Если нетепловое радиоизлучение Галактики имеет синхротронное происхождение, то надо объяснить, каким путём появляются в ней релятивистские электроны. Как уже говорилось в §31, релятивистские электроны могут возникать при вспышках сверхновых. Однако существуют и другие механизмы образования частиц высоких энергий в Галактике. Одним из них является «статистический механизм», указанный Ферми. Он заключается в ускорении заряженных частиц при столкновении с намагниченным облаком межзвёздного газа. Такое столкновение может привести как к ускорению, так и к замедлению частицы, однако подсчёты показывают, что ускорение происходит чаще, причём оно тем эффективнее, чем больше энергия частицы. Возможно, что частицы высоких энергий, образующиеся при вспышках сверхновых, ускоряются ещё затем в результате действия механизма Ферми.
3. Монохроматическое радиоизлучение.
В радиодиапазоне межзвёздная среда излучает энергию не только в непрерывном спектре, но и в спектральных линиях. Эти линии возникают при переходах между очень близкими друг к другу дискретными уровнями. Важнейшая из таких линий принадлежит водороду и имеет длину волны λ=21 см. Она возникает при переходах между подуровнями сверхтонкой структуры основного состояния атома. На возможность наблюдения этой линии впервые указал ван де Хюлст, а затем она была действительно обнаружена. В дальнейшем исследования галактического радиоизлучения в этой линии производились многими астрофизиками. Следует подчеркнуть, что такие исследования являются главным источником наших сведений о нейтральном водороде в межзвёздном пространстве (так как он находится преимущественно в зонах 𝙷 I, где не даёт излучения в видимой части спектра).
Вычисления показали, что эйнштейновский коэффициент спонтанного перехода в линии λ=21 см равен
𝐴
=
2,85⋅10⁻¹⁵
с⁻¹
.
(34.11)
Как видим, он очень мал и поэтому средняя продолжительность жизни атома на возбуждённом подуровне основного состояния чрезвычайно велика — около 10⁷ лет.
Возбуждение верхнего подуровня происходит при столкновениях между атомами. В условиях межзвёздной среды такие столкновения совершаются крайне редко, однако всё-таки более часто, чем спонтанные переходы между подуровнями. Поэтому можно считать, что распределение атомов по подуровням даётся формулой Больцмана при кинетической температуре газа 𝑇𝑘 В таком случае отношение коэффициента излучения к коэффициенту поглощения в линии λ=21 см будет равно значению функции Планка при той же температуре, т.е. величине 𝐵ν(𝑇𝑘).
На основании сказанного интенсивность излучения в рассматриваемой линии представляется формулой
𝐼
ν
́
=
𝐵
ν
(𝑇
𝑘
)
⎡
⎣
1
-
exp
⎛
⎝
-
𝑡
ν
⁰
⎞
⎠
⎤
⎦
+
𝐼
ν
ʺ
,
(34.12)
где τν⁰ — полный оптический путь луча в частоте ν внутри линии для данного направления в Галактике, а 𝐼νʺ — интенсивность галактического излучения в непрерывном спектре в частотах линии.
Величина 𝐼νʺ (обусловленная в основном нетепловым излучением Галактики) определяется формулой
𝐼
ν
ʺ
=
∞
∫
0
ε
ν
𝑒
-σν𝑟
𝑑𝑟
=
εν
σν
⎡
⎣
1
-
exp
⎛
⎝
-
𝑡
ν
⁰
⎞
⎠
⎤
⎦
,
(34.13)
где εν — объёмный коэффициент излучения в непрерывном спектре, а σν — объёмный коэффициент поглощения в линии. Пусть 𝐼ν — интенсивность излучения в непрерывном спектре при отсутствии поглощения в линии. Коэффициент излучения εν выражается через 𝐼ν при помощи формулы (34.10). Пользуясь также формулой 𝑡ν⁰=σν𝑟₀ вместо (34.13) получаем
1
-
exp
⎛
⎝
-
𝑡
ν
⁰
⎞
⎠
𝐼
ν
ʺ
=
𝐼
ν
.
𝑡
ν
⁰
(34.14)
Вне пределов линии, т.е. при 𝑡ν⁰→0, как и должно быть, 𝐼νʹ→𝐼ν. Величина 𝐼ν может быть найдена по наблюдениям соседнего с линией участка непрерывного спектра.
Так как коэффициент поглощения в линии λ=21 см очень мал (он пропорционален малой величине 𝐴), то для большинства направлений в Галактике величина 𝑡ν⁰ оказывается меньше единицы. Лишь в некоторых областях неба (в частности, в направлении на галактический центр) 𝑡ν⁰≫1. В последнем случае по наблюдённой интенсивности линии, которая теперь близка к величине 𝐵ν(𝑇𝑘) можно определить температуру газа в областях 𝙷 I. Таким путём для этой температуры получается значение 𝑇𝑘≈125 K.
В случае же, когда 𝑡ν⁰≪1, вместо (34.12) имеем
𝐼
ν
ʹ
-
𝐼
ν
=
𝐵
ν
(𝑇
𝑘
)
𝑡
ν
⁰
.
(34.15)
Пользуясь этой формулой, по наблюдённой интенсивности излучения в линии λ=21 см можно найти величину 𝑡ν⁰ Это позволяет сделать заключение о распределении и движении межзвёздного водорода. Величина 𝑡ν⁰ может быть записана в виде
𝑡
ν
⁰
=
∞
∫
0
𝑛₁(𝑟)
𝑘(ν-ν₀́)
𝑑𝑟
.
(34.16)
где 𝑛₁(𝑟) — концентрация атомов водорода на расстоянии 𝑟 в рассматриваемом направлении и 𝑘(ν-ν₀́) — коэффициент поглощения, рассчитанный на один атом. Здесь под ν₀́ понимается центральная частота линии, соответствующая лучевой скорости 𝑣(𝑟) данного объёма по отношению к наблюдателю, т.е.
ν₀́
=
ν₀
+
ν₀
𝑣(𝑟)
𝑐
.
(34.17)
Допустим, что на некотором расстоянии в рассматриваемом направлении находится облако межзвёздного водорода, движущееся по отношению к наблюдателю со скоростью 𝑣. Тогда для частот ν, близких к частоте ν₀́, определяемой формулой (34.17), величина 𝑡ν⁰ будет иметь максимум и должен наблюдаться пик в профиле линии. По интенсивности этого пика можно найти число атомов водорода в облаке, а по смещению пика относительно центральной частоты ν₀ — скорость движения облака. Однако в действительности вдоль луча зрения находится большое число облаков, движущихся с разными скоростями. Кроме того, межзвёздный газ участвует в галактическом вращении. Поэтому профили данной линии оказываются довольно сложными.
При анализе профилей линии λ=21 см надо иметь в виду, что излучение, в этой линии доходит до нас от очень далёких частей Галактики. Поэтому из всех движений межзвёздного газа наибольшее влияние на профиль линии оказывает галактическое вращение. Легко получить, что в таком случае лучевая скорость некоторого объёма относительно наблюдателя определяется формулой
