中子星及其内部超导、超流(涡旋)状态效应

Presentation on theme: "中子星及其内部超导、超流(涡旋)状态效应"— Presentation transcript:

1 中子星及其内部超导、超流(涡旋)状态效应
彭秋和 (南京大学天文系)

2 ---蟹状星云(Crab) 及其脉冲星(PSR0531)
1054超新星遗迹 ---蟹状星云(Crab) 及其脉冲星(PSR0531)

3 中子星的预言和脉冲星的发现 1932年,Chadwick发现中子 1932年, Landau 预言中子星(卢瑟福回忆录)
1934年Baade & Zwicky正式提出中子星观念,并且作了天才的预言 恒星死亡  超新星爆发  中子星 超新星爆发 高能宇宙线的产生 1967年Bell (导师Hewish)意外地发现射电脉冲星 1968年Gold指出:脉冲星就是高速旋转的中子星 1983年毫秒脉冲星(基本上都是双星系统内)的发现

4 射电脉冲 周期(P) pulse ~P/10 Interpulse (中介脉冲) 射电波段上发现
观测到的脉冲很复杂(由于地球运动影响,脉冲到达时间上出现频率色散) 各个单个脉冲彼此变化、不同。但多次射电脉冲平均后的脉冲轮廓非常稳定 脉冲周期非常稳定(10-12) 周期(P) pulse ~P/10 Interpulse (中介脉冲)

5 射电脉冲星 正常 射电脉冲星 毫秒脉冲星(Millisecond) 周期:十几毫秒到几秒。 集中在：0.1 s-1 s
Crab 脉冲星(PSR B0531): P = s Vela 脉冲星(PSR B0833): P = s 自转逐渐(稳定地)变慢(Spin down) 原因: (主要原因)旋转的脉冲星辐射消耗转动能; 或周围吸积的旋转物质同磁层相互作用,使脉冲星旋转角动量减少。 周期增长率典型值： dP/dt ~10-15ss-1 毫秒脉冲星(Millisecond) (在密近双星系统中或位于球状星团内物质密集区内) P ~ 几毫秒 它们不是年轻脉冲星,而是一种再生(或再加速, Recycle)脉冲星 :通过吸积它周围旋转物质而使脉冲星本身转动加快 — 螺旋桨机制 周期变率典型值： dP/dt ~ ss-1

6 脉冲星—中子星的推断 × 星体脉动的白矮星(?) P>1s ;  高速旋转中子星? Crab 脉冲星:P=0.0334s
 高速旋转中子星? GMm/R2 > mV2rot/R , Vrot=2R/P, (引力) > (离心力) M=(4/3)R3   > (3 )/(GP2), Pcrab ~ (1/30)s   > 1.3 1011 g/cm3 (白矮星  ~106 g/cm3 ) 结论: 脉冲星—高速旋转的中子星

7 中子星(脉冲星)性质概要 质量 ~ (0.2-2.5)Msun 半径 ~ (10-20) km
自转周期 P ~ 1.5 ms –8s (己发现的范围)  中子星大气层厚度 ~ 10 cm 表面磁场: Gauss (绝大多数脉冲星) 磁星 (?) Gauss 表面温度: K— 非脉冲(软)x射线热辐射 脉冲星同超新星遗迹成协(?) 发现10个 脉冲星的空间运动速度: 高速运动。 大多数: V ~ (200 –500)km/s ; 5个: V >1000km/s 通常恒星(包括产生中子星的前身星): km/s

8 脉冲星的磁层

9 辐射束 r=c/ 开放磁力线 光速园柱面 B 封闭磁层 中子星 M = 1.4 MSun R= 10 km B = to Gauss

10 年轻脉冲星的Glitch现象 P glitch t
Vela PRS 和Crab PSR, 3-4年出现一次。 后来陆续发现更多的脉冲星出现微Glitch现象(周期变短幅度低于10-12) Glitch:脉冲周期突然变短现象 P glitch t

11 磁偶极模型 (标准模型) 辐射功率 自转能减慢 磁场 特征年龄 ,

12 制动指数 n (braking index) 定义： 变形式： 磁偶极模型制动指数: n=3

13 脉冲星研究中的重大疑难问题 自转减慢(Spin down)机制? 脉冲星射电 (X-ray, -ray)辐射机制? 辐射产生区域?
年轻脉冲星Glitch现象产生机制? 制动指数 n<3 (同磁偶极辐射(标准)模型不符)? 磁星? 脉冲星非常高(空间)运动速度产生机制? 是否存在奇异(夸克)星?

14 脉冲星自转减慢（现有理论） 磁偶极模型(标准模型, 1968) 超流涡旋的中微子辐射 (Peng et al., 1982) 盘吸积模型
脉冲星表面电流效应 诞生初期的引力波辐射 磁层表面欧姆加热

15 Malov统计(2001,Astronomy Reports, Vol.45,389)
Log(dP/dt)-15=(1.750.56)logP – (0.01 0.15) (对 P>1.25s 脉冲星(87个)) 对 P > 1s.25 脉冲星 自转减慢只能由中国小组的NSV(中子超流涡旋)模型描述; 对 0s.1 < P < 1s.25 脉冲星 自转减慢可由磁偶极辐射和NSV辐射联合模型来描述。 (Peng, Huang & Huang 1982; Peng, Huang & Huang, 1980 ; Huang, Lingenfelter, Peng and Huang, 1982)

16 中子星内部结构 夸克物质 ??? 外壳(重金属晶体) 内壳 超富中子核、晶体、自由电子 1S0 (各向同性) 核心 (1km)
= (g/cm3) 107 104 1011 内壳 超富中子核、晶体、自由电子 1014 51014 1S0 (各向同性) 中子超流涡旋区 核心 (1km) 3P2(各向异牲) 中子超流涡旋区 (5-8)% 质子 ( II 型超导体) (正常)电子Fermi气体 夸克物质 ??? 外壳(重金属晶体)

17 超流与超导现象 (1908年发现)当温度接近于绝对零度时，几乎所有的物质都要凝结成固体状态，而唯独氦却仍然保持其液体状态。通常液体内部存在内摩擦力—粘滞力。可是，当温度低于2.7K时，液态氦却完全丧失了这种粘滞性。液态氦的这种性质称为超流性。 (低温下液氦还存在超导的特性) (1911年发现)许多金属，半导体，合金低温下具有超导性质: a） 超导性: 每一种物质都有一个临界温度(称为相变温度) Tλ。 当 T> Tλ，电阻率ρ<T5， 当 T < Tλ ，ρ～0，即电阻几乎为0,存在永久性电流。 (实验上表明:其中环形电流持续两年而无衰减的迹象) b)当T= Tλ 时，正常相超导相的转变为二级相变 两种相的热力学势相等 Gn(H.T)=Gs(H.T) 但无潜热，比热有跃变 c)超导体的完全抗磁性 —— Meissnel效应

18 中子Cooper对 中子星内部中子密度达到1011～1015克/厘米3情况下，中子(质子、电子)都处于高度简并状态。中子系统费米能量的大小约为100MeV，而中子星内部即使在5亿度的高温，每个中子可能分到的热运动能不过只有0.05MeV，还不到费米能的1/200。因此，绝大多数能级附近很少一部分的中子可能参与热运动。最多只有费米能级附近很小一部分的中子可能参与热运动。但是，这小部分中子（它们绝对数量仍然可观）如果能够参与热运动的话，也就不可能出现超流现象。 中子星的密度特别高，中子之间的距离接近1 fm时，中子之间就会产生很强的核力相互作用(吸引力)。由于这种核力作用，使得费米能级附近的、动量大小相等、方向相反的中子稳定地互相配对地结合在一起，称为中子对或称为Cooper对。从量子统计知道，中子、质子、电子的自旋量子数都是半整数1/2，是费米子。它们服从费米-狄拉克统计法，遵从泡利不相容原理。但是，一旦两上中子结合成Cooper对以后，它就是一个统一的整体，它的自旋就等于0或1。于是，由中子对组成的系统的统计性质就要改变，变成了玻色子，服从玻色-爱因斯坦统计。这时泡利不相容原理不成立。因此，所有的中子Cooper对可以全部处于最低能量状态，即库柏对的总速度（总动量）为零。这个现象称为爱因斯坦凝聚现象。Cooper对之间彼此可看成独立的，它们没有相互作用，因而没有摩察作用。

19 两种性质不同的中子超流体 在密度很高时，当核力起作用时，在核力短稳强相互作用下，中子间产生很强的吸引力，这种吸引的能量量级 ～1MeV。
1995年Gintzberg就预言中子星内中子流体处于超流状态，但未深入讨论，也未讨论观测效应 1969年Baym等为了解释Vala和Crab自转突然增快现象（Glitch）提出中子星内部超流涡旋状态，才正式引起人们重视。自由的两个中子不可能结合成稳定的束缚态（两个核子系统只有氘核 (n-p)才存在很浅的束缚态）。但在集体效应下(在动量空间中)可能组成稳定的Cooper对。 自旋为1/2的两个中子组成的Cooper对有两种可能性: 1) 1S0 Cooper对(总自旋为0,无磁矩)。(1S0) ～2MeV,更稳定。 1S0中子超核体为各向同性, 类似于液态4He — HeII 2) 3P2 Cooper对(总自旋为1, 磁矩为中子反常磁矩的两倍)。 (3P2 ) ～0.05MeV, 只有在核密度下才会出现 3P2为各向异性,类似于液态3He。

20 质子Cooper对 质子、电子与此类似。两质子之间在远距离上虽然是库仑排斥力，但是当它们之间的距离短到1fm(10-13cm)量数时，两个质子之间就会出现强大的核力吸引作用，其强度超过库仑排斥力。虽然单独的两质子系统是不稳定的，但在原子核密度下,质子的系统也会因近距核力吸引相互作用而形成质子1S0 Cooper对。当然,由于质子间的库仑排斥力的抵消，质子间的吸引力弱于中子间的吸引力。因而质子1S0 Cooper对的结合能(能隙p)远低于中子1S0 Cooper对的的结合能(能隙n)。近年来核物理理论计算的结果完全表明了这一定性分析结论。

21 电子-格点正离子-电子相互作用 对于电子系统来说，两个电子之间只有库仑排斥作用，并没有直接的吸引作用。不过,在金属晶格点阵中,在一级近似下，所有的自由电子都在平均自洽(电)场背景中运动。电子之间，以及电子同离子之间原有的库仑相互作用都归并到一个统一的平均自洽(电)场之中。自由电子之间不再去考虑它们通常的库仑排斥作用。 但是，当热运动的电子偶尔跑到格点离子附近时，它同离子之间的相互吸引作用远远超过了平均自洽(电)场下的平均值。在二级近似下必须考虑。当一个自由电子通过同点阵格点处带正电的离子之间的库仑吸引作用，引起格点离子振动状态的改变(低温物理中称它们之间交换“声子”),而振动状态发生改变的格点离子 (通过库仑吸引作用)又反过来影响它附近的另外一个电子的运动(它们之间也交换“声子”)。

22 晶格点阵中自由电子与离子间的相互作用 电子A的库仑吸引作用使离子的振动状态变化，这种改变影响另一邻近电子B的运动,这导致了电子A同电子B之间的间接相互作用—剩余的库仑相互作用。这种剩余相互作用能量大小只有10-4 eV 电子B 离子振动 状态变化 交换声子 格点正离子 交换声子 电子A

23 电子Cooper对 通过(以格点离子为枢纽)两次交换声子的二级过程，在格点离子附近的两个电子间接地呈现了相互作用。
在接近绝对零度环境下，当电子的热运动能量(kT)远低于等离子体(电子)振荡能量(pe)时，两个电子之间的这种间接相互作用呈现出吸引。 这种吸引作用导致在动量空间中，在费米能级附近、动量大小相等、方向相反的两个电子会结合成一个 “小家庭”,称为Cooper对。形成Cooper对的吸引相互作用正是由于上述库仑相互作用的剩余作用造成的。电子Cooper 的结合能(对能) — (电子超导能隙)  10-4 eV

24 能级图 正常Fermi粒能级占据图 超流超导Fermi粒子能级占据图 E=EF E=EF             
kT      能级图         E=0

25 Cooper对与能隙 由于电子(中子、质子)的自旋为1/2,所以两个电子(中子)Cooper对的自旋可以为O或为1。当两个电子结合成一个Cooper对时需要消耗一定的结合能(),因此一个Cooper对(作为一个单元)在能级图上的位置在Fermi能以下间距  处。 原先位于Fermi面(下面)附近的所有电子都两两相互配对(动量大小相同、方向相反的两个电子配成一对)形成一个以Cooper对作为单元的系统。每个电子Cooper对的自旋为零，因而这个电子Cooper对系统可以看作是一个 “Bose子”系统，有全同粒子效应,可凝聚在一起。Bose子系统不受Panli原理限制，可以处于可能的最低能态(Bose-Einsten凝聚)。 所有的电子Cooper对的能量都比Fermi能要低  的数值。即原来的Fermi分布不稳定，能级发生了变化。此时在Fermi面(下面邻近处)能级出现了一个隙缝  “能隙”。（在动量空间中）电子两两成对地凝聚在能隙的底部（εF下面附近处）  超流体的最低状态。称为能隙值。

26 超流、超导的本质 当中子热运动能低于能隙值: ，单凭Fermi 海外的一个热运动中子的热运动能量是不可能拆散一个Cooper对中的两个中子，并使它们参与热运动。也就是说，当时,Cooper对是不能被激发的，它们对热运动不贡献。所以不会产生热耗散，不存在粘滞性。呈现出超流现象。 对电子(质子)系统,当电子热运动能低于能隙值时，在金属中就不会出现电阻(电流的热耗损)现象  呈现超等相（S）。当kBT>Δ，时, 则Fermi 海外的一个热运动电子的热运动能量可以拆散Cooper对中的两个电子，使它们参与热运动。此时电子系统呈现正常相，不出现超导。 由于电子的Cooper对结合能量级只有10-4 eV,电子超导的相变温度在(1-5)K范围内,在地球实验室中实现。在中子星内，虽然电子气体高度简并，但它们仍然为正常的电子Fermi气体，不呈现电子超导。

27 中子超流体的能隙值 3P2 能隙:  n(3P2)值的计算，从1970s 至今不断改进。
1971年，C．H．Yang.J.W.Clark用变方法发现,在7×1012<ρ<5×1013范围内，纯中子流体的1S0能隙: △(1S0) ≥2MeV， 在ρ≈2×1013，△≈2.35MeV. 中子星内部中子结合成Cooper对的超流状态。实际上，可能从ρ>1011,中子出现Cooper对，凝聚现象对应于在ρ>1.4×1014, △(1S0) ≈0 3P2 能隙:  n(3P2)值的计算，从1970s 至今不断改进。 按照Ø. ElgarØy et al. (arXIV: nucl-th / )V1, 23 Apr 1996) 的计算, 对纯中子物质:  n(3P2) >0, ( 1.2 fm-1  kF  2.5 fm-1 ) 极大值在( )MeV 当考虑到 -平衡条件，则 在1.32 fm-1  kF  2.34 fm-1 范围内，(对应于 7.41013  (g/cm3)  1.3 1014)  n(3P2)  0.05 MeV (  = (/NA)n , n =(8/3h3)(pF)3 =(1/32)(kF)3 )

28 质子超导能隙 在 0.020 np (fm-3)  0.43范围内, p(1S0) > 0 ,
Ø. ElgarØy et al. (arXIV: nucl-th / )V1, 23 Apr 1996) 在 0.020 np (fm-3)  0.43范围内, p(1S0) > 0 , 或 4.21014  8.91015 g/cm3 (取 p ~ 0.08 n) (nuc=2.8 1014 g/cm3) 在 np (fm-3)  (  4.11015 g/cm3), 质子能隙达到极大值 p(1S0) ~ 0.9 MeV , 在np (fm-3)  (  5.2 1014g/cm3=1.86 nuc)时, p(1S0) ~ 0.1MeV。 质子体系是否处于超导状态? 从上述p(1S0)>0的区域相当接近于核心区域的质子系统可能处于超导状态，但在观测上目前难以证实。

29 c)两类超导体 存在着两个临界磁场 Hc1,Hc2 ; HC1  HC2 ,
当温度低于相变温度 (T < Tλ) 时，在超导体上加入外磁场(H)， 当 H < Hc1 时, 超导体就表现出完全的抗磁性，它排斥所有的磁力线，不允许磁力线穿过它。大块超导体，内部无磁场，在表面薄层（10-5cm）迅速衰减到0，排斥磁场现象称Meissnel效应 当 H > Hc2即使在温度低于TC的条件下，超导性也会被立即破坏,使超导性破坏转入正常状态。 第I类超导体: HC2 = HC1 — 具有完全排斥磁场性质: 当 H < Hc1 时, 磁场从超导体表面向内指数衰减 H=H(0)exp{-x/L} L :磁场穿透深度 L = c/pe, pe =4ne2/m —— 电子的等离子体振荡频率。

30 第II类超导体: HC2 > HC1 当HC1<H<HC2,时磁场渗透进入到超导体内部。
超导体内 B(磁感应强度)小于正常态的 B。 超导体内出现一系列新的稳定的闭合的绕磁线的超导电流 — 称为混合态或超导涡旋态。 其磁通量是量子化的（形成filaments）。 磁通量  =   H = n 0 磁通量量子：0 = ch/(4e)= 3.310-8 Gausscm2 中子星:  = R2H = Nn0 , N:中子星内超导涡丝数目 N= R2H/n0 ～ (3× )(R62H12/n) 涡丝间距b： N b2 = R2  b = [n0 /H]1/2  10-10(n/H12) cm 即中子星内的超导涡丝是非常密集的。 涡丝呈三角点阵分布（计算机算出，此时能量处于最低态）

31 两类超导体判据 Hc1  (0/42)ln(/), Hc2  (0/42) ,
: 磁场穿透深度 等离子体质子振荡波长 : 质子相干长度,即涡丝核心半径。 由测不准原理可以估计:  = EF/(kfp) 2 =mpc2/(4nee2), p/(21/2 p) ～ ne1/6(EF/)p /EF ～ 0.05 21/2 (T) < (T) I 类超导体 21/2 (T) > (T) II 类超导体 p ～ 31013 g/cm3, kf ～ 0.7 1013 cm-1,  ～ 30 fm << b, p ～ 80 fm 只要 /EF > 0.01, 则 2-1/2   > 1  中子星内质子可能处于第II类超导体 HC1～1015G, HC2～3×1016G

32 磁场衰减问题:电导率和e-p碰撞时标 D =(4/c2)(R2B/2Hc1), 由j= E=neevneec 磁扩散率:
而 H < HC1 涡旋态不稳定，要排除磁场 正常中子星物质中，磁场扩散的特征时间 Natule224，674（1969）(由Maxwell方程组和 j= E 导出) R:磁场特征尺度 D =(4/c2)(R2B/2Hc1), 由j= E=neevneec 磁扩散率: eE=dp/dt pF/tr=(hkf/2tr) 正常状态电导率：  =nee2[2ctr/hkf] tr为由于e-p “碰撞”,电子动量转移弛豫时间。 kf=(32)1/3(p/mp)1/ — 质子Fermi波数 kFT=(4/)(kfme2/(h/2)2) —系统的 Fermi-Thomas屏蔽波数 在中子星内部质子超导区， 1013g/cm3, kFT/kf =1/3 Tp:质子简并温度,(Tp/T)2 106 (高度简并)  1.51029 (p,13)3/2T8-2 s-1

33 磁场衰变弛豫时间 取p=1.01013g/cm3, T=1.0 108 K,
σ=1.5×1029s D =(4/c2)(R2B/2Hc1) 非常大的电导率是质子退化的直接结果， 由此磁场衰减时间 D ~ 1013(B/Hc1)年 ~ 1010年 实际上，由于中子星逐渐冷却，↑，质子超导,  更高， D 更大。所以,实际上中子星内部磁场可以认为是与原来一样强。 而质子处于超导态，τtr更长得多， 由此大多数人从理论上不承认磁衰减模型

34 中子超流涡丝同质子超导磁通管的扭缠效应 迄今普遍相信, 中子星(外核心)内的质子超导体是第II类超导体,即磁场可以穿进超导体内，形成密集的磁通管(超导混合态)。夹带在中子超流涡丝内的质子将使每根夹带在中子超流涡丝核心磁化(实际上是质子超导磁通管使超流涡丝核心内的正常中子(具有反常磁矩)系统磁化,它使得中子超流涡丝同质子超导磁通管扭缠在一起。其效果犹如每根中子超流涡丝钉轧在某条质子超导磁通管上。Ruderman, Zhu and Chen(1998)提出的解释年轻脉冲星Glitch现象的模型就是建立在这种中子超流涡丝同质子超导磁通管扭缠效应基础上的(中子超流涡丝在质子超导磁通管上的钉轧点随机地突然滑脱)。 质子以及超导磁通管是同中子星磁球整体共转的, 当中子超流体绕涡丝轴作涡旋流动时，它们就会对涡丝钉轧在的质子超导磁通管产生一种作用力,称为Magnus力。它对中子星总的旋转角动量矢量产生了一个力矩的作用,导致了中子星自转轴方向会出现进动。

35 质子是否处于第II类超导体状态? 近年来观测己确定单脉冲星PSR B1828-11, 它的自转轴确实在进动,其周期约为1年,其振幅约为3°。
(Stairs, Lyne and Shemar, Nature, 406(2000)484,Shabanova, Lyne and Urama, ApJ. 552(2001)321)。 但是, 从上述Magnus力出发，最近B.Link的计算发现 (2003,Phys.ReV.Lett.91(10):101101),理论计算的进动非常迅速，其进动周期短于1秒。由此, B.Link作出结论: 在中子星外核心处质子超导体不是II类，而是I类超导体磁力线被排斥在整个质子超导体之外。 由于中子星内不存在超导磁通管。上述中子超流涡丝同质子超导磁通管扭缠也就不会出现。建立在这种扭缠效应基础上的Ruderman等人的解释Glitch的模型也就不再成立。

36 1S0 和 3P2 中子超流体 1S0 中子超流 3P2 中子超流

37 中子星内的中子超流涡旋运动 Vortex flow 涡丝核心(正常中子流体)

38 Vortex flow (Eddy current, Whirling fluid)
量子化环量( 涡旋强度): 超流体 涡旋管核心(正常中子状态 n: 涡旋量子数

39 中子星的超流涡旋管(涡丝) 涡丝核心区域内为正常中子流体 当中子星内部温度 T< /kB下, 中子系统处于超流状态 核心半径:
涡丝间的距离: 涡丝间的间距为宏观尺度。每个涡旋管内的绝大多数中子处于超流状态 能隙(Cooper对的结合能): 当中子星内部温度 T< /kB下, 中子系统处于超流状态

40 中子超流涡旋的两种辐射 中微子回旋辐射––For Spin down (Peng, Huang & Huang 1982)
原理:按照粒子物理学中Wenberg – Salam 弱电统一理论, 作回旋运动的中子会辐射中微子-反中微子对 (类似于作回旋运动的电子会辐射一对光子) 出射的中微子直接逃逸出中子星,消耗中子星转动能，带走角动量，使脉冲星自转减慢。 2) 各向异性的中子超流涡旋的磁偶极辐射–– For Heating 原理: 3P2 中子Cooper对具有磁矩,在回旋运动中它产生(x-射线)辐射。被中子星物质吸收而使中子星加热。 (Peng, Huang & Huang, 1980 ; Huang, Lingenfelter, Peng and Huang, 1982)

41 脉冲星(自转减慢)混杂(Hybrid)模型
脉冲星转动动能损失率 周期增长率 超流涡旋的演化(假设)

42 比较 混杂模型 磁偶极辐射模型  < 3  n <3

43 高速中子星 脉冲星诞生于超新星爆发的中心 高速脉冲星 v = 800 – 1000 km/s!
为什么? 不对称的爆发或发射(辐射或中微子)导致非常巨大的 “kick.”

44 高速脉冲星的直接观测证据 Guitar PSR B2224+65 由于脉冲星相对于Guitar星云 (超音速)运动 而形成的弓形激波
V > km/sec (Cordes, Romani and Lundgren 1993) Guitar Nebula – copyright J.M. Cordes

45 94颗脉冲(单)星的空间速度 V (km/s) 脉冲星数 所占百分比  100 71 3/4  300 36 38%
 /4  %  %  %

46 Crab 星云 脉冲星 脉冲星空间速度方向同它的旋转轴共线
至少对Crab and Vela PSR (Lai, Chernoff and Cordes(20001)) Crab 星云 脉冲星

47 四类 Kick机制 1) 超新星爆发过程中具有空间不对称的流体动力学不稳定性模型 2)超强磁场下中微子同粒子散射模型
1) 超新星爆发过程中具有空间不对称的流体动力学不稳定性模型 2)超强磁场下中微子同粒子散射模型 3)超强磁场下中微子振荡模型 4) 斜的偏心磁转子的电磁辐射火箭模型

48 共同特征与困难 前三种模型都建立在 SN 爆发的非常短时间内空间上不对称物理因素或不对称动力学过程基础上。
新生的中子星可以获得高达 ( ) km/s 的速度 条件: 1)或者假定爆前星体具有特殊的难以实现的不对称性。 2)大多数模型需要超强磁场B∼ Guass —— 这至少同绝大多数脉冲星的观测不符合。 由于具有斜的偏心磁转子的中子星具有更为强大的引力辐射，它使斜的偏心磁转子电磁辐射火箭模型不能成为有效的加速机制。

49 高速中子星的中微子火箭喷流模型 从我们(1982)提出的中子超流涡旋的中微子回旋辐射出发，利用左旋中微子的宇称不守恒性质，具有方向的明显不对称性。当中子星沿着自转轴线(同自转矢量方向相反)喷射中微子流的同时，中子星本身沿着自转轴正向获得一个反冲速度。 正是由于中子星不断喷射中微子流，中子星沿着自转轴正向不断获得加速。在一定的时标内，它可能达到很高的速度。 中子星的中微子辐射的能量是消耗中子星整体旋转能。而中子星空间加速是由发射的中微子流的反冲造成的。——即导致中子星空间速度加速的能量是由中子星转动能量的减少转化的

50 中微子左右不对称导致中子星的反冲 J Jf  Ji p n n

51 累积的脉冲星反弹速度

52 中子星的加速曲线 V(Km/s) P/P0

53 模型下中子星的加速曲线

54 NSV模型的主要结论 1) 逐渐加速模型 加速时标: 200-300 years 中子星能够达到的最大速度同它的初始周期紧密相关
Vmax  1000 km/s 当 P0 < 0.7 ms Vmax>100 km/s 当 P0< (2-3)ms Vmax > 2500 km/s 当 P0 ~0.4ms 3) 加速方向沿中子星自转轴方问，Crab PSR 和 Vela PSR的观测 正好同模型预言相一致。 4) 对于具有相同初始周期的脉冲星而言,磁场较弱者所获得的空间速度更高。

55 3P2 中子超流涡旋的磁偶极辐射的效应—Glich现象的原因
kT= n(3P2 )  0.05 MeV, T5.8×108K: 随着中子星的冷却，T, 当 T= T 时, 正常中子流体相  3P2 中子超流涡旋态的相变 3P2 中子超流涡旋的磁偶极辐射—产生(x-射线)辐射。被中子星物质吸收而使中子星加热。 对年轻脉冲星，超流涡旋量子数很高，磁偶极辐射很强，使中子星加热率超过中 子星的冷却率，反而使温度上升。 一旦温度回升到 T > T 时,则3P2 中子超流涡旋态立即消失。 3P2 中子超流涡旋态 正常中子流体相 此时3P2 中子超流涡丝蕴藏的角动量的大部分仍会保留在经典的旋涡运动中。由 于正常态中子同质子的核力作用而使它们同中子星的整体磁球紧密相关联。这必 然会导致3P2 中子超流涡旋区蕴藏的超流涡旋角动量的一部分(只需(0.1-1%)或更 少)角动量在瞬间突然释放出来, 导致了中子星整体磁球(包括壳层)的转动突然加 快，呈现出Glitch现象。

56 Glich现象的准周期性 当3P2 中子超流涡旋态消失后，因3P2 中子超流涡旋的磁偶极辐射导致的中子星内部加热机制消失。中子星原有的冷却机制再次使中子星冷却，随着T, 当 T= T 时，再次出现 正常中子流体相  3P2 中子超流涡旋态的相变。 当3P2 中子超流涡旋态再次出现后，它的磁偶极辐射再次成为中子 星内部加热机制。只要3P2超流涡旋量子数仍很高，磁偶极辐射也 就很强，它再使中子星加热率超过中子星的冷却率，星体温度再次 上升。当温度再次回升到 T > T 时,则3P2 中子超流涡旋态又一次立 即消失: 3P2 中子超流涡旋态 正常中子流体相 ; 3P2 中子超流涡丝 蕴藏的角动量立即释放出来, 再一次出现Glitch现象。只要3P2 中子 超流涡旋的磁偶极辐射导致的中子星内部加热率仍然超过冷却率 (其条件是3P2超流涡旋量子数仍很高), 这种图像就可能反复地重复 多次。每反复一次，就出现一次Glitch现象。它并没有准确的周期。从Vela PSR 和Crab PSR 的Glitch出现的频率来看，大约每2-3年可能发生一次。经几次Glitch现象后，它的振幅会逐渐变低。