
в виде радиоволн и потоков релятивистских
частиц (в этом случае галактика называется
радиогалактикой), а в третьих, внешне таких
же галактиках активность ядра остается очень
слабой (к последним относится и наша
Галактика).
Из спектральных наблюдений ядер было
извлечено много информации о них.
Исследователи неплохо знают о физическом состоянии
газа в ядре, скоростях его движения,
концентрации атомов и электронов, химическом
составе, о механизмах излучения непрерывного
спектра и эмиссионных линий и т. д., но это
не дало прямого ответа на главный вопрос —
каков источник энергии ядра и что заставляет
"включиться" его активность.
Характерной особенностью излучения
активных ядер галактик является их высокая
мощность и переменность, происходящая на
самых различных масштабах времени — от
нескольких десятков часов до нескольких лет
(в рентгеновском диапазоне спектра — вплоть
до нескольких минут). Она свидетельствует
о чрезвычайной компактности источника
излучения, так как в противном случае из-
за конечности скорости света излучение от
различных частей источника приходило бы
не одновременно, что замывало бы колебания
блеска. Размер центрального объекта вряд
ли намного превосходит размер Солнечной
системы, так что в масштабах галактики он
выглядит исчезающе малой точкой, но именно
в нем зарождается чудовищная энергия, выход
которой невозможно объяснить никакими
ядерными реакциями.
Единственный источник энергии,
известный в физике, который мог бы долгое время
"работать" с требуемой эффективностью в ядре, —
это выделение (и преобразование в другие
формы) гравитационной энергии газа,
падающего в область пространства, называемую
массивной черной дырой. Свободно падающее
на нее вещество разгоняется в окрестности
"дыры" до околосветовых скоростей и
закручивается вокруг нее в плотный и чрезвычайно
горячий диск (аккреционный диск). Его размер
должен быть сопоставим с размером Солнечной
системы. Энергия этого "волчка" и служит
резервуаром энергии активного ядра. Именно
в нем, а не в самой черной дыре рождаются
мощные потоки коротковолнового излучения и
происходит ускорение протонов и электронов
до очень высоких энергий.
Черная дыра может быть образована
большой массой вещества, скопившейся в самом
центре галактики (то есть в области с самой
низкой потенциальной энергией) миллиарды лет
назад. Для того чтобы объяснить наблюдаемую
активность ядер, масса черной дыры должна
составлять сотни миллионов и миллиарды
масс Солнца, но для "пробуждения" ядра к
активности требуется топливо. Необходимо,
чтобы и после образования этого компактного
объекта вещество продолжало "опускаться" к
самому центру галактики, падая на "дыру".
Для этого должен существовать механизм,
"сбрасывающий" облака с круговых орбит,
отбирая у них момент вращения.
Во внутренней области галактик должно
накопиться достаточное количество газа.
Действие приливных сил приводит к тому, что
часть газа быстро "сползает" к ядру, образуя
ядерный диск размерами в десятки или сотни
парсек. Такие диски наблюдаются во многих
галактиках. Дальнейшее продвижение к черной
дыре должно быть связано уже с процессами в
этом диске и обусловлено, как предполагают,
гравитационной неустойчивостью последнего,
когда его плотность становится достаточно
высокой.
Наблюдения показывают, что среди
галактик с активными ядрами повышена доля
объектов, имеющих близких соседей, а в наиболее
активных галактиках практически всегда
наблюдаются признаки сильного взаимодействия
или даже слияния с другими системами в не
очень далеком прошлом. Об этом говорят
особенности их внешнего вида, характерные для
взаимодействующих галактик, а также
"возмущенные", некруговые скорости межзвездного
газа.
Но не все взаимодействующие системы
обладают активными ядрами (хотя бы потому,
что и количество газа, способного упасть на
центр, и масса черных дыр у них может быть
различна), как и не все галактики с активными
ядрами взаимодействующие: ядерный диск
может возникнуть и другими путями, например из
газа с малым моментом вращения, падающего
на галактику извне.
Теоретически рассматриваются различные
физические схемы, объясняющие попадание

ФИЗИКА ГАЛАКТИК И ГАЛАКТИЧЕСКИХ ЯДЕР
275
газа в окрестность черной дыры. Помимо
упомянутых, есть и такая экзотичная, но
правдоподобная схема, где вещество доставляется
к самому центру обычными звездами, которые
из-за большой вытянутости орбит при своем
движении в галактике подходят на опасно
близкое расстояние к черной дыре и
разрушаются приливными силами ее гравитационного
поля. Для объяснения высокой энергетической
активности ядра достаточно, чтобы каким-
либо путем к черной дыре устремлялось и
исчезало в ее окрестности в среднем около
одной солнечной массы вещества ежегодно.
Прямое подтверждение присутствия
массивной черной дыры в галактике могут дать
измерения скоростей движения звезд или газа в
ее центральном районе. Чем ближе к черной
дыре, тем быстрее они должны двигаться. Получив
оценки скоростей вращения газа или дисперсии
скоростей звезд на расстоянии в несколько
десятков парсек от центра галактики, с помощью
методов математического моделирования
можно грубо оценить массу, заключенную внутри
этого радиуса. И если найденная масса
окажется значительно больше, чем масса видимых
звезд в этой же области (ее можно оценить по
яркости ядра), то появляются все основания
считать, что обнаружено гравитационное поле
невидимого массивного тела в центре, и можно
обоснованно предположить, что в ядре
галактики — черная дыра.
Аппаратурные возможности таких
измерений появились недавно. Программы по поискам
черных дыр в ядрах галактик наиболее
активно проводятся на космическом телескопе
им. Э. Хаббла, работающем на высокой
околоземной орбите, и на канадско-французском
телескопе на Гавайских островах, где
установлен спектрограф, позволяющий при хороших
атмосферных условиях надежно измерять
скорости звезд в областях с размером менее одной
угловой секунды. В некоторых случаях
(спиральная галактика NGC 4258) черную дыру
удается "нащупать" не в оптических лучах,
а с помощью радиоинтерферометра, измеряя
скорости газа по наблюдениям очень узких
радиолиний.
На начало 2000 года количество галактик,
где измерения скоростей позволяют говорить
о наличии черных дыр, составляет более
десятка. Среди них как спиральные, так и
эллиптические системы, как галактики с высокой
активностью ядра (радиогалактика М 87), так и
с очень низкой (туманность Андромеды).
Массы черных дыр оказались примерно такими, как
и ожидалось — от нескольких миллионов масс
Солнца (наша Галактика) до нескольких
миллиардов (М 87). На рис. 4 приведено изображение
галактики М 87.
Группа исследователей из США и Канады
под руководством Д. Ричстоуна, занимающаяся
измерениями скоростей звезд в самом
центре галактик, на основании всех имеющихся
результатов пришла к выводу о том, что
черные дыры присутствуют в ядрах почти
всех галактик, хотя их не всегда можно
обнаружить, поскольку их масса различна и
примерно пропорциональна массе галактики в
целом (для спиральных галактик вместо полной
массы надо брать массу звездного балджа как
Рис. 4. Ядерная часть радиогалактики М 87 по
наблюдениям с космического телескопа им. Э. Хаббла (НАСА,
США). Длинный выброс вещества (джет) из яркого ядра
галактики — одно из проявлений его активности. Во
врезке — увеличенное изображение ядра, где хорошо
виден газовый околоядерный диск, структура которого
напоминает спиральные ветви. Центральная, наиболее
светлая часть диска, имеет размер несколько десятков
парсек. Измерения скорости ее вращения (550 км/с)
подтвердили существование массивной черной дыры в
центре
наиболее медленно вращающегося
компонента). Если это предположение подтвердится, то
оно будет означать, что образование черных
дыр тесно связано с формированием звездных
компонентов галактики.
Заключение
Наблюдаемые различия между
галактиками, так же как и характер тех физических
процессов, которые определяют их свойства,
оказываются очень тесно связанными с
динамическими свойствами звезд и газа. Изучение
сложного характера их движений в общем
гравитационном поле в сочетании с физической
теорией позволяет понять, что происходит в
галактиках. Прогресс связан прежде всего с
новыми возможностями наблюдений, с новыми
методами, с повышением точности оценок.
Именно здесь следует ожидать прорывов к
новым результатам.
Литература
1. Агекян Т.А. Звезды, галактики,
Метагалактика. М.: Наука, 1982.
2. Гинзбург В.Л. О физике и астрофизике.
М.: Наука, 1985.
3. Марочник Л.С.у Сучков А.А. Галактика.
М.: Наука, 1984.
4. Чернин А.Д. Вращение галактик. Сер. Космос,
астрономия. М.: Знание, 1990. № 3.

предметный указатель
Z
Z-пинч, 52, 54-56
а
а-распад,47, 49
а-частица, 47, 49
Р
Р-распад, 9,10, 47, 58
Y
у-излучение, 47, 76
у-квант (гамма-квант), 23, 29, 43, 52, 69, 74, 75,
94,97,111,118,190,192,194
у-распад, 10
А
Адрон, 14,15, 21, 34, 75
Аккреция, 115,121,126,135,138,173-176, 205-
208, 210, 212, 214, 215, 221, 229, 231, 233
• плазмы, 176
Аксион, 105, 241
Активность солнечная, 146, 157, 159-162, 164,
166,167,186,187,195,196
Аннигиляция, 113,114
Античастица, 265
Асимметрия Вселенной барионная, 257
Астрономия нейтринная, 20
Астрофизика, 101,109,118
Б
Балдж, 175, 244, 268, 271, 275
Барион, 7, 22, 24, 241, 244, 246, 257. 259
Бариосинтез, 257, 258
Барстер,106,174,175, 231, 233
Бозон, 8,10,11,14~17, 23, 24, 35-37, 265
• Хиггса, 105
Большой Взрыв, 8, 9, 14, 19, 24, 27, 90, 109, 110,
241,253,261,266
В
Вакуум, 90,109,179,180,183,184, 222, 227
• фальшивый, 255
• физический, 86, 89
Великое объединение, 12,15,16, 257, 258
Ветвь галактики спиральная, 267, 272, 273
Ветер
• звездный, 154, 206-208, 212-214, 219
• плазменный, 214, 220
• солнечный, 146, 148, 150, 151, 153-158, 160,
195,197
Взаимодействие
• гравитационное, 7,12,16, 87
• сильное, 11,12,14,19, 21-23, 25
• слабое, 10-12,14, 21-23, 25, 35, 90
• электромагнитное, 11,12,14, 23, 35, 90
• электрослабое, 19
Взаимодействующие галактики, 273-275
Вимпс, 105, 241
Возраст
• Вселенной, 262, 266
• Метагалактики, 104
• пульсара, 173
Волны
• альвеновские, 149,150
• гравитационные, 8,16,101, 212, 213
• МГД, 149,150
• магнитогидро динамические, 199
• плотности, спиральные, 273
• спиральные, 273
• ударные, 135,140,146,151-157,172,190,191,
196,197,207,229,273
Вспышка солнечная, 151
Г
Газ
• вырожденный, 214
• звездный, 269
Галактика, 107,108, 240, 242, 267
• гало, 108,113,145, 243, 244, 246, 267, 269
• сейфертовская, 176
Гамма-всплеск, 106,109-114,144,145,184,188,
214
Гелиомагнитосфера, 192,195,196
Гелиосфера, 153,155-157
Гирочастота, 113, 178-180, 182, 184, 214-216,
218,220
Глюон, 11,14,15,17, 37, 39, 86, 89
Горизонт событий, 222-224, 226-228
Гравитон, 8, 9,16
д
Давление отрицательное, 255
Дейтерий, 82,138, 259
Дейтрон, 29, 39, 61
Дефект массы, 39
Джет, 115,117, 210,275
Диаграмма Герцшпрунга-Рессела, 203, 207
Диск аккреционный, 123, 206, 208-210, 212,215,
230,274
Длина волны комптоновская, 253
Дыра корональная, 150
Е
Единица астрономическая, 153,157, 202
/ft
Жесткость
• магнитная, 198
• спектра, 113
3
Зависимость масса-светимость, 204, 240, 241
Закон
• барометрический, 160
• Планка, 179
• Рэлея-Джинса, 181, 216
• расширения Вселенной, 253
• Хаббла, 255, 256, 261, 262, 264
• Юкавы, 35
Законы Кеплера, 36,118,125, 200, 202, 240

ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
277
Заряд цветовой, 34
Звезда
• Вольфа-Райе (WR), 120-122,205-207,211
• взрывная или катаклизматическая
переменная, 175
• вырожденная, 213-215
• двойная, 106,121-123, 200, 205, 245, 246
визуально, 200
спекл-интерферометрическая, 201
спектральная, 201
фотометрическая, 200
• красный сверхгигант, 211
• кратная, 205
• магнитная Ар-, 178,182
• нейтронная, 19,43, 88,101,102,106,109,111,
113,114,120,132,143,145,173-176,178,183,
184,205-209,211-214,220,228,229,231-233,
239,241,242,250
• нейтронная (пульсар), 81, 82
• новая,212
кривая оптического блеска, 174
• переменная, 108, 246
• поляр, 175
• рентгеновская новая, 115,174, 233
• рентгеновский пульсар, 214
• сверхновая, 75, 106, 134, 135, 137, 186, 189,
191,194, 205, 207, 208, 211, 212, 228, 250, 263
остаток, 172,173,207
остаток вспышки, 178, 210
• скорость вращения, 240
Звездный ветер, 120
Зона Фраунгофера, 235
И
Излучение
• гамма-, 109,110,115,117,171,173,175,197
• гравитационное, 173, 250
• магнитотормозное, 178
• реликтовое, 102, ПО, 194, 256, 260, 261, 263,
264,266
• рентгеновское, 115, 117, 171, 175, 178, 182,
183, 205-209, 211, 221, 231, 241
• синхротронное (СИ), 76, 77, 79,102,173,176,
178
• циклотронное, 178-183, 214-216, 219
• Черенкова, 70, 72
• Черенкова-Вавилова, 194
Изотоп, 133-138
Индекс Блиновой, 159,160
Ионосфера, 236-238
К
Карлик
• белый, 87,88,102,109,173,175,178,182-184,
205-207, 212-220,232, 241, 245, 246, 249, 252
• коричневый, 105-107, 241, 242, 244-246
• красный, 212
Квазар, 101,107,115,171,176,222,227,241-243,
251,274
Квант, 7, 30
• рентгеновский, 56, 229
Кварк, 10,11,13-18, 22, 23, 25, 34-39,41, 42, 86,
257,258
Килопарсек, 267
Класс спектральный, 203
Ко л лай дер, 17
Коллапс, 106,114,120, 207, 212, 222, 226, 228
• гравитационный, 8, 9,106
• релятивистский, 229
Колонка аккреционная, 214, 229
Кометный поезд, 140,141,145
Кометозималь, 143,145
Комплексия, 225, 226
Компонента барионная, 245
Конфайнмент, 14,15,18, 39, 258
Космология, 101
Коэффициент потемнения к краю, 121
Кривая вращения галактики, 107, 108, 242, 270
Кривизна гауссова, 248
Криовулканизм,128
Кумулятивная частица, 40-42
Л
Лептон, 14-17,19, 23, 27, 34, 35, 37
Линза
• гравитационная, 106, 107, 238, 239, 241, 242,
245,246,251
• космическая, 234, 239
• плазменная, 237, 239
Линзирование гравитационное, 241, 242
Линии спектра циклотронные, 113
Линия
• аннигиляционная, 115
Лучи
• гамма-, 101,105
• инфракрасные, 101
• космические, 185
аномальная компонента, 158
галактические, 154,157,158,162,167,185,
187,189,192,195
солнечные, 162-164,167,188,192,197
• рентгеновские, 101
М
Масса
• покоя, 13,23,241,264,271
• скрытая, 19,104-106,110, 240,241,244-246,
259,271
Материя темная, 27
Мезон, 7, 40,101,106,192, 265
Местная система, 103
Местное сверхскопление, 103
Метагалактика, 102-104, 262
Метеорит, 118,125,130,133,136-138
Метод триангуляции, 112
Механизм излучения циклотронный, 178
Микролинзирование, 108, 243-246, 252
• гравитационное, 108, 242, 246, 271
Модель
• Великого объединения, 12, 257
• горячей Вселенной, 110
• инфляционная, 110
• стандартная Солнца, 143,168,169
Н
Нейтралино, 105, 241

278
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Нейтрино, 9, 13,14,18-25, 27-33, 35, 36, 75,101,
105, ПО, 143, 166, 168, 192, 228, 241, 250, 258,
271
Неустойчивость
• гравитационная, 273, 274
• конвективная,146
• Рэлея-Тейлора, 53, 55
Нуклеосинтез, 135, 241, 258, 259, 263, 265, 266
Нуклон, 11, 21, 22, 39-42,44, 57, 61, 86, 89, 91, 94,
97
О
Область спектра инфракрасная, 263
Обратный комптон-эффект, 176
Осцилляция квазипериодическая, 221
Очарование, 42
П
Парадокс вириальный, 104
Параллакс, 201,202
Парсек, 267
Переменная
• взрывная, 212
• катаклизматическая, 212
Переменные звезды, 108, 245
Пион, 9
Плазма, 44, 51-56, 63, 64, 66, 81-85, 88, 89, 153,
154, 156, 157, 172, 173, 179-183, 209, 214, 216-
219,225,237,238,265
• бесстолкновительная, 179, 180,184
• кварк-глюонная, 42
Плотность критическая, 104, ПО, 254, 261
Поверхность альвеновская, 174
Подсистема Галактики, 267
Позитрон, 13, 15, 17, 21, 24, 29, 34, 36, 47, 62, 74,
86, 101,105,106,113,114, 191,192, 258, 265
Показатель цвета, 203
Поле
• глюонное, 34, 35
• Хиггса, 15
Полость Роша, 173, 205, 206, 208-210, 212, 213
Поляр, 182, 212
Последовательность главная, 203,205, 207-209,
212
Постоянная
• Больцмана, 24
• Планка, 9, 39, 71, 89, 179, 215, 253, 263
• тонкой структуры, 11,13,15, 72
• Хаббла, 104,105,109
Потемнение к краю, 245
Потециал Юкавы, 11
Пояс радиационный, 128,198
Принцип
• Космологический, 262, 264
• Паули, 228
• эквивалентности, 247, 250
Прозрачность земной атмосферы, 101,102
Происхождение метагалактическое, 145
Протон, 101,155-157,164,173,175,192, 228, 241,
257,258,265
Процесс коллективный, 269
Пульсар, 87-89, 101, 102,106,132,178, 208, 237,
241,249
• радио-, 106
• рентгеновский, 106, 173, 174, 183, 184, 208,
209,228,229,231,233
Р
Равновесие термодинамическое, ПО, 120, 265,
266
Радиопульсар, 143, 173, 208, 212, 213, 228, 231,
232,236
Радиус
• гравитационный, 8, 106, 114, 222, 228, 229,
242, 248, 249
• конуса Эйнштейна, 108, 243
• кривизны Вселенной, 254
• Роша, 143
Распад, 10
Распределение
• Максвелла, 155,182, 269
Рассеяние
• обратное комптоновское, 176
• томсоновское, 184
Расширение
• Вселенной, 254
• хаббловское, 253
Режим бесстолкновительный, 182
С
Сверхновая, 20, 87, 88, 249, 262
Сверхоблако, 273
Сжатие гравитационное, 173, 222, 250
Система
• газовых облаков диссипативная, 269
• звездная двойная, 115, 120-122, 173, 174,
183, 205-215, 222, 229-232
Скейлинг ядерный (суперскейлинг), 41
Скорость
• вращения, 240
• вторая космическая, 101,104,106, ПО, 173
• лучевая, 104,176, 201,203, 208, 211, 229, 230,
232
• света, 8, 9, 13, 23, 28, 37, 62, 64, 65, 72, 76, 77,
93, 106, 109, 115, 178, 179, 194, 210, 214, 243,
248,263
в вакууме, 198
Слабо взаимодействующие массивные (СВМ)
частицы (вимпсы), 105, 240
Смещение
• доплеровское, 229
• красное, 104,107, 113, 248, 252, 253, 262
• параллактическое, 244
Состав изотопный, 130
Спектр
• инфракрасная область ,272
• линейчатый, 268
• планковский, 104
Спин, 8, 17,23,228,241,264
Спиральность, 23
Среда
• бесстолкновительная, 269
• межзвездная, 115,153-158,172,191, 237
Стадия инфляционная, ПО, 241, 255

ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
279
Странность, 22, 25, 42
Суперскейлинг, 42
Сцинтилляции, 235, 236
т
Температура
• Вселенной, 264
• ионная, 149,150
• кинетическая, 179,181
• электронная, 149
• эффективная, 121,122, 206
• яркостная, 150
Тензор Римана, 248
Теорема вириала, 103,104, 240
Токамак, 51, 52
Толщина оптическая, 179,180,182, 217, 218
Точка
• Лагранжа, 212
внутренняя, 205, 206, 208-210, 212, 213
Тритий, 27
Туманность планетарная, 220
У
Уравнение
• состояния вещества, 254, 255, 257, 258
• Фридмана, 254, 255, 266
Ф
Факел, 161
Факел фотосферный, 167
Фактор масштабный, 253-255
Фермион, 14,15, 265
Флуктон, 41,42
Фокусировка гравитационная, 106,107
Форбуш-понижение, 159,162,196,197,199
Формула Планка, ПО
Фотино, 105, 241
Фотон, 7, 11, 13, 14, 30, 35, 58, 69, 86
Функция
• масс, 114,229,230
• распределения максвеловская, 179
ц
Цвет, 39
Ч
Частицы
• СВМ-, 246
• слабо взаимодействующие массивные
(СВМ-частицы), 241
Черная дыра, 8, 101, 106, 107, 109, 111, 114, 115,
117,120,173,175-177,205-208,211-213,222-
233, 239, 241, 242, 249, 274, 275
• горизонт, 106
э
Электрон-вольт, 13, 264
Элемент трансфермиевый, 50, 97
Энтропия, 223-227
Эргосфера, 228
Эффект
• Доплера, 77, ПО, 144, 176, 216, 253, 262, 263,
268
• парниковый, 159,162
• Хокинга, 222, 223, 227
• эллипсоидальности, 208, 230
Эффективное поперечное сечение, 57, 58
Эффективность образования звезд, 272

СОДЕРЖАНИЕ
Физика элементарных частиц 5
И.Л. Бухбипдер. Фундаментальные взаимодействия 7
Л.Б. Окунь. Фундаментальные константы Природы и фундаментальные частицы 13
С.С. Герштейн. Нейтрино и его регистрация 19
Г.Е. Кочаров. Термоядерный котел в недрах солнца и проблема солнечных нейтрино 28
Б.А. Арбузов. Открытие самой тяжелой элементарной частицы 34
Г.А. Лексин. Кварки в ядрах 39
Ю.Э. Пенионжкевич. Физика экзотических ядер 43
Л.И. Рудаков. Термоядерный синтез 51
Л.И. Рудаков. Z-пинч — самостягивающийся разряд 54
Б.А. Арбузов. Подкритический ядерный реактор 57
А.Г. Литвак. На пути к ускорителям заряженных частиц XXI века 62
СП. Денисов. Излучение сверхсветовых частиц (эффект Черенкова) 69
В.В. Михайлин. Синхротронное излучение 76
А.С. Кингсеп. Физические свойства плазмы 81
Д.А. Киржниц. Экстремальные состояния вещества 86
Ю.Э. Пенионжкевич. Ядерная химия 91
Астрофизика 99
Ю.Н. Гнедин. Современная астрономия 101
В.В. Железняков. Проблемы современной астрофизики 109
A.M. Черепащук. Обратные задачи в астрофизике 118
В.В. Шевченко. Солнечная система 125
Ю.А. Шуколюков. Звездная пыль 133
Ю.Н. Гнедин. Комета Шумейкеров-Леви 9 140
М.И. Пудовкин. Солнечный ветер 146
В.Б. Баранов. Влияние межзвездной среды на строение гелиосферы 153
М.И. Пудовкин. Влияние солнечной активности на состояние нижней атмосферы Земли 159
Г.Е. Кочаров. Актуальные вопросы физики Солнца 166
Ю.Н. Гнедин. Небо в рентгеновских лучах 171
В.В. Железняков. От плазмы солнечной короны к плазме на нейтронных звездах 178
Г.Е. Кочаров. Экспериментальная палеоастрофизика 185
Ю.И. Стожков. Космические лучи 191
А.А. Киселев. Двойные звезды 200
A.M. Черепащук. Тесные двойные звезды на поздних стадиях эволюции 205
В.В. Железняков. Радиационные дисконы 214
Д.А. Киржниц. Горячие черные дыры 222
A.M. Черепащук. Черные дыры в двойных звездных системах 228
Л.М. Ерухимов. Космические линзы и их роль в исследовании Вселенной 234
A.M. Черепащук. Гравитационное микролинзирование и проблема скрытой массы 240
И.Б. Хриплович. Общая теория относительности 247
М.В. Сажин. Космология ранней Вселенной 253
А.Н. Васильев. Эволюция Вселенной 261
А.В. Засов. Физика галактик и галактических ядер 267
Предметный указатель 276