Рентгеновские пульсары

На начальном этапе исследований открываемым рентг. объектам присваивались наименования по созвездиям, в к-рых они находятся. Напр., Геркулес X-1 означает первый по рентг. яркости объект в созвездии Геркулеса, Кентавр Х-3 - третий по яркости в созвездии Кентавра. Р.п. в Малом Магеллановом Облаке обозначается как SMC X-1, в Большом Магеллановом Облаке - LMC X-4. Обнаружение со спутников большого числа рентг. источников потребовало др. системы обозначений. Напр., 4U 1900-40 соответствует обозначению Р.п. Паруса Х-1 в четывертом каталоге "Ухуру". Первые четыре цифры обозначают прямое восхождение (19 ч 00 мин), а вторые две вместе со знаком дают склонение объекта. Аналогичный смысл имеют цифры в обозначении источников, открытых спутником "Ариэль" (Великобритания), напр. A 0535+26. Обозначения типа GX 1+4 относятся к источникам в центральной области Галактики. Цифры соответствуют галактич. координатам (см. Координаты астрономические) l и b (в данном случае l=1^o, b=+4^o). Употребляются и др. обозначения. Так, открытый с борта советских АМС "Венера-11, -12" в эксперименте "Конус" вспыхивающий Р.п. с периодом 8 с (см. Гамма-всплески) получил наименование FXP 0520-66.

Переменность излучения Р.п.

Рис. 1. Запись излучения рентгеновского пульсара Кентавр Х-3, полученная со спутника "Ухуру" 7 мая 1971 г. По вертикальной оси - число отсчетов за временной интервал 1 бин=0,096 с, по горизонтальной - время в бинах. Регистрируемый поток максимален, когда источник находится в центре поля зрения счетчика, ограниченного коллиматором. Из-за вращения спутника регистрируемый средний поток сначала нарастает, а затем спадает. На эту простую зависимость от времени наложены периодические пульсации, связанные с собственой переменностью источника.

Короткопериодическая переменность рентг. излучения Р.п. иллюстрирует рис. 1, на к-ром приведена запись излучения одного из первых открытых Р.п. - Кентавр Х-3 (май 1971 г., спутник "Ухуру", США). Период следования импульсов P=4,8 с.

Рис. 2. Долгопериодическая переменность рентгеновского излучения источника Кентавр Х-3 (нижний график, N - число отсчетов, с-1). Видны характерные рентгеновские затмения. На верхнем графике приведены изменения периода P, доказывающие движение пульсара вокруг центра масс двойной системы (10-3).

На рис. 2 показана долгопериодич. переменность Р.п. Кентавр Х-3. Раз в двое суток Р.п. периодически "исчезает" (затмевается) на 11 ч (нижний график). Тщательные исследования показали также, P зависит от фазы двухдневного периода T=2,087 сут по гармонич. закону (верхний график): , где - изменение P, P₀ - невозмущенное значение P, A - амплитуда относит. изменения P, t₀ соответствует одному из моментов, когда отклонение периода максимально. Эти два факта интерпретируются однозначно: Р.п. входит в двойную систему с орбитальным периодом, равным T. "Исчезновения" объясняются затмениями Р.п. вторым компонентом двойной системы. По продолжительности затмения можно сдеалть вывод о том, что второй (затмевающий) компонент заполняет свою критическую полость Pоша. Периодич изменения P обусловлены Доплера эффектом при орбитальном движении Р.п. вокруг центра массдвойной системы. Амплитуда изменения периода , где i - угол наклонения орбиты двойной системы (в этой системе близок к 90^o), v - скорость орбитального движения Р.п.; vsin i=416 км/с, эксцентриситет орбиты мал. Рентг. затмения обнаружены далеко не во всех двойных системах с Р.п. (для наблюдения затмений необходимо, чтобы луч зрения был близок к плоскости орбиты двойной системы), а периодич. изменения P - в большинстве двойных систем с Р.п.

После открытия Р.п. в его окрестности обычно быстро находят переменную оптич. звезду (второй компонент двойной системы)Ю блеск к-рой меняется с периодм, равным орбитальному или в два раза меньшим (см. ниже). Кроме того, спектр. линии оптич. компонента испытывают доплеровский сдвиг, периодически изменяющийся с орбитальным периодом вдойной системы. Оптич. переменность двойных систем с Р.п. обусловлена двумя эффектами. Первй эффект (эффект отражения) наблюдается в системах, в к-рых светимость оптич. звезды меньше светимости Р.п. Сторона звезды, обращенная к Р.п., прогревается его рентг. излучением и в оптич. лучах оказывается ярче, чем противоположная сторона. Вращение двойной системы приводит к тому, что наблюдается то более яркая, то менее яркая сторона звезды. Такой эффект наиболее отчетливо проявляется в системе, включающей Р.п. Геркулес Х-1 и звезду HZ Геркулеса. На ед. поверхности этой звезды, обращенной к рентг. источнику, падает в тридцать раз больше энегрии в виде рентг. излучения, чем поступает из недр звезды. В результате амплитуда оптич. переменности превышает 2^m в фильтре B. Часть рентг. излучения отражается атмосферой звезды, но осн. доля поглощается ею и перерабатывается в оптич. излучение. Это излучение слабо пульсирует с периодом P. Часть энергии уходит на эффективное нагревание вещества на поверхности, сопровождающееся формированием т.н. индуцированного звездного ветра.

Второй эффект, называемый эффектом эллипсоидальности, связан с тем, что форма звезды, заполняющей критич. полость Роша, заметно отличается от сферической. В результате два раза за орбитальный период к наблюдателю обращена большая часть поверхности и два раза меньшая. Такая переменность с периодом, вдвое меньшим орбитального периода двойной системы, наблюдается в двойных системах, где светимость оптич. компонента намного превышает рентг. светимость Р.п. В частности, именно благодаря такой переменности был открыт нормальный компонент источника Кентавр Х-3.

Аккреция на нейтронную звезду с сильным магнитным полем.
В тесных двойных звездных системах возможны два осн. типа аккреции: дисковая и сферически-симметричная. Если перетекание вещества идет преимущественно через внутр. точку Лагранжа, то перетекающее вещество обладает значит. уд. моментом количества движения и вокруг нейтронной звезды образуется аккреционный диск. Если норм. звезда теряет вещество посредством звездного ветра, то возможно формирование ударной волны и близкая к сферически-симметричной аккреции за ней.

Рис. 3. Упрощенная картина аккреции на замагниченную нейтронную звезду в двойной системе. Газ поступает к звезде как в геометрически тонком диске, так и сферически-симметричным образом. Реальная магнитосфера имеет более сложную форму, чем изображено на рис. а (, M - угловая скорость вращения и магнитный момент нейтронной звезды). Условия вмораживания плазмы в магнитосферу благоприятны не на всей ее поверхности. Вмороженная плазма течет вдоль линий к магнитным полюсам (стрелки). Вблизи полюсов аккреционный канал представляет собой незамкнутый венец (б).

Свободное падание (при сферически-симметричной аккреции) возможно лишь на больших расстояниях от звезды. Вблизи радиуса R_M~ 100-1000 км (радиус магнитосферы) давление магн. поля нейтронной звезды сравнивается с давлением аккрецирующего потока вещества и останавливает его. В зоне R < R_M формируется замкнутая магнитосфера нейтронной звезды (рис. 3, а), вблизи R_M возникает ударная волна, в к-рой плазма охлаждается излучением Р.п. за счет комптонизации. Благодаря Рэлея-Тейлора неустойчивости становится возможным проникновение капель плазмы внутрь магнитосферы, где происходит их дальнейшее дробление и вмораживание в магн. поле. Магн. поле канализирует поток аккрецирующей плазмы и направляет ее в область магн. полюсов (рис. 3, б). Зона, на к-рую выпадает вещество, по-видимому, не превышает по площади 1 км². На поверхности нейтронной звезды гравитац. энергия связи на ед. массы , поток выпадающего вещества, необходимый для поддержания светимости L_X ~ 10₃₅-10₃₉ эрг/с Р.п. равен в год. На 1 см² поверхности выпадает более тонны вещества в секунду. Скорость свободного падения составляет 0,4 c, при этом кинетич. энергия падающего протона вблизи поверхности нейтронной звезды достигает 140 МэВ.

В Р.п. со светимостью L_X < 10₃₆ эрг/с падающие протоны и электроны тормозятся в атмосфере (образованной веществом, выпавшим на нейтронную звезду за ничтожные доли секунды до этого) за счет ядерных и кулоновских столкновений. Выделяющаяся энергия излучается слоем, поверхностная плотность к-рого ок. 10-20 г/см², а толщина неск. метров. Существует предположение, что может возникнуть тонкая (несколько см) бесстолкновительная ударная волна, в к-рой будет выделяться вся кинетич. энергия аккрецирующего потока.

В Р.п. со светимостью, близкой к эрг/с, колоссальное энерговыделение в зоне магн. полюсов приводит к тому, что сила давления излучения на падающие электроны способна остановить поток аккрецирующего вещества. Вблизи поверхности нейтронной звезды (на высоте 1 м) может сформироваться радиационно-доминированная ударная волна. В такой ударной волне давление излучения намного превышает давление плазмы. Падающие на звезду электроны тормозятся силой давления излучения, обусловленной томсоновским рассеянием излучения, идущего снизу. Одновременно останавливаются связанные с электронами элестростатич. силами протоны, несущие основную кинетич. энергию. Эта энергия расходуется на увеличение энергии фотонов, вследствие их многократных рассеяний на высокоскоростных электронах (комптонизации). Часть "жестких" фотонов уходит к наблюдателю, а часть попадает в плотные слои атмосферы (нейтронной звезды), нагревая ее. В этих слоях вследствие тормозного излучения рождаются многочисленные "мягкие" фотоны, к-рые (испытывая томсоновское рассеяние на падающих электронах) и тормозят падающее вещество.

Рис. 4. Профили импульсов ряда рентгеновских пульсаров. Приведены интервалы энергии, для к-рых получены данные, и периоды P.

Если светимость Р.п. превышает 10³⁷ эрг/с, то над поверхностью нейтронной звезды в районе магн. полюсов формируется аккреционная колонка. Радиационно-димонированная ударная волна возникает на большой высоте над поверхностью нейтронной звезды (сотни метров и даже километры). В ней происходит торможение потока. Под ударной волной осуществляется режим оседания. Излучение уходит через боковую поверхность колонки, вещество же в ней медленно оседает, выделяя гравитац. энергию, превращающуюся в тепло и излучение. Силам гравитации противодействует градиент давления излучения, запертого в радиационно-димонированной колонке. Аккреционная колонка может обеспечить светимость, намного превышающую критическую светимость, т.к. с боков колонка удерживается магн. полем, а не силами гравитации. Более того, если магн. поле нейтронной звезды превышает 10¹³ Гс, то в основании колонки темп-ра плазмы достигает 10¹⁰ К. При таких темп-рах происходят процессы рождения и аннигиляции электрон-позитронных пар. Нейтрино, образующиеся в реакциях , уносят осн. долю светимости. Рентг. светимость (превышающая критическую) составляет малую долю нейтринной светимости . Отметим в связи с этим существование Р.п. SMC X-1 и LMC X-4, имеющих рентг. светимости ~ 10³⁹ эрг/с, т.е. намного превышающие критическую. Эти объекты имеют, по-видимому, и значительную нейтринную светимость. Излучаемые нейтрино прогревают недра нейтронной звезды и, поглощаясь в недрах норм. компонента двойной системы, дают малый вклад в его оптич. светимость. Поток аккрецирующего вещества в таких объектах может достигать в год. В этом случае возможна ситуация, когда за 10⁶-10⁵ лет работы Р.п. на нейтронную звезду выпадет ок. вещества, будет превышен предел устойчивости для нейтронных звезд, произойдет гравитационный коллапс, сопровождающийся взрывом сверхновой редко встречающегося типа и образованием черной дыры. Это может произойти лиль при дисковой аккреции, когда давление излучения не препятствует аккреции на больших расстояниях от тяготеющего центра.

Рис. 5. Зависимость профиля пульсаров от энергии для двух рентгеновских пульсаров.

Формирование профилей импульсов и спектры излучения Р.п.
Выделение энергии в ограниченной зоне вблизи полюсов нейтронной звезды в совокупности с ее вращением приводит к феномену пульсара: наблюдатель видит излучающую зону под разными углами и принимает переменный во времени поток рентг. излучения. Период P равен периоду вращения нейтронной звезды. Наличие сильного магн. поля может приводить к направленности излучения. В зависимости от соотношения между энергией фотонов, напряженностью магн. поля и темп-рой плазмы могут формироваться как карандашная, так и ножевая диаграммы направленности. Важнейшим параметром явл. гирочастота (циклотронная частота) электрона . Степень направленности явл. функцией отношений и . Диаграмма направленности определят форму профиля импульсов Р.п. Профили импульсов ряда Р.п. приведены на рис. 4. Вид профилей многих Рп. изменяется с увеличением энергии фотонов (рис. 5).

Рис. 6. Спектры ряда рентгеновских пульсаров. Заметна рентгеновская линия железа с кэВ

Спектр излучения нейтронной звезды должен быть многокомпонентным. Излучают ударная волна, аккреционная колонка, поверхность нейтронной звезды вблизи основания колонки, плазма, текущая по магнитосфере к полюсам нейтронной звезды. Эта плазма поглощает жесткое излучение колонки и переизлучает его в мягком рентг. диапазоне как в континууме, так и в рентг. линиях (характеристических и резонансных) ионов тяжелых элементов. Спектры (рис. 6) решающим образом зависят от светимости Р.п. и напряженности магн. поля, поэтому они сильно отличаются друг от друга.

Если потоки плазмы на магнитосфере Р.п. высокой светимости не покрывают всю ее поверхность, то образуются "окна", в к-пые свободно выходит жесткое излучение, в то время как другие направления для него закрыты из-за большой оптич. толщи потоков плазмы. Вращение нейтронной звезды должно приводить к пульсациям излучения. Это еще один механизм формирования профиля рентгеновских импульсов.

Рис. 7. Зависимость периода P (в с) от времени для ряда рентгеновских пульсаров.

Важнейшим этапом в изучении Р.п. явилось открытие группой И. Трюмпера из Института внеатмосферной астрономии общества им. Макса Планка (ФРГ) гиролинии в спектре Р.п. Геркулес Х-1 (рис. 8). Наличие гиролинии (спектр. линий, обусловленных циклотронным излучением либо поглощением электронов) было предсказано Ю.Н. Гнединым и Р.А. Сюняевым. Открытие гиролинии дало метод прямого экспериментального определения магн. полей нейтронных звезд.

Рис. 8. Участок спектра рентгеновского пульсара Геркулес Х-1. Отчетливо видна гиролиния с кэВ. Менее уверенно определяется вторая гармоника с .

Гиролиния в спектре Р.п. Геркулес Х-1 соответствует =56 кэВ. Следовательно, в соответствии с соотношением Гс) кэВ, напряженность магн. поля на поверхности нейтронной звезды Гс.

Ускорение и замедление вращения нейтронных звезд.
В отличие от радиопульсаров (нек-рые из к-рых, в частности пульсары в Крабе и Парусах, излучают и в рентг. диапазоне, см. Пульсары), излучающих за счет энергии вращения замагниченной нейтронной звезды и увеличиващих свой период со временем, Р.п., излучающие за счет аккреции, ускоряют свое вращение. Действительно, при дисковой аккреции вещество, выпадающее на магнитосферу, имеет заметный уд. момент количества движения. Вмораживаясь в магн. поле, аккрецирующая плазма движется к поверхности звезды и передает ей свой момент количества движения. В результате вращение звезды ускоряется и период следования импульсов уменьшается. Этот эффект наблюдается у всех Р.п. (рис. 7). Однако иногда наблюдается и замедление вращения. Это возможно в случае, если изменяется темп аккреции либо направление момента количества движения аккрецирующего вещества. Среди механизмов, приводящих к увеличению периода, обсуждается т.н. пропеллерный механизм. Предполагается, что асимметричная магнитосфера нейтронной звезды вращается в атмосфере, созданным аккрецирующим с дозвуковой скоростью газом, при этом генерируются звуковые и ударные волны, возбуждаются конвективные течения, отводящие момент количества движения от магнитосферы к звездному ветру, обтекающему нейтронную звезду.

(Р.А. Сюняев)