Ядерная астрофизика

Вид материала

Исследование

Содержание Зеемана эффект). Ядерный магнитный резо­нанс акустический Ядерный реактор Рис. 1. Схема энергетич. яд. реактора. Рис. 2. Схематич. разрез гетерогенного ре­актора. P) — вероятность утечки ней­тронов из активной зоны Я. р., К Выгорание и воспроизводство ядер­ного топлива. Ядерный фотоэффект Рис. 1. Зависимость логарифма спектраль­ной плотности потока F Рис. 2. Фотография радиогалактики Дева А (М87 или NGC 4486) в поляризованном свете. Виден яркий выброс плазмы (длиной ~5•10

Подобный материал:

• Теория однородных нестационарных сред, 124.94kb.
• І международный форум  "Физическая ядерная  безопасность", 52.86kb.
• Конспект лекций по направлению "Ядерная физика и технологии" для бакалавров 1 курса, 782.71kb.
• Подсекция «Астрофизика», 590.47kb.
• Второе сообщение, 75kb.
• 7-я гамовская летняя астрономическая школа-конференция, 60.34kb.
• Iv международный космический фестиваль астрономия и астрофизика, 107.94kb.
• Элективный курс для 10класса Астрофизика, 128.27kb.
• Первое сообщение 11-я гамовская летняя астрономическая конференция школа, 69.15kb.
• Программа гамовской школы-конференции 2011 года будет организована в виде, 82.34kb.

Н₀ (рис. 2; см. Зеемана эффект).



ЯМР возникает вследствие квант. переходов ядер, ин­дуцированных радиочастотным полем H₁, с нижних энергетич. уровней на вышележащие. Переходы сопровож­даются поглощением эл.-магн. энер­гии. Поле Н₁ может быть линейно по­ляризованным, его можно разложить на 2 противоположно поляризованных по кругу поля, одно из к-рых и будет

возбуждать ЯМР. Частота перехо­дов должна удовлетворять условию:



где M_I — разность магн. квант. чи­сел уровней (интенсивный ЯМР на­блюдается при M_I=1). ЯМР впервые наблюдался амер. физиком И. А. Раби в 1937 на изолированных ядрах в молекулярных и атомных пучках. В 1946 Э. Пёрселл и Ф. Блох (США) с сотрудниками разработали методы наблюдения ЯМР в конденсированных в-вах, где яд. моменты взаимодейст­вуют между собой и с окружением. Эти два рода вз-ствий восстанавливают тепловое равновесие в образце (нор­мальное распределение ядер по уров­ням энергии), нарушаемое полем Н₁, и тем самым позволяют наблюдать резонансное поглощение в конденси­рованной среде. Релаксац. процессы связаны с процессами установления и разрушения яд. намагниченности М. Прецессирующие в сильном поле Н₀ магн. моменты  имеют компоненты как вдоль Н₀, так и перпендикулярно ему. Суммы тех и других для ед. объёма в-ва определяют продольную (M_z) и поперечные (М_х и M_y) яд. намагничен­ности.

Вз-ствие спинов между собой (спин-спиновое взаимодей­ствие) не может изменить их сум­марной энергии и влиять на установле­ние значения M_z. Чтобы изменить M_z, необходим обмен энергией спинов с окружением (с и и н -р е ш ё т о ч н о е взаимодействие). М_х и М_у, напротив, изменяются вследствие спин-спинового вз-ствия и (в идеальном слу­чае) не зависят от спин-решёточного вз-ствия. Скорости изменения M_z, М_х и M_y характеризуют временами продольной T₁ и поперечной T₂ ре­лаксации. В жидкостях обычно T₁ и Т₂ близки друг другу. Кристаллиза­ция приводит к значит. уменьшению T₂ (релаксационные процессы связа­ны с хар-ками движения молекул). В чистых диамагнитных кристаллах T₁ достигает величины в неск. часов из-за малости внутрикристаллических полей и особенностей модуляции этих полей тепловыми колебаниями. Пара­магнитные примеси приводят к резко­му уменьшению T₁, обусловленному действием магн. полей примесных ио­нов; для парамагнитных жидких ра­створов T₁-10^-3—10^-4 с и зависит от концентрации парамагнитных моле­кул. Релаксац. процессы в металлах в основном определяются магн. вз-ст­вием эл-нов проводимости и ядер. Определяемое этим время Т₁ имеет при темп-ре 1—10 К значения от мс до десятков с, она зависит от темп-ры и чистоты образца.

Линия ЯМР имеет лоренцеву форму, определяемую в основном спин-спино­вым вз-ствием, и ширину , пропорц. 1/T₂ В кристаллах спин-спиновое вз-ствие ядер обычно так велико, что линия расщепляется на неск. компонент. На форму линии оказывает вли­яние электрич. квадрупольный момент ядер, взаимодействующий с внутрикристаллич. электрич. полем. В слож­ных молекулах спектр одинаковых ядер атомов, занимающих неэквива­лентные положения, состоит из ряда линий. Напр., 6 атомов водорода эти­лового спирта вызывают появление 3 линий (рис. 3), расстояние между к-рыми значительно больше ширины линий (при частоте 40 МГц и H₀=9350 Э это расстояние _H=24 Э). Этот, т. н. хим. сдвиг, возникает как след­ствие разл. вз-ствия эл-нов неэкви­валентных атомов с полем Н₀.



Рис. 3. Спектр ЯМР протонов в чистом этиловом спирте. Расщепление резонансных линий групп ОН, СН₂, СН₃ обусловлено не­прямым спин-спиновым вз-ствием.


Хим. сдвиг позволяет судить о структуре мо­лекул в-ва. Спектры ЯМР усложнены из-за т. н. непрямого спин-спинового вз-ствия ядер, осуществляемого через посредство спиновых и орбитальных моментов эл-нов. В металлах в резуль­тате вз-ствия эл-нов проводимости с ядрами возникает сдвиг частоты (с д в и г Н а й т а).

ЯМР наблюдают с помощью радио­спектроскопов (спектроскоп ЯМР). Об­разец исследуемого в-ва помещают как сердечник в катушку генерирую­щего контура (поле H₁), расположен­ного в зазоре магнита, создающего поле H₀ так, что H₁H_o (рис. 4). При =₀ наступает резонансное поглощение, что вызывает падение напряже­ния на контуре, в схему к-рого вклю­чена катушка с образцом.



Рис. 4. Схема спектроскопа ЯМР: 1 — ка­тушка с образцом; 2 — полюса магнита; 3 — ВЧ генератор; 4 — усилитель и детектор; 5 — генератор модулирующего напряжения; 6 — катушки модуляции поля Н₀.


Падение напряжения детектируется, усилива­ется и подаётся на развёртку осцил­лографа. Поле Н₀ модулируется так, что оно меняется на неск. Э с частотой от 50 Гц до 1 кГц. Этой же частотой осуществляется горизонтальная раз-

919


вёртка осциллографа. На экране ви­ден повторённый дважды сигнал по­глощения. Аппаратура, применяемая для исследований разл. тонких эф­фектов ЯМР, сложнее, она снабжена автоматич. устройствами для записи спектров и т. п.

ЯМР как метод исследования ядер, атомов и молекул получил многооб­разные применения в физике, химии, биологии, технике. Исследованы меха­нич., электрич. и магн. св-ва многих ядер, определены (с высокой точно­стью) нек-рые физ. константы, полу­чены данные о св-вах в-в в жидком и крист. состояниях, о строении моле­кул, металлов, поведении в-в в живых организмах и т. д. На основе ЯМР раз­работаны способы измерения напряжённостей магн. полей (см. Магнито­метр), методы контроля хода хим. реакций и др.

• Абрагам А., Ядерный магнетизм, пер. с англ., М., 1963; Александров И. В., Теория ядерного магнитного резонанса, М., 1964; Попл Дж., Шнейдер В., Бернстейн Г., Спектры ядерного маг­нитного резонанса высокого разрешения, пер. с англ., М., 1962; ЯМР- и ЭПР-спектроскопия, пер. с англ., М., 1964; Ф а р р а р Т., Б е к к е р Э., Импульсная и Фурье спект­роскопия ЯМР, пер. с англ., М., 1973.

В. Н. Лазукин.

ЯДЕРНЫЙ МАГНИТНЫЙ РЕЗО­НАНС АКУСТИЧЕСКИЙ, см. Акусти­ческий ядерный магнитный резонанс.

ЯДЕРНЫЙ ПАРАМАГНЕТИЗМ, па­рамагнетизм веществ, обусловленный магнитными моментами ат. ядер. В постоянном магн. поле Н₀ существо­вание магн. моментов у ядер приводит к слабому парамагнетизму в виде не­большой добавочной яд. намагничен­ности J_я=_яН₀, где _я— яд. магнит­ная восприимчивость (на 1 моль), за­висящая от темп-ры (Кюри закон). Яд. намагниченность J_я в 10⁶—10⁸ раз меньше, чем в случае электронного парамагнетизма. Я. п. впервые обна­ружен в 1937 Л. В. Шубниковым и Б. Г. Лазаревым (СССР) в твёрдом водороде. Изучается методом ядер­ного магнитного резонанса.

ЯДЕРНЫЙ РЕАКТОР, устройство, в к-ром осуществляется управляемая ядерная цепная реакция, сопровождаю­щаяся выделением энергии. Первый Я. р. построен в декабре 1942 в США под руководством Э. Ферми. Первый европейский Я. р. создан в декабре 1946 в Москве под руководством И. В. Курчатова. К 1982 в мире работает ок. тысячи Я. р. разл.. типов. Осн. частями любого Я. р. являются: ак­тивная зона, где находится ядерное топливо, протекает цепная реакция яд. деления и выделяется энергия; отражатель нейтронов, окружающий активную зону; теплоноситель; си­стема регулирования цепной реак­ции; радиац. защита (рис. 1).

Осн. хар-ка Я. р.— его мощность. Мощность в 1 МВт соответствует цеп­ной реакции, в к-рой происходит

3•10¹⁶ актов деления в 1 с. Состояние Я. р. характеризуется эффективным коэфф. размножения нейтронов K_эф в активной зоне или реактивностью = (K_эф-1)/K_эф. Если K_эф>1,то цепная реакция нарастает во времени, Я. р. находится в надкритичном состоянии и его реактивность >0; если K_эф<1, то реакция затухает, реактор подкритичен, <0; при К_эф=1, =0, реак­тор находится в критич. состоянии, идёт стационарный процесс и число делений постоянно во времени.



Рис. 1. Схема энергетич. яд. реактора.


При пуске Я. р. в активную зону обычно вносят источник нейтронов (Ra+Be, ²⁵²Cf и др.), хотя это не обязательно, т. к. спонтанное деление ядер урана и космические лучи дают достаточное число начальных нейтронов для раз­вития цепной реакции при K_эф>1.

В качестве делящегося в-ва в Я. р. применяют ²³⁵U, ²³⁹Pu, ²³³U. Если ак­тивная зона, кроме яд. топлива, содер­жит замедлитель нейтронов (графит, вода и др. в-ва, содержащие лёгкие ядра; см. Замедление нейтронов), то осн. часть делений происходит под действием тепловых нейтронов. В Я. р. на тепловых нейтронах может быть использован природный уран (таки­ми были первые Я. р.). Если замед­лителя в активной зоне нет, то осн. часть делений вызывается быстрыми нейтронами с энергией ξ_п>10 кэВ (быстрый реактор). Возмож­ны также Я. р. на промежуточных нейтронах с энергией 1—1000 эВ.

По конструкции Я. р. делятся на гетерогенные, в к-рых яд.



Рис. 2. Схематич. разрез гетерогенного ре­актора.

топливо распределено в активной зо­не дискретно в виде блоков, между к-рыми находится замедлитель нейтро­нов (рис. 2), и гомогенные, в к-рых яд. топливо и замедлитель пред­ставляют однородную смесь (раствор или суспензия). Блоки с яд. топливом в гетерогенном Я. р. в виде стержней,

наз. тепловыделяющими элементами (ТВЭЛами), обра­зуют правильную решётку (наиболее распространённые Я. р.).

Условие критичности Я. р. имеет вид:

K_эф=K_•Р=1, (1)

где (1- P) — вероятность утечки ней­тронов из активной зоны Я. р., К_ — коэфф. размножения нейтронов в ак­тивной зоне бесконечно больших раз­меров, определяемый т. н. «формулой четырёх сомножителей»:

K_=. (2)

Здесь v — ср. число нейтронов, воз­никающих при делении (табл. 1); — увеличение числа нейтронов за счёт деления ядер (гл. обр. ядер ²³⁸U) бы­стрыми нейтронами (1-0,05);  — вероятность того, что нейтрон не захватится ядром ²³⁸U в процессе за­медления;  — вероятность того, что тепловой нейтрон вызовет деление. Часто пользуются величиной =/(1+), где  — отношение сечений радиац. захвата _з к сечению деле­ния _д. Для естеств. урана =1,32.

Табл. 1. ЗНАЧЕНИЯ  и  ДЛЯ ТЕПЛОВЫХ НЕЙТРОНОВ (по данным на 1977)



При увеличении энергии ξ_n нейтрона, вызывавшего деление, v растёт по закону: =_т+0,15 ξ_n, где _т соот­ветствует тепловым нейтронам.

Условие (1) определяет размеры Я. р. Напр., для Я. р. из естеств. урана (делящееся в-во) и графита (замедли­тель) =2,4, =1,03, 0,44, от­куда K_= 1,08. Это означает, что для K_эф>1 необходимо P>0,93, что соот­ветствует размерам активной зоны Я. p.5—10 м. Объём энергетич. Я. р. достигает сотен м³ и определяется гл. обр. возможностями теплосъёма. Ми­нимальное количество делящегося в-ва и минимальные размеры активной зоны, при к-рых в Я. р. возможна цепная реакция, наз. критич. массой и критич. объёмом Я. р. Наименьшей критич. массой обладают Я. р. с топ­ливом в виде растворов солей чистых делящихся изотопов в воде и с водя­ным отражателем нейтронов. Для ²³⁵U критич. масса 0,8 кг, для ²³⁹Pu — 0,5 кг, для ²⁵¹Cf — 10 г. Для уменьше­ния утечки нейтронов активной зоне придают сферич. или близкую к сфе­рич. форму, напр. цилиндр с высотой порядка диаметра или куб (наимень­шее отношение поверхности к объёму).

Вероятность резонансного захвата (1-) нейтронов ядрами ²³⁸U в про­цессе замедления существенно сни­жается в гетерогенных Я. р., т. к. число нейтронов с энергией, близкой

920


к резонансной, резко уменьшается внутри уранового блока и в поглоще­нии участвует только внешний слой блока. Именно гетерогенная структу­ра Я. р. позволяет осуществить цеп­ной процесс на естеств. уране. При этом уменьшается 0, однако этот про­игрыш в реактивности существенно меньше, чем выигрыш из-за уменьше­ния резонансного поглощения.

Выгорание и воспроизводство ядер­ного топлива. В процессе работы Я. р. в нём накапливаются осколки деле­ния (см. Деление атомного ядра) и об­разуются трансурановые элементы, гл. обр. Pu. Накопление осколков вызы­вает уменьшение реактивности Я. р. Это наз. отравлением Я. р. (в случае радиоактивных осколков) и зашлаковыванием (для ста­бильных). Отравление вызывает гл. обр. ¹³⁵Хе, обладающий наибольшим сечением поглощения нейтронов (2,6•10⁶ барн). Его период полураспада Т_1/2=9,2 ч, выход при делении 6—7%. Осн. часть ¹³⁵Хе образуется в резуль­тате распада ¹³⁵I (T_1/2 =6,8 ч). При отравлении K_эф уменьшается на 1—3%. Большое сечение поглощения ¹³⁵Хе и наличие промежуточного нуклида ¹³⁵I приводят к двум важным следст­виям: 1) к увеличению концентрации ¹³⁵Хе и, следовательно, к уменьше­нию реактивности Я. р. после его ос­тановки или снижения мощности («йод­ная яма»); 2) из-за отравления могут происходить пространственно-времен­ные колебания нейтронного потока Ф и мощности Я. р. Колебания возни­кают тем легче, чем больше Я. р. (неск. м) и чем больше поток нейтро­нов (Ф>10¹³ нейтрон/см²•с).

Стабильные ядра, образующиеся при •делении, обладают разл. сечениями захвата нейтронов _з, большими и меньшими, чем сечения захвата деля­щихся ядер. Концентрация первых (гл. обр. ¹⁴⁹Sm, изменяющий К_эф на 0,5%) достигает насыщения в течение неск. первых суток работы Я. р. Кон­центрация вторых и вызываемое ими уменьшение реактивности возрастают линейно во времени.

Образование трансурановых эле­ментов в Я. р. происходит по схемам:



Накопление ²³⁹Pu (делящееся в-во) в начале происходит линейно во вре­мени. Затем концентрация ²³⁸Pu стремится к пост. величине, к-рая определяется отношением сечений за­хвата нейтронов ²³⁸U и ²³⁹Pu. Время установления равновесной концент­рации ²³⁹Pu пропорц. 3/Ф лет (Ф в од. 10¹³ нейтрон/см²•с). Изотопы ²⁴⁰Pu, ²⁴¹Pu достигают равновесной концент­рации только при повторном сжига­нии горючего в Я. р. после регенера­ции яд. топлива.

При выгорании яд. топлива  уменьшается (в Я. р. на естеств. ура­не при малых выгораниях происходит нек-рый рост реактивности). Замена выгоревшего топлива может произво­диться сразу во всей активной зоне или постепенно по ТВЭЛам так, что­бы в активной зоне находились ТВЭЛы всех возрастов. В табл. 2 при­ведён состав извлекаемого яд. топли­ва. Выгружается одновременно вся активная зона после работы Я. р. в течение 3 лет и «выдержки» 3 лет (Ф=3•10¹³ нейтрон/см²•с); началь­ный состав: ²³⁸Pu—77 350 кг, ²³⁵U — 2630 кг, ²³⁴U - 20 кг.

Табл. 2. СОСТАВ ВЫГРУЖАЕМОГО ТОПЛИВА (в кг) ДЛЯ ВОДО-ВОДЯНОГО РЕАКТОРА МОЩНОСТЬЮ 3 ГВт



Общая масса загруженного топлива на 3 кг превосходит массу выгруженного (выделившаяся энергия соответствует массе 3 кг). После остановки Я. р. в топливе продолжается выделение энергии сначала гл. обр. за счёт де­ления запаздывающими нейтронами, а затем, через 1—2 мин, гл. обр. за счёт - и -излучений осколков деле­ния и трансурановых элементов.

Отношение кол-ва делящихся изо­топов Pu, образовавшихся в Я. р., к количеству выгоревшего ²³⁵U наз. коэфф. конверсии К_к. Табл. 2 даёт K_к=0,25. Величина К_к увели­чивается при уменьшении обогащения ²³⁵U исходного топлива и выгорания. Если Я. р. сжигает и производит одни и те же нуклиды, то отношение ско­рости воспроизводства к скорости вы­горания наз. коэфф. воспроизводства K_в (см. Реактор-размножитель).

Управление Я. р. Регулирование цепного процесса в Я. р. на тепловых нейтронах осуществляется обычно вве­дением в активную зону или выведени­ем из неё стержней из в-в, сильно поглощающих нейтроны (В, Cd и др.). Если стержни введены глубоко, погло­щение нейтронов в них велико и цеп-

ной процесс невозможен. Перемещение стержней управляется дистанционно с пульта управления. При небольшом перемещении стержней от положения, соответствующего критич. состоянию (K_эф = 1), цепной процесс будет либо развиваться, либо затухать, т. е. мощ­ность реактора можно регулировать. Регулирование осуществляется также растворением В в замедлителе (Н₂O). Для регулирования важно, что часть нейтронов при делении вылетает из осколков с запаздыванием. Доля за­паздывающих нейтронов невелика (0,68% для ²³⁵U, 0,22% для ²³⁸Pu; в табл. 1 v — сумма числа мгновен­ных нейтронов ₀ и запаздывающих _з нейтронов). Время запаздывания _з = 0,2—55 с. Если K_эф-1_з/₀, то число делений в Я. р. растёт (K_эф>1) или падает(K_эф<1) с характерным вре­менем ~₃. Без запаздывающих ней­тронов это время было бы на неск. порядков меньше, что сильно услож­нило бы управление Я. р.

Для компенсации выгорания могут использоваться поглотители, эффективность к-рых убывает при захвате ими нейтронов (Cd, В, редкоземель­ные элементы), или растворы погло­щающего в-ва в замедлителе. Стабиль­ности работы Я. р. способствует от­рицат. температурный коэфф. реак­тивности.

Классификация Я. р. По назначе­нию и мощности Я. р. делятся на неск. групп: 1) эксперименталь­ные реакторы (критич. с б о р к а), предназначены для изучения разл. физ. величин (v, 6 и др.), значение к-рых необходимо для проек­тирования и эксплуатации Я. р.; мощность таких Я. р. не превышает неск. кВт; 2) исследователь­ские реакторы, в к-рых потоки нейтронов и -квантов, генерируемые в активной зоне, используются для исследований в яд. физике, физике тв. тела, радиац. химии, биологии, для испытания материалов, предназначен­ных для работы в интенсивных ней­тронных потоках (в т. ч. деталей Я. р.), для произ-ва изотопов. Мощность ис­следовательского Я. р. не превосхо­дит 100 МВт; выделяющаяся энергия, как правило, не используется. К ис­следовательским Я. р. относится им­пульсный реактор; 3) изотопные Я. р., которые используются для получения радионуклидов, в т. ч. ²³⁹Pu 4) энергетические Я. р., в к-рых энергия, выделяющаяся при делении ядер, используется для выработки электроэнергии, теплофи­кации, опреснения мор. воды, в сило­вых установках на кораблях и т. д. Мощность (тепловая) совр. энергетич. Я. р. достигает 3—5 ГВт. Я. р. разли­чаются также по виду яд. топлива (естеств. уран, слабо обогащённый, чи­стый делящийся изотоп), по его хим. составу (металлический U, UO₂, UC

921


и т. д.), по виду теплоносителя (Н₂O, газ, D₂O, органич. жидкости, рас­плавленный металл), по роду замедли­теля (С, Н₂О, D₂O, Be, BeO, гид­риды металлов, нет замедлителя). Наиболее распространены гетероген­ные Я. р. на тепловых нейтронах с за­медлителями из Н₂О, С, D₂O и тепло­носителями из Н₂О, газа, D₂O. В бли­жайшие десятилетия будут интенсив­но развиваться быстрые реакторы -размножители, в к-рых «сжигается» ²³⁸U.

• В е й и б е р г А., В и г н е р Е., Фи­зическая теория ядерных реакторов, пер. с англ., М., 1961; Крамеров А. Я., Шевелев Я. В., Инженерные расчеты ядерных реакторов, М., 1964: Б а т ь Г. А., Коченов А. С., Кабанов Л. П., Исследовательские ядерные реакторы, М., 1972; Белл Д., Глесстон С., Теория ядерных реакторов, пер. с англ., М., 1974; Гончаров В. В., 30-летие первого со­ветского ядерного реактора, «Атомная энергия», 1977, т. 42, в. 2, с. 83.

А. Д. Галанин.

ЯДЕРНЫЙ ФОТОЭФФЕКТ, то же, что фотоядерные реакции.

ЯДРА ГАЛАКТИК, компактные мас­сивные сгущения в-ва в центр. обла­сти многих галактик (у нек-рых га­лактик ядер нет, напр. их нет у Боль­шого и Малого Магеллановых Обла­ков — спутников нашей Галактики). На фотографиях ряда достаточно яр­ких и массивных галактик видны крупные эллипсоидальной формы центр. сгущения, получившие назв. «балдж» (от англ. bulge — выпуклость). Я. г. располагаются внутри балджа и на его фоне выделяются как более яр­кое образование. В балджах и Я. г, обнаружены звёзды, газ и пыль. Звёзды расположены с высокой пространств. плотностью, свойственной очень мас­сивным компактным скоплениям. Внут­ри собственно ядер иногда видны звез­дообразные ядрышки — керны (часто именно их наз. Я. г.). Размеры кернов составляют неск. парсек, массы — 10⁷ — 10⁸ M_солн(масс Солнца), т. е. в них за­ключено не более 1/10 000 массы ти­пичной спиральной галактики. Не­смотря на малые по сравнению с га­лактикой размеры и массу, в нек-рых Я. г. протекают грандиозные по энер­говыделению процессы. Характерный пример: к галактикам с активными ядрами относится не более 1% от об­щего числа галактик, но мощность излучения активных Я. г. такова, что в ИК диапазоне (на волне 50 мкм) их излучение сравнимо с мощностью из­лучения всех остальных галактик, вместе взятых.

Раскрытие природы активности Я. г. и их роли в эволюции галактик— осн. цель изучения Я. г.

К осн. проявлениям активности Я. г. относятся: мощное нетепловое из­лучение, охватывающее диапазоны от метровых радиоволн до рентг. излуче­ния (рис. 1); переменность потока из­лучения; бурные перемещения облаков газа (со скоростями ~ неск. тыс. км/с,



Рис. 1. Зависимость логарифма спектраль­ной плотности потока F_ от логарифма час­тоты lg для радиогалактики Центавр А (подобный спектр характерен для активных ядер галактик).




Рис. 2. Фотография радиогалактики Дева А (М87 или NGC 4486) в поляризованном свете. Виден яркий выброс плазмы (длиной ~5•10³ световых лет), состоящий из нескольких сгустков.




Ядро нашей Галактики проявляет слабую активность.

приводящими к значит. уширению спектральных линий); выбросы плаз­менных струй и сгустков со скоростя­ми, близкими к скорости света (рис. 2).

К галактикам с активными ядрами относятся т. н. сейфертовские галак­тики (с очень яркими ядрами), N-галактики и радиогалактики, а также квазары.

Данные о мощности излучения Я. г. в нек-рых диапазонах длин волн при­ведены в таблице.

К галактикам с активными ядрами причисляют ещё объекты типа BL Lacertae — лацертиды, главная особен­ность к-рых — значит. переменность блеска (на 6—7 звёздных величин, что соответствует изменению их светимо­сти в неск. сотен раз).

Переменность излучения Я. г. с пе­риодом в неск. лет указывает, что яд­ра имеют размеры ~10¹⁷—10¹⁸ см (см. Квазары). Переменность излучения ря­да Я. г. с характерным временем от неск. недель до неск. месяцев указы­вает, что размеры излучающих об­ластей в Я. г. могут составлять 10¹⁶— 10¹⁷ см (не превышать десятых долей парсека, т. е. размеров Солнечной сис­темы).

При массе ~10⁷—10⁸ M_солн и размерах ~10¹⁸ см Я. г. могут аккумулировать энергию ~10⁵⁹—10⁶⁰ эрг. Столь колос­сальным может быть лишь запас гра­витац. энергии. В связи с этим для Я. г. существенна проблема трансфор­мации гравитац. энергии в излучение и кинетич. энергию облаков плазмы. В астрофизике рассматривают ряд теор. моделей активных Я. г., среди них наиболее обоснованы следующие:

1) Я. г.— массивное компактное звёзд­ное скопление, в к-ром идёт звездооб­разование и быстрая эволюция мас­сивных звёзд, превращающихся в ней­тронные звёзды и черные дыры с вы­делением значит. гравитац. энергии;

2) Я. г.— вращающееся магнитоплазменное тело с сильным магн. полем, к-рое ускоряет заряженные ч-цы до релятив. скоростей и обусловливает их мощное нетепловое излучение; энер­гия излучения черпается из кинетич. энергии вращения тела; 3) Я. г.— сверхмассивная чёрная дыра или крат­ная система чёрных дыр (напр., двой­ная), на к-рую падает в-во из окружаю­щего пространства; гравитац. энергия аккрецирующего в-ва трансформирует­ся в энергию излучения [для поддержа­ния высокой активности ядра доста­точно аккреции ~(1— 3).M_солн/год].

Эксперим. данных, позволяющих остановиться на к.-л. одной модели Я. г., пока ещё недостаточно.

• Д и б а й Э. А., Нестационарные явления в галактиках, М., 1977 (Новое в жизни, науке, технике. Сер. космонавтика, астро­номия, № 6); На переднем крае астрофизики, пер. с англ., М., 1979.