避免进入短信营销误区的七大原则

磁星的物理本质与活动性——各向异性中子超流体3P2中子Cooper对的Pauli顺磁磁化现象彭秋和(南京大学天文系)郑州微信营销磁星-奇特的天文现象观测证据:•脉冲星磁场测定自转周期很长:周期增长率很高:•在10keV处观测到x-ray发射谱线,被认为是在电子(或质子)在超强磁场下的Landau能级跃迁谱线•探测到能量为1044ergs的x-ray巨型耀斑衰减的尾巴。磁星是一类中子星,它(衰变)的超强磁场作为它强大x-ray或γ-ray辐射以及粒子发射的源泉。两类磁星:1)反常x-脉冲星(AnormalousX-rayPulsars---AXPs)2)软γ重复暴(SoftGammaRepeaters---SGRs)121~10Pss~512Ps,12160.32pBPPGauss我们研究探讨的问题欲探讨的问题:磁星(1014-1015gauss)的物理本质?磁星的活动性:3436(1010)/secxLerg难以利用脉冲星自转能的损失率来解释。而且磁星的表面温度107K,远远超过通常中子星的表面温度(105-106K)磁星超强磁场的物理本质?己经提出的模型:•Ferrario&Wickrammasinghe(2005)suggestthattheextra-strongmagneticfieldofthemagnetarsisdescendedfromtheirstellarprogenitorwithhighmagneticfieldcore.•Duncan&Thompson(1992,1993):α-Ωdynamowithinitialspinperiodlessthan3ms•Iwazaki(2005)proposedthehugemagneticfieldofthemagnetarsissomecolorferromagnetismofquarkmatter.•Vink&Kuiper(2006)suggestthatthemagnetarsoriginatefromrapidratatingproto-neutronstars.我们探讨3P2中子超流体的诱导磁矩产生的诱导磁场。我们计算发现:磁星超强磁场来自在原有本底(包括电子Pauli顺磁磁化)磁场下，各向异性中子超流体3P2中子Cooper对的Pauli磁化现象(磁畴)。中子反常磁矩:gaussergn/10966.0~23中子星内部结构:中子超流涡旋运动核心(1km)3P2(各向异牲)中子超流涡旋区1S0(各向同性)中子超流涡旋区(5-8)%质子(II型超导体?)(正常)电子Fermi气体=(g/cm3)10141011107内壳超富中子核、晶体、自由电子外壳(重金属晶体)夸克物质???510141041S0与3PF2中子超流体1S0中子超流涡旋1S0中子Cooper对:自旋=0,各向同性△(1S0)≥0,1011ρ(g/cm3)1.4×1014△(1S0)≥2MeV7×1012ρ(g/cm3)5×10133P2中子超流涡旋(3P2中子Cooper对:自旋=1,各向异性,(反常)磁矩~10-23c.g.s.)△n(3P2){△n(3P2)}max～0.05MeV(3.31014(g/cm3)5.21014)314/108.2cmgnuc33822()()/2.7810cnTPPkK111000()()/1.010cnTSSkK3P2中子Cooper对的磁矩的分布3P2中子Cooper对系统:Bose子系统，在低温下都凝聚在基态(E=0)状态。每个3P2中子Cooper对具有磁矩:μB=2μn=1.9×10-23ergs/gauss。在外磁场作用下，磁针(磁矩)有着顺磁场方向的趋势,具有较低的能量值。即它比Z=0,1状态有更低的能量。2/2/1100,nnBkTBkTnneenn31012()()nnnnPpair规一化顺磁方向与逆磁方向排列的3P2Cooper对数目差3112()()nBnnnnPpairfkT2sin(2)()12cos(2)hxfxhx()4/31fxxx()11fxx在(T,B)环境下,自身磁矩顺磁场与逆磁场方向排列的3P2中子Cooper对数目之差为f(x)为布里渊函数处于3P2中子Copper对的中子数所占的百分比(动量空间中)Fermi球内、在Fermi表面附近厚度为322()nmP壳层内的中子才会结合成3P2Cooper对。它占中子总数的百分比为:231/231/22234()[2(())](())3[]()(4/3)FnFFpnmPnPnqEnpEF(n)~60MeV,(3P2(n))~0.05MeV,q~8.7%处于3P2Copper对状态的中子总数目为:2/360()FnucEMeV33221(())(())2ANPnqNmPn3P2中子Cooper对的诱导磁矩磁针顺磁场与逆磁场方向排列的3P2中子Cooper对数目之差为它们引起的诱导磁矩为当:nBkT3322()()()()2nnABBqNNPpairfNmPfkTkT()3322()2()(/)totpairnnAnPNqNmPfBkT()324()3inntotAnBqNmPkT(高温近似)3PF2中子超流体的总的诱导磁场:332,6()0.1NSSunmPRm2/3RBpNS2sin(2)()12cos(2)hxfxhx中子星的磁矩同(极区)磁场强度的关系:()32()max33142max32()(/)2()2.0210totpairinnNSnANSPBBfBkTRqNmPBgaussR()4/31fxxx()11fxx高温、非超强磁场近似()14741.92.02103innBBBkTTnBkT当中子星内部温度仍然较高时，T72η,这种由各向异性(3P2)超流体内产生的诱导磁场远低于中子星的本底磁场(主要由相对论性简并电子气体的Pauli顺磁性产生的强磁场。但是，随着中子星内部冷却，温度下降，由各向异性(3P2)超流体内产生的诱导磁场将逐渐增加。当温度下降到远低于)0()(BBBin)0(17)()19.1(BTBin71/(1.9)2T这种诱导磁场将会超过原初本底磁场。形成磁畴(铁磁体)(B1013gauss,T107K)从顺磁磁化(paramagnetism)到磁畴(铁磁性ferromagnetism)相变A)高温、低磁场情形nBkT(B1013gauss,T107K)()bfx(071.40()xbbT()maxininBbB(0)(0)()maxinBbB()max(/)innBBfBkT()4/31fxxx)0()(BBBin令(0)0b7210cTK从顺磁磁化体向铁磁体(磁畴)的相变,相变温度可由令中子星磁场的上限物理图象:当温度T0的极限情形下,3P2中子超流体所有3P2Cooper对的磁矩全部都顺着外磁场方向排列，这时3P2中子超流体的总诱导磁矩的上限为3()33322max22()()()1.010[](...)0.1totAnSunmPPqNmPcgsm由它产生的诱导磁场的上限为B(in)max()14max2.0210inBgauss(/)10fBkTwhenT因为Bin-T曲线(取η=1)(未考虑相互作用)物理图象绝大多数3P2中子Cooper对的磁矩投影指向都是混乱的,顺着磁场方向排列的3P2中子Cooper对的数量略微多于逆磁场方向排列的3P2中子Cooper对的数量(数量差为ΔN1)。正是这微弱的相差，造成了3P2中子超流体的各向异性与诱导磁矩。即磁星的超强磁场是由3P2中子超流体中，偏离ESP状态的(数量约占千分之一)3P2中子Cooper对的诱导磁矩造成的(3P2中子Cooper对的中子总数只占3P2中子超流体内中子总数的8.7%)。中子星磁场的变化当中子星内部冷却到3P2超流体的相变温度Tλ=2.8×108K以后,发生相变:正常Fermi状态3P2中子超流状态。这时中子星磁场会发生变化,这是由于中子3P2Copper对的磁矩在外磁场作用下会逐渐转向顺着外磁场方向排列。在温度较高的条件下，绝大多数中子3P2Copper对的磁矩方向排列是混乱的。只有极少数中子3P2Copper对的磁矩顺着外磁场方向排列。但是，随着在中子星冷却的过程，它内部的温度下降，顺着外磁场方向排列的中子3P2Copper对数量迅速(指数)增长。当温度下降到T72η以后,3P2中子超流体的这种诱导磁矩产生的诱导磁场超过它原有的初始本底磁场。随着中子星的进一步冷却,两个因素使得中子星磁场增长1)(百分比)愈来愈多的中子3P2Copper对的磁矩方向(在原有的初始本底磁场作用下)转向顺磁排列。增强了磁矩，因而增强了诱导磁场。2)3P2中子超流区扩大，3P2中子超流体的总质量不断增长(见图);3P2中子能隙图(Elgagøyetal.1996,PRL,77,1428-1431)脉冲星磁场的增长随着在原有3P2中子超流体区域(3.31014(g/cm3)5.21014)外侧邻近部分区域物质温度下降到相应的相变温度时，该区域物质正常Fermi状态3P2中子超流状态,因而3P2中子超流体区域扩大，中子星内3P2中子Cooper对的总磁矩会不断地缓慢(几乎连续)增长。它产生的诱导磁场也逐渐增长。结论:它将朝着磁星方向演化。磁星的活动性UndertheultrastrongmagneticfieldTheLandauenergylevelisquantizedwhenBBcr(Bcr=4.4141013gauss)224222(,,,)(21)2zzeEpBnmcpcnmcB2242222zEmcpcpc2(,,)2(21)epBnmnBn:quantumnumberoftheLandauenergyleveln=0,1,2,3……Landaucolumnppz20()~0.92710/BeerggaussTheoverwhelmingmajorityofneutronscongregatesinthelowestlevelsn=0orn=1,WhencrBBTheLandaucolumnisaverylongcylinderalongthemagneticfiled,butitisverynarrow.Theradiusofitscrosssectionisp.ppz高Landau能级粒子布居数21/221/2(,,)(,0,)exp{{{[()21]}{[()1]}}/zzzzBBPpnPpnppanbabkTpp21/2(,,,){[()21]}zzBpEpnBanbp9771.38100.86kTTergTerg0.261/crbBBMeV22(0.511)0.2611()aMeV21/221/2(,,1)(,0,1)exp{{{[()2]}{[()]}}/zzzzBBPpnPpnppanbabkTpp1/20.511[]()/BcrBpMeVcB结论:当T71,BBcr条件下(,1,1)1(,0,1)zzPpnPpn即:当温度低于107K,磁场超过Landau临界磁场的状态下，在沿垂直磁场方向上，电子几乎都集中在n=0,1,2,3的Landau基态上。我们可以忽略n100….(pzpF)总的能级占有状态数4(1)7(,,)10(/)0,0ezcrcrBBgpB