1.6 Meccanismi di accelerazione
1.6.3 Meccanismo di Fermi del primo ordine
par-ticella dionda verso la nube con un angolo di incidenza casuale e quindi l'aumento medio di energia può essere calcolato attraverso una distribuzione casuale di angoli θ nell'equazione (1.6.8).Vi è una probabilità leggermente maggiore che l'urto tra la particella e lo specchio magnetico non sia frontale, ma che entrambi si muovono nella stessa direzione, come mostrato in gura 1.9. La probabilità che gli urti avvengano con un angolo di incidenza pari a θ è proporzionale alla velocità relativa tra la nube e la particella. Con-siderando il caso di particella relativistica (v ≈ c), tale probabilità è pari a γV[1 + (V /c) cos θ]. Ricordando che la probabilità ad un angolo compreso nell'intervallo tra θ e θ + dθ è proporzionale a sin θdθ, mediando su tutti gli angoli nell'intervallo tra 0 e π, il primo addendo della (1.6.8) nel limite v → c diventa: D∆E E E =2V c R1 −1x[1 + (V /c)x]dx R1 −1[1 + (V /c)x]dx = 2 3 V c 2 , (1.6.9)
dove x = cos θ. Includendo anche il secondo addendo nella (1.6.8), il guadag-no medio per ogni collisione è dato da:
D∆E E E = 8 3 V c 2 . (1.6.10)
Questo illustra il famoso risultato ottenuto da Fermi secondo il quale l'au-mento medio di energia è solo del secondo ordine in V/c.
1.6.3 Meccanismo di Fermi del primo ordine
Il modello per il meccanismo di Fermi del primo ordine coinvolge una forte onda d'urto che si propaga in un mezzo diuso. Si assume che un usso di particelle molto energetiche sia presente sia davanti che dietro lo shock. Le particelle si propagano con velocità prossima a quella della luce, in questo modo la velocità dello shock è di molto inferiore a quella delle particelle di alta energia. A causa della presenza di ussi instabili o moti turbolenti in en-trambi i lati dell'onda d'urto, quando le particelle attraversano quest'ultima da entrambi i lati, subiscono degli urti, cosicché la loro distribuzione delle velocità diventi isotropa nel sistema di riferimento del uido in movimento su entrambi i lati del'onda d'urto.
1.6.3 Meccanismo di Fermi del primo ordine
Figura 1.10: Meccanismo di Fermi del primo ordine
Una forte onda d'urto viaggia ad una velocità altamente supersonica U cs, dove cs è la velocità del suono nel mezzo diuso, attraverso un gas interstellare stazionario con densità ρ1, pressione p1 e temperatura T1. La densità, la pressione e la temperatura dietro il fronte d'onda rispettivamente ρ2, p2 e T2. È conveniente mettersi nel sistema di riferimento in cui il fronte d'urto è fermo e quindi il gas uisce controcorrente con velocità v1 = U e si allontana dal fronte d'onda con velocità v2. L'equazione di continuità richiede che la massa sia conservata attraverso lo shock, ovvero:
ρ1v1 = ρ1U = ρ2v2. (1.6.11) Nel caso di forte shock, ρ2/ρ1 = (η + 1)/(η − 1)dopo η è il rapporto dei calori speci ci del gas. Per un gas monoatonico o un completamente ionizzato, ρ2/ρ1 = 4e quindi v2 = (1/4)v1 ( gura 1.10a).
Si considerino le particelle di alta energia davanti allo shock. Gli urti garantiscono che la distribuzione delle particelle sia isotropa nel sistema di riferimento in cui il gas è a riposo. Il fronte d'urto avanza attraverso il mezzo con velocità U , ma il gas dietro lo shock viaggia ad una velocità pari a (3/4)U rispetto al gas controcorrente ( gura 1.10b). Quando le particelle di alta energia attraversano il fronte d'urto, esse subiscono un piccolo aumento di energia, dell'ordine di ∆E/E ∼ U/c, come si vedrà in seguito. In questo modo le particelle sono diuse nella regione dietro il fronte d'urto, cosicché la loro distribuzione di velocità diventi isotropa rispetto al quella del usso.
1.6.3 Meccanismo di Fermi del primo ordine Ora si consideri il processo opposto in cui le particelle diondono dal-la regione dietro lo shock verso queldal-la controcorrente davanti a esso ( gura 1.10c). In questo caso la distribuzione delle velocità delle particelle è isotropa dietro lo shock e, quando lo attraversano, esse incontrano un gas in movi-mento verso lo shock, nuovamente con la stessa velocità (3/4)U. In altre parole, la particella subisce esattamente lo stesso proccesso illustrato prece-dentemente, con lo stesso aumento di energia ∆E. Questo è l'aspetto che rende tale processo un e cace meccanismo di accelerazione. Ogni volta che la particella attraversa il fronte d'urto essa subisce un aumento di energia - la particella non perderà mai energia quando attraversa il fronte d'urto - e l'incremento di energia è lo stesso in entrambe le direzioni. In questo modo, a dierenza del meccanismo di Fermi del primo ordine, nel quale ci sono collisioni frontali e collisioni in cui la particella e lo specchio megnetico viaggiano nella stessa direzione, nel caso dello shock le collisioni avvengono sempre frontalmente e con un trasferimento di energia alle particelle.
Di seguito si valuterà l'incremento di energia subito dalla particella quan-do essa passa dalla regione davanti allo shock a quella dietro quest'ultimo. Il gas nella regione dietro il fronte d'urto si avvicina alla particella con velocità V = (3/4)U e quindi, sfruttando le trasformazioni di Lorentz, l'energia della particella quando essa passa nella regione dietro il fronte d'urto è
E0 = γV(E + V px), (1.6.12)
dove la coordinata x è presa lungo la direzione perpendicolare al fronte d'ur-to. Lo shock è assunto non relativistico, V c, γV = 1, ma le particelle sono relativistiche e quindi E = pc, px= (E/c) cos θ. Dunque,
∆E = V p cos θ, ∆E
E =
V
c cos θ. (1.6.13)
La probabilità che le particelle attraversino lo shock con un angolo compreso nell'intervallo tra θ e θ + dθ è proporzionale a sin θdθ e il tasso con cui esse si avvicinato al fronte è proporzionale alla componente x della loro velocità, ovvero c cos θ. Dunque la probabilità che la particella attraversi lo shock è proporzionale a sin θ cos θdθ. Si normalizza in modo tale che l'integrale della distribuzione delle probabilità su tutte le particelle che si avvicinano allo
1.6.3 Meccanismo di Fermi del primo ordine shock sia pari a 1, cioè quelle con angolo di incidenza θ nell'intervallo tra 0 e π/2,
p(θ) = 2 sin θ cos θdθ. (1.6.14)
A questo punto, il guadagno medio di energia ogni passaggio attraverso lo shock è: D∆E E E = V c Z π/2 0 2 cos2θ sin θdθ = 2 3 V c. (1.6.15)
Il vettore velocità della particella è reso casuale senza alcuna perdita di ener-gia dagli urti che essa subisce nella regione dietro lo shock e successivamente attraversa nuovamente quest'ultimo, come illustrato in gura 1.10c, quando aumenta la propria energia di un'altra frazione (2/3)(V/c). Dunque, in se-guito ad un'andata ed un ritorno attraverso lo shock, la frazione di aumento di energia è in media pari a
D∆E E E = 4 3 V c. (1.6.16) Conseguentemente, β = E E0 = 1 +4V 3c. (1.6.17)
In accordo con la teoria cinetica classica, il numero di particelle che at-traversano lo shock è (1/4)Nc dove N è la densità delle particelle. Questo è il numero medio di particelle che attraversano lo shock in una delle due direzioni, dato che le particelle notano appena lo shock. Dietro il fronte d'urto, tuttavia, vengono spazzate via dallo shock, in quanto esse risultano distribuite isotropicamente in questo sistema di riferimento. Facendo rifer-imento alla gura 1.10a, si può notare che le particelle sono rimosse dalla regione dello shock ad una velocità NV = (1/4)NU. Così, la frazione di particelle perse per unità di tempo è 1
4N U/14N c = U/c. Siccome lo shock è assunto non relativistico, solo una piccola frazione di particelle è persa ad ogni ciclo. Quindi, P = 1 − (U/c). Dunque,
ln P = ln (1 − U c) = − U c e ln β = ln (1 + 4V 3c) = 4V 3c = U c. (1.6.18) Inserendo le equazioni (1.6.18) in (1.6.3) si ottiene:
ln P
1.6.3 Meccanismo di Fermi del primo ordine In de nitiva, lo spettro energetico dierenziale delle particelle di alte energie si ottiene dalle equazioni (1.6.3) e (1.6.19), ovvero
Capitolo 2
Sorgenti galattiche di raggi
cosmici
Nel capitolo precedente si è osservato che le esplosioni di Supernova sono i candidati principali per i siti di accelerazione dei raggi cosmici galattici. In questo capitolo verranno illustrate le principali caratteristiche di queste parti-colari sorgenti, soprattutto dei Resti di Supernova, e i processi che coinvologo i raggi cosmici da esse accelerati e che producono i raggi γ.
2.1 Fase nale della vita di una stella
Le stelle trascorrono la maggior parte della loro vita lungo la sequenza principale del diagramma di Hertzsprung-Russell ( gura 2.1).
L'evoluzione procede lungo la sequenza principale, no al ramo delle stelle giganti, per poi dirigersi verso le fasi nali quando gli strati più esterni della stelle giganti vengono espulsi. I processi nucleari, invece, continuano no a quando le risorse di energia nucleare a disposizione della stella sono vengono esaurite. Tanto più massiva è la stella, tanto più rapidamente si evolve, e quando è possibile la stella può sintetizzare anche il ferro, il più stabile degli elementi chimici. Nelle stelle più massive, M > 8M , è probabile che la combustione nucleare possa procedere no al ferro, mentre nelle stelle meno massive l'innesco ( ash) della combusione dell'ossigeno all'interno del nucleo può essere su ciente per interrompere l'evoluzione della stella. In ogni caso,
2.1 Fase nale della vita di una stella
Figura 2.1: Diagramma di Hertzsprung-Russell
al termine di queste fasi dell'evoluzione stellare, il nucleo della stella esaurisce il combustibile nucleare e collassa no quando non si raggiunge una qualche altra forma di pressione di supporto che consente una nuova con gurazione di equilibrio.
Possibile con gurazione di equilibrio che può esistere quando il com-bustibile nucleare si esaurisce sono le nane bianche, stelle di neutroni o un buco nero. Nelle nane bianche e stelle di neutroni, la stella è supportato dal-la pressione di degenerazione associata al fatto che gli elettroni, i protoni e neutroni sono fermioni e quindi una sola particella può occupare un qualsiasi singolo stato della meccanica quantistica. Le nane bianche sono sostenute dalla pressione di degenerazione degli elettroni e può avere masse no a circa 1.4M . Nelle stelle di neutroni, la pressione di degenerazione dei neutroni è responsabile per la presione di supporto e possono avere masse no a cir-ca 1.4M , eventualmente leggermente superiore se la stella di neutroni è in rapida rotazione. Lo stadio nale della vita di stelle più massive sono i buchi neri. Stelle piccole con M < 2M , in linea di principio possoni nire in una qualsiasi delle tre forme. Anche le stelle con masse molto più grandi di
2.2 Le SuperNovae