1、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Pauli磁化现象,彭秋和 (南京大学天文系),本项研究探讨的问题,中子星的初始本底磁场: 通过超新星核心坍缩过程中，由于磁通量守恒:,欲探讨的问题:磁星(1014-1015 gauss)的物理本质?,(B(0)为中子星的初始本底磁场)。难以获得通常中子星(1011-1013) gauss的磁场强度。更难以获得磁星(1014-1015) gauss的磁场强度。 通过计算，我我己经论证: 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。 但是，它不会导
2、致磁星的超强磁场。,磁星超强磁场的物理本质?,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
3、 matter. Vink & Kuiper (2006) suggest that the magnetars originate fromrapid ratating proto-neutron stars. 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。,3P2中子超流体的A相,1)当环境磁场非常弱时，平均来说，每个3P2 中子Cooper对的自旋 投影的分布是 “等概率分布”,称为 ESP (Equal Spin pair)。在Ferm
4、i 海深处的中子自旋投影的分布也是 “等概率分布”。它们不呈现有整 体磁矩。基本上各向同性, 我们把它称为3P2 中子超流体的A相（类 似于零温附近液态3He的A相)。,3P2中子超流体内，在动量空间中Fermi表面附近两个动量大小相等 但方向相反的两个中子结合成一个3P2 Cooper对。每个3P2 中子 Cooper对的自旋 =1, 它在磁场(Z方向)上的投影有三个分量: Z = -1, 0, +1。对应地具有的磁矩 投影分量分别为Z = 2 n , 0, -2 n,3P2 中子超流体的B相,2)在较强磁场下， 3P2 中子超流体偏离“等概率分布” 状态，即它的 3P2 中子Cooper对
5、以及位于Fermi海深处的简并中子的自旋投影的分 布都不是 “等概率分布”, 这时3P2 中子超流体整体将呈现诱导磁矩, 性质是各向异性的。其统计性质是同每个Cooper 对(Fermi海深处中 子)的磁矩能量以及同温度相关的。我们称这种各向异性的状态为 3P2 中子超流体的B相(类似于零温附近液态3He的B相)。,统计考虑(1),我们以如下简单方法估算: 3P2 中子Cooper对系统可以认为是Bose子系统，在低温下都凝聚在 在基态(E=0)状态。每个3P2 中子Cooper对具有磁矩 = 2 n= 1.9 10-23 ergs/gauss。 在外磁场下，它沿磁场方向具有投影分量分别为为-
6、Z2n (Z=1,0,-1)。 即Z = -1的投影分量是顺磁的。 在磁场作用下，磁针(磁矩)有着顺磁场方向的趋势,它具有较低的 能量值。即它比 Z = 0, 1状态有更低的能量。,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,其中，B(1)为中子星在3P2中子超流体出现前的本底磁场:,B(0) (107-1010) gauss, B(in)(4-6)103 B(0),处于3P2 中子Copper 对的中子数所占的百分比,(动量空间中)Fermi球内只有在Fermi表面附近, 厚度为,壳层内的中子
7、才会结合成3P2 Cooper对。它占中子总数的百分比为:,EF(n) 60 MeV, (3P2(n) 0.05 MeV, q 8.7% 处于3P2 Copper 对状态的中子总数目为: N(3P2(n) = q NA m(3P2(n)/2,3P2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,它们导致的诱导磁矩为,当:,磁化系数为,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:,Bin- T 曲线 (取=1),较高温近似,当,或,当中子星内部温度仍然较高时， T7 2, 这种由各向异性(3P2) 超流体内产生的诱导
8、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T7 2 时，这种诱导磁场将会超过原初本底磁场。,磁星的物理本质,B(0) (107-1010) gauss, B(in)(e) 91B(0) B(1) = B(0) + B(in)(e) B(in)(3P2) (1014-1015) 磁星物理图象: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
9、数量(数量差为N1) 。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。即中子星的强磁场是由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T=2.8108K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3P2 Copper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
10、的磁矩方向排列是混乱的。只有极少数中子3P2 Copper 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3P2 Copper对数量 迅速(指数)增长。当温度下降到T7 2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。 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
11、(Elgagy et al.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 (3.31014 (g/cm3) 5.21014) 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。,中子星磁场的上限,物理图象: 当温度T0 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,由它产生的诱导磁场的上限为B(in)max,因为,谢谢大家,
