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中子星 强 磁场 , 磁星 超强 磁场 , 磁星 高 X- 射线 光度 的 物理本质

中子星 强 磁场 , 磁星 超强 磁场 , 磁星 高 X- 射线 光度 的 物理本质. 彭秋和 ( 南京大学天文系 ). 我们较近的研究工作. 我们计算发现 : 中子星观测到的 10 11 -10 13 高斯的强磁场实质上来源于中子星内超相对论强简并电子气体 的 Pauli 顺磁磁矩产生的诱导磁场。. Qiu-he Peng and Hao Tong, 2007, “The Physics of Strong magnetic fields in neutron stars”, Mon. Not. R. Astron. Soc. 378, 159-162(2007).

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中子星 强 磁场 , 磁星 超强 磁场 , 磁星 高 X- 射线 光度 的 物理本质

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  1. 中子星强磁场, 磁星超强磁场,磁星高X-射线光度的物理本质 彭秋和 (南京大学天文系)

  2. 我们较近的研究工作 我们计算发现: 中子星观测到的1011-1013高斯的强磁场实质上来源于中子星内超相对论强简并电子气体 的Pauli顺磁磁矩产生的诱导磁场。 Qiu-he Peng and Hao Tong, 2007,“The Physics of Strong magnetic fields in neutron stars”, Mon. Not. R. Astron. Soc. 378, 159-162(2007) 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对的顺磁磁化现象。 Proceedings of Science (Nucleus in Cosmos, X, 2008, 189) 电子磁矩 中子反常磁矩

  3. Pauli顺磁(诱导)磁矩 A magnetic moment tends to point at the direction of appliedmagnetic field with lower energy due to the interaction of the magnetic field with the magnetic moment of the electrons. But, the electrons in the deep interior of the Fermi sea do not contribute to the Pauli paramagnetism. The Pauli paramagnetism is caused justbynear the Fermi surface and it is decided by the ( level) state density of energynear the Fermi surface. - - - E=EF E=0 · · · · Fermi sea · · · · · · · ·

  4. Shape of the Fermi surface Case : B>Bcr Fermi sphere becomes a Landau column and the energy level perpendicular to the direction of applied magnetic field is quantized Case: B<<Bcr Fermi surface almost is a spherical and the quantized Landau energy level is nonsignificant pz pz p⊥ py px Bcr =4.414×1013 guass

  5. 统计物理方法 诱导磁矩: 在外加磁场下,Fermi系统Pauli顺磁磁矩可以从热力学关系式推求 Ξ: 电子系统的巨配分函数 μ: 电子磁矩 N(ε)为能级密度, k为波数。当外加磁场远低于Landau临界磁场(Bcr=4.414×1013gauss)时，Fermi球为球对称。 V为体积

  6. 能级密度N(ε) 对非相对论(强简并)中子系统 V : Volume of the system 对超相对论强简并电子系统

  7. 中子正常Fermi系统的Pauli顺磁磁矩μ(in) 由 → 中子星的磁矩同(极区)磁场强度的关系: (RNS为为中子星半径)它产生的诱导磁场强度为 Ｂ(0)为本底初始磁场(在中子星形成过程中，由超新星核心坍缩过程形成的磁场)

  8. 数值估算 对质子系统: (在中子星内, 质子丰度Yp ~ (5-8)%) 它的Pauli顺磁磁矩远小于中子系统的Pauli顺磁磁矩, 它产生的诱导磁场可以忽略。

  9. 超相对论电子气体的Pauli顺磁磁矩产生的诱导磁场超相对论电子气体的Pauli顺磁磁矩产生的诱导磁场 The electron gas is in a highly relativistic degeneracy in NS

  10. Ｙe电子丰度 B(in)(e) 同温度无关(高度简并电子气体) Conclusion:

  11. 非相对论中子气体: 物理原因 超相对论电子气体

  12. III. Landau 逆磁性(Landau diamagnetic susceptibility) 通常在金属中电子气体具有逆磁磁矩，它起源于电子带电。在外加电磁场中，单个电子具有的Harmiton量 我们在讨论 电子气体的Pauli 顺磁性(paramagnetic magnetization) 的同时，应该计算电子气体的Landau 逆磁性。 计算高度相对论强简并电子气体的Landau逆磁性是非常困难的:在(巨)配分函数表达式中需要计算电子的能谱，必须求解在外(强)磁场下相对论电子的Dirac方程。迄今尚未见到相关计算。 但是，对非相对论强简并电子气体的Landau逆磁磁化率等于相应Pauli 顺磁磁化率的(–1/3) (冯端，金国钧著 “凝聚态物理学上卷”(2003),§6.3.4) ( 为电磁矢量势) 外加磁场改变电子的轨道状态。中子不带电，没有这种逆磁性。

  13. 对相对论强简并电子气体的Landau 逆磁磁化率大约等于相应Pauli 顺磁磁化率的万分之一。 (仝号的计算) 我们至少可以推断: 中子星内，超相对论强简并电子气体 (Pauli顺磁 减去Landau 逆磁)的总诱导磁场至少超过原有初始磁场B (0)的90倍(B (0)起源于超新星爆发中其核心坍缩过程) 重要结论:中子星观测到的1011-1013高斯的强磁场实质上来源于中子星内超相对论强简并电子气体 的Pauli顺磁磁矩产生的诱导磁场。

  14. 超相对论电子气体的Pauli顺磁磁矩产生的诱导磁场超相对论电子气体的Pauli顺磁磁矩产生的诱导磁场 (*) 它的大小取决于在Fermai表面处的(状)态密度N(EF)。 对中子星内高度简并的超相对论电子气体: 当磁场不太强： B< Bcr (Landau临界磁场) ---简并Fermi球体 B(in)(e) 同温度无关(高度简并电子气体)

  15. 对相对论强简并电子气体的Landau 逆磁磁化率大约等于相应Pauli 顺磁磁化率的万分之一。 (仝号,最近的计算) 我们至少可以推断: 中子星内，超相对论强简并电子气体 (Pauli顺磁 减去Landau 逆磁)的总诱导磁场至少超过原有初始磁场B (0)的90倍(B (0)起源于超新星爆发中其核心坍缩过程) 重要结论:中子星观测到的1011-1013高斯的强磁场实质上来源于中子星内超相对论强简并电子气体 的Pauli顺磁磁矩产生的诱导磁场。

  16. pz p 超强磁场B > Bcr情形 (简并的Landau柱面) The overwhelming majority of neutrons congregates in the lowest levels n=0 or n=1, When The Landau column is a very long cylinder along the magnetic filed, but it is very narrow. The radius of its cross section is p .

  17. 超强磁场B > Bcr情形(简并的Landau柱面) B > Bcr 时,电子Pauli顺磁磁化效应几乎不再使本底磁场放大。 原因在于:当B > Bcr (Bcr= 4.414×1013 gauss)时, 原有的简并的Fermi球面形变为狭长的Landau柱面。而且，随着磁场的增加, Landau柱面变得更加狭长。此时的Fermi表面只是Landau柱面的顶上底面，远远小于球形的Fermi球表面。因此它对应的态密度N(EF)大大减少，前述诱导磁场的放大因子A<<1，可以忽略不计。 结论: 磁星 (B>1014 gauss)的超强磁场是不可能通过极端相对论的简并电子气体的Pauli顺磁磁化效应产生的。 必须另寻其它物理原因。

  18. IV. 磁星超强磁场的物理本质─各向异性中子超流体3P2中子Cooper对的顺磁磁化现象

  19. 己经提出的模型: • Ferrario & Wickrammasinghe (2005)suggest that the extra-strong magnetic field of the magnetars is descended from their stellar progenitor with high magnetic field core. • Iwazaki(2005)proposed the huge magnetic field of the magnetars is some color ferromagnetism of quark matter. • Vink & Kuiper (2006) suggest that the magnetars originate from rapid rotating proto-neutron stars.

  20. 正常Fermi粒子能级图 3P2中子超流体能级图 能级图 E=EF E=EF kT Δ 当 T <Tλ =Δ/k 时, 系统处于超导 (或超流)状态 Tλ: 相变温度 E=0

  21. 3P2 中子Cooper对的磁矩的分布 3P2 中子Cooper对(Bose子系统)，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 = 2 μn= 1.9 ×10-23 ergs/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 σZ = 0, 1 状态有更低的能量。

  22. 顺磁方向与逆磁方向排列的3P2Cooper对数目差 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

  23. 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 壳层内的中子才会结合成3P2 Cooper对。它占中子总数的百分比为: EF(n) ~ 60 MeV, Δ(3P2(n)) ~ 0.05 MeV, q ~ 8.7% 处于3P2 Copper 对状态的中子总数目为:

  24. 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: (高温近似)

  25. 3PF2 中子超流体的总的诱导磁场: 中子星的磁矩同(极区)磁场强度的关系: →

  26. Bin- T 曲线(取η=1)(未考虑相互作用)

  27. 物理图象 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%)。

  28. 中子星磁场的增长 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3P2 Copper对数量迅速(指数)增长。当 温度下降到T7 < 2η (居里温度)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(形成磁畴现象)。 随着中子星的进一步冷却, 有两个因素使得中子星磁场增长 1) (百分比)愈来愈多的中子3P2 Copper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。 • 3P2 中子超流区扩大， 3P2 中子超流体的总质量不断增长(图) 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。

  29. 3P2中子能隙图(Elgagøy et al.1996, PRL, 77, 1428-1431)

  30. V.强磁场下电子气体的Fermi能同磁场强度的相关性V.强磁场下电子气体的Fermi能同磁场强度的相关性

  31. 在强磁场下简并电子气体性质 问题：电子的Fermi能同磁场的关系?

  32. 强磁场下的Landau柱面

  33. Landau柱面 Landau column pz p

  34. 强磁场下电子运动的Landau能级量子化理论

  35. pz Landau quantization n=5 p n=6 n=3 n=2 n=1  n=4 n=0

  36. 强磁场下的Boltzmann电子气体

  37. Classical electron gas in strong magnetic field

  38. 强磁场下的简并电子气体 222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222

  39. 强磁场下简并电子(动量空间)沿Landau 能级量子化的分布 p(nmax) p

  40. Majority of the Fermi sphere is empty, without electron occupied, In the x-y plane, the perpendicular momentum of electrons is not continue, it obeys the Landau relation .

  41. 自然推论

  42. 国际流行的另一种理论方案 主要观念:磁场增强，电子的Fermi能降低。 (以下述5篇论文为典型代表) 这几篇有关论文，影响很大、引用率很高。 [1] V. Canuto and H.Y. Chiu, 1968, Phys. Rev. 173:1210 [2]V. Canuto and H.Y. Chiu, 1971, Space Science Reviews 12:3-74 [3]D. Lai, S.L. Shapiro,1991, ApJ., 383: 745-761 [4] D. Lai, 2001, “Matter in Strong Magnetic Fields” . Reviews of Modern Physics, 73:629-661 [5] Harding & Lai , 2006, Rep. Prog. Phys. 69 : 2631-2708)

  43. 这些论文中的重要结论 对于密度不太高的非相对论简并电子气体： 磁场增强，电子的Fermi能降低。磁场降低了电子的简并性质。 当ρ>>ρB情形下，磁场对电子影响很小。 这个结论同我们对强磁场下Landau能级量子化的图象不一致！ 为什么?

  44. 质疑与原因的探究

  45. 在磁场下的Landau理论（非相对论） 求解在磁场下非相对论Schrödinger方程的结论: Landau & Lifshitz , < Quantum Mechanism> §112 (pp. 458-460 )： 1）在均匀磁场下自由电子的能量为(Landau能级)： 磁场下电子的非相对论回旋频率(Larmor 频率) ωB : ( ) 垂直于磁场方向电子的能量为量子化的(n为量子数,σ为电子自旋) 2）沿磁场方向动量在 pz- pz+dpz间隔 内电子 气体可能的微观状态 数目为 (推导过程中利用了非相对论回旋运动方程的解) 在相对论情形下，上述两个结论都需修改

  46. 中子星和白矮星内电子高度简并状态情形：电子气体的Fermi能远远超过电子的静止能量: EF >>mec2 , 通过求解磁场下相对论的Dirac方程，在相对论情形下（包括超强磁场）的Landau能级为: 在强磁场下Landau能级能量的相对论表达式 (电子Bohr 磁矩) 强磁场下Landau能级是量子化的。 n: quantum number of the Landau energy level n=0, 1,2,3……(当n = 0 时, 只有σ= -1)

  47. 遇到的困难 在磁星超强磁场情形 Landau能级的非相对论理论中关于电子气体的微观状态数目的推论(Landau –Lifshitz教科书上(p.460)的第二个结论)需要修正。 原书中关于电子气体的微观状态数目的推导过程中利用了 非相对论电子回旋运动(回旋频率为(h/2π)ωB 的解。

  48. 统计权重（关于微观状态数目）问题 在非相对论的Landau理论中，沿磁场方向动量在 pz →pz+dpz间 隔内、单位体积内电子气体可能的微观状态数目为: Landau –Lifshitz< Quantum Mechanism> §112 (p.460) 如果把它用于计算中子星内几乎完全简并电子气体的可能的微观状态数目,就会导出同前述物理图像完全矛盾的错误结论。理由如下: 我们按照统计物理的常规方法计算中子星内单位体积内电子气体可能的微观状态数目为

  49. 推论和分析 按照Pauli不相容原理, 在完全简并的电子气体内,单位体积内电子可能的微观状态数目就等于电子的数密度 其中Ye为电子丰度 ((5-8)%),ρ为物质质量密度。→ 这个结论同前述 “磁场愈强、Landau柱面愈狭长。在确定的电子数密度条件下, Fermi能量(沿磁场方向的动能)愈高”合理分析图象完全相反。 原因:当磁场强度 时 利用非相对论电子回旋运动的解获得的Landau推论不再适用,需要重新讨论。

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