Спектральные признаки отличия рентгеновских двойных систем с черными дырами и нейтронными звездами
(или как отличить нейтронную звезду от черной дыры в аккрецирующих рентгеновских двойных системах?)
Сейфина.Е.В.* и Титарчук Л.Г.**
* Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, seif@sai.msu.ru
** Dipartimento di Fisica, Universita` di Ferrara, Ferrara, Italy
Ключевые слова: черные дыры - рентгеновские двойные - аккреционный диск - рентгеновское излучение - нейтронные звезды
Дается краткий научно-популярный обзор серии работ по одной из ключевых проблем астрофизики последних двух десятилетий - поиску/исследованию наблюдательных спектральных признаков, отличающих нейтронные звезды от черных дыр, входящих в состав аккрецирующих рентгеновских двойных систем.
Введение
Предлагаемый обзор преследует цель существенно расширить имеющиеся представления о различии наблюдательных проявлений для двойных систем с нейтронными звездами (НЗ) и с черными дырами (ЧД) по рентгеновским данным. Анализ и систематизация спектральных признаков позволили сформулировать наблюдательную теорему, согласно которой основной параметр спектра - фотонный индекс Г - демонстрирует совершенно разное поведение во время смены спектральных состояний объекта в случае наличия нейтронной звезды и в случае черной дыры в такой двойной системе. А именно, стабильность (постоянство) фотонного индекса рентгеновского спектра на уровне Г=2 независимо от состояния перехода сразу указывает на наличие нейтронной звезды в двойной системе. В то время как монотонное возрастание фотонного индекса от 1.5 до 3 при смене спектральных состояний, сопровождающейся изменениями скорости аккреции, с характерным участком насыщения при высоких значениях темпа аккреции вещества, является ключевым признаком наличия черной дыры в такой двойной системе. Используя сформулированную схему, протестированную на обширном множестве компактных объектов (напр., в публикациях [1-5]), можно утверждать, что для наблюдательной диагностики природы компактного объекта этим способом нужно лишь детектировать объект во время переходных состояний, по сути, во время смены фаз активности, и проанализировать поведение спектра фотонов, в частности, установить зависимость фотонного индекса от величины темпа аккреции вещества на компактный объект.
Что подразумевается под спектральными состояниями рентгеновских двойных систем?
Прежде чем сформулировать сущность способа диагностирования, напомним основную классификацию спектральных состояний, которая базируется на синтезе как спектральных, так и временных свойств рентгеновских двойных систем. Для систем с черными дырами, следуя обзору Ремилларда и МакКлинтока [6], можно выделить пять основных состояний: спокойное (quiescent), состояние низкой светимости с жестким спектром (low-hard state, LHS), промежуточное состояние (intermediate state, IS), состояние высокой светимости с мягким спектром (high-soft state, HSS) и состояние с очень мягким спектром (very soft state, VSS), приведенные на рис.1. Каждое состояние характеризуется разной формой энергетического спектра (см. пример изменения формы спектра системы с черной дырой GRS 1915+105 [3] на Рис.2) и временными характеристиками [1, 2, 7, 8].
Рис.1. Предполагаемый сценарий переходов между спектральными состояниями в рентгеновских двойных системах (РДС) с черными дырами (по Ремилларду и МакКлинтоку [6]). Указаны элементы модели: аккреционный диск, переходный слой, сходящийся поток на ЧД; и схематично отмечено изменение вклада излучения аккреционного диска и переходного слоя при переходе РДС в направлении к мягким состояниям.
Рис.2. Пример изменения формы спектра при смене спектральных состояний для двойной системы с черной дырой GRS 1915+105: четыре спектральные диаграммы в единицах ExF(E) зарегистрированные со спутника RXTE во время состояния низкой светимости с жестким спектром (LHS), переходного состояния (IS), состояния высокой светимости с мягким спектром (HSS) и состояния с очень мягким спектром (very soft states, VSS). (Рисунок заимствован из работы [3]).
Для транзиентных систем с нейтронными звездами можно выделить четыре основных состояния: спокойное, состояние низкой светимости с жестким спектром, промежуточное состояние и состояние высокой светимости с мягким спектром (по Хасингеру и ван дер Клису [9]). Выделяют более детальную классификацию спектральных состояний НЗ для двух подклассов: так называемых "atoll-" и "Z-"источников, которые отличаются уровнем средней светимости, а также спектральными и временными характеристиками. Исторически сложилось, что для этих подклассов НЗ закрепились свои специфические названия состояний, несмотря на то, что в последнее время делаются уверенные попытки объединить спектральные состояния atoll- и Z-источников между собой и представить унифицированную схему (см. работу Чёрч и др. [10], и исследования Лин и др. [11]). Однако в данном обзоре, конечно, будет использована устоявшаяся (общепринятая) терминология. Итак, для atoll-источников выделяют следующие состояния: Island (IS), Extreme Island (EIS), Left Lower Banana (LLB), Lower Banana (LB) и Upper Banana (UB), для наглядности указанные на цветовой диаграмме (см. рис.3, левая панель). В то время как для Z-источников характерны последовательные переходы между тремя состояниями: Horizontal Branch (HB), Normal Branch (NB) и Flaring Branch (FB) (см. рис.3, правая панель).
Рис.3. Типичные цветовые диаграммы для atoll- (левая панель) и Z-источников (правая панель). Для atoll источников показано extreme island state (EIS), island state (IS), lower left banana state (LLB) и lower banana (LB). Для Z-источников: horizontal branch (HB), normal branch (NB) и flaring branch (FB). Рисунок заимствован из работы ван Страатена [12]).
Каждое состояние характеризуется разной формой энергетического спектра (см. пример изменения формы спектра системы с нейтронной звездой 4U 1820-30 [5] на Рис.4) и временных характеристик [12].
Рис.4. Пример изменения формы спектра при смене спектральных состояний для двойной системы с нейтронной звездой 4U 1820-30: шесть спектральных диаграмм в единицах ExF(E) зарегистрированные со спутника RXTE во время состояния низкой светимости с жестким спектром (island состояние) и состояний высокой светимости с мягким спектром (banana состояние), которые сопоставлены с различными электронными температурами плазмы переходного слоя в Island состоянии [kTe=2.9 кэВ (красный), 3 кэВ (синий), 4 кэВ (зеленый)] и в Banana состоянии [6 кэВ (фиолетовый), 10 кэВ (малиновый) and 12 кэВ (черный)] при использовании XSPEC модели wabs ∗ (Blackbody+COMPTB+Gaussian). (Рисунок заимствован из работы Титарчука и др. [5])
Почему следует использовать модели "из первых принципов"?
О том, как отражается переход объекта в другое состояние на форме энергетического спектра, уже было показано на примере двух систем с ЧД (GRS 1915+105) и НЗ (4U 1820-30). При этом следует отметить важность выбора моделей, с одной стороны, применимых к анализу рентгеновского излучения ЧД и НЗ, и, с другой стороны, целесообразных для возможности сравнения результатов такой интерпретации. В последнее время все большее применение в астрофизике приобрело т.н. моделирование из "первых принципов", т.е. обоснование какого-либо явления из естественных законов природы без привлечения дополнительных эмпирических предположений или специальных моделей. Например, такими моделями из первых принципов (т.е. "из первых основополагающих принципов без привлечения дополнительных эмпирических предположений"), применимыми к анализу рентгеновского излучения ЧД и НЗ являются, модели CompTT [13], BMC [14], CompTB [15], распространенные в виде пользовательских программ пакета XSPEC (http://heasarc.gsfc.nasa.gov/xanadu/xspec/manual/manual.html). При этом интерпретация рентгеновских спектров в рамках таких моделей проводится с учетом значительной роли Комптонизации излучения плазмы аккреционного диска в окрестности компактных источников (одинаково применимо к ЧД и НЗ в качестве компактного источника). Применение таких принципиально одинаковых спектральных моделей к анализу рентгеновского излучения РДС с НЗ и ЧД позволяет систематизировать наблюдательные особенности этих двух классов компактных объектов во время переходов между спектральными состояниями с максимальной эффективностью. Схематические представления моделей для систем с ЧД и НЗ показаны на рис.5 и 6. Видно, что в обоих случаях привлекается одна и та же композиция спектральных компонентов: чернотельное излучение диска (напр., модель Bbody), Комптонизированное излучение переходного слоя (напр., модели CompTB, CompTT, BMC, которые учитывают одни и те же основные физические процессы формирования излучения; отличаются лишь набором входных/выходных параметров; конкретный тип модели предназначен для удобства сравнительного анализа). Основное практическое отличие моделей для систем с ЧД и НЗ связано с т.н. областью сходящегося потока, которая в случае ЧД вносит значительный вклад в результирующий рентгеновский спектр (преимущественно, в жесткой области), хотя для систем с НЗ вклад этой зоны пренебрежимо мал. Но модель в случае НЗ формально учитывает и эту зону, обеспечивая однородность моделирования для возможности оптимального сравнения результатов для случая с ЧД и с НЗ.
Рис.5. Схематическое представление зон тепловой и динамической Комптонизации, используемое для спектрального анализа в модели с переходным слоем для источников, содержащих ЧД. Комптонизационная составляющая спектра формируется во внутренних областях переходного слоя, где фотоны чернотельного излучения диска Комптонизируются при тепловой и динамической Комптонизации при взаимодействии с электронами втекающего вещества (красные стрелки). Чернотельная составляющая спектра формируется в аккреционном диске и часть ее фотонов видна для земного наблюдателя, не подвергаясь процессу Комптонизации (синие стрелки).
Обобщенная модель для фитирования рентгеновских спектров описывает сценарий, в котором Кеплеровский диск связан с ЧД/НЗ посредством переходного слоя (см. более детальное описание этого сценария в работе Титарчука и др. [16]). На рис.5 и 6 схематично показаны спектральные модели, в которых предполагается, что аккреция на ЧД/НЗ имеет место, когда вещество проходит через две основные зоны: геометрически толстый аккреционный диск (напр., стандартный диск Шакуры-Сюняева, см. [17]), переходный слой и сходящийся поток (более подробно см. в работе Титарчука и Занниаса [18]). При этом часть фотонов видна для земного наблюдателя непосредственно от диска, а часть фотонов подвергается т.н. тепловой Комптонизации в переходном слое, где мягкие фотоны диска и поверхности НЗ (в случае НЗ [4, 29]) рассеиваются на сравнительно горячих электронах плазмы, часть фотонов подвергается т.н. динамической Комптонизации в зоне сходящегося потока, формируя излучение в "жестком хвосте" (значительное в случае ЧД).
Рис.6. Схематическая модель с переходным слоем для системы с нейтронной звездой
Эволюция спектральных параметров во время переходов
По существу, на разных стадиях активности системы с НЗ и ЧД ведут себя по-разному. Для удобства сравнения форм спектра во время этих переходов обычно используют спектральные параметры, такие, как спектральный индекс α (или фотонный индекс Γ=α+1), параметр нормировки спектра N (который, по сути, пропорционален скорости аккреции вещества в диске), степень Комптонизации плазмы в переходном слое f и др. Как они изменяются во время перехода от низкого (LHS) к высокому (HSS) состоянию показано на рис.4 на примере перехода (1998 - 1999) в РДС с черной дырой GRS 1915+105 по наблюдениям со спутника RXTE. Здесь для наглядности также приведены синхронные наблюдения в мягком рентгеновском диапазоне (ASM телескоп, 1.5 - 12 кэВ) и в радиодиапазоне (Ryle Radio Telescope, 15 ГГц). Видно, что с нарастанием мягкого рентгеновского потока фотонный индекс Г (см. нижнюю панель на фиг.7) начинает возрастать от 1.4 до 2.9 с характерной фазой насыщения (постоянства) при высоких значениях рентгеновского потока и соответствующей нормировки спектра (т.е. темпа аккреции вещества) на фоне умеренного радио потока (верхняя панель).
Рис.7. Пример изменения параметров рентгеновского спектра РДС с черной дырой GRS 1915+105 во время перехода от низкого (LHS) к высокому (HSS) состоянию. Видно, что фотонный индекс Г степенной составляющей спектра (показан красными треугольниками) нарастает по времени [горизонтальная временная (MJD) панель] и как функция нормировки спектра (левая нижняя панель) с характерной фазой насыщения (или квазипостояниства) при высоких значениях рентгеновского потока и соответствующей нормировки спектра. Рисунок заимствован из работы [3]
Изменение аналогичных параметров для систем с НЗ можно видеть на примере эволюции параметров рентгеновского спектра atoll-источника 4U 1728-34 во время перехода от низкого (Island) к высокому (Banana) состоянию (1998 - 1999) по наблюдениям со спутника RXTE. Здесь для наглядности также приведены синхронные наблюдения в мягком рентгеновском диапазоне (ASM телескоп, 1.5 - 12 кэВ) для непрерывного отслеживания изменений потока рентгеновского излучения. Видно, что спектральный индекс (нижняя панель на рис.8) лишь слегка варьируется около уровня α = 1 (Г = α + 1 = 2) независимо от переменности рентгеновского потока (две верхние панели) и, соответственно, от спектрального состояния (рисунок заимствован из работы [4]). Стрелками указаны моменты максимума мягкого [3-10 кэВ] потока, ассоциированного с Banana состояниями. Последние сопряжены с существенным снижением температуры электронов плазмы (показано черными точками на рис. 8) в переходном слое, при этом обеспечивается уникальная подстройка параметров рентгеновского спектра при стабилизации фотонного индекса на уровне Г = 2 независимо от смены спектральных состояний. Соответствующее теоретическое обоснование обнаруженного эффекта дано в работе автора настоящего обзора и Титарчука [4 (в разделе 6)], где найдено аналитическое решение в рамках модели переходного слоя для случая доминирования Комптонизационного компонента спектра, когда создаются условия для постоянства спектрального индекса.
Рис.8. Пример изменения параметров рентгеновского спектра РДС с нейтронной звездой 4U 1728-34 во время переходов от низкого (Island) к высокому (Banana) состоянию (1998 - 1999) по данным спутника RXTE. Видно, что спектральный индекс (нижняя панель) лишь слегка варьируется около уровня α=1 (Г=α+1=2) независимо от спектрального состояния. Стрелками указаны моменты максимального мягкого [3 - 10 кэВ] потока, ассоциированного с Banana-состояниями. Эволюция модельного потока в диапазоне 3-10 кэВ и 10-60 кэВ (синие и фиолетовые точки) представлена на второй сверху панели, далее сверху вниз - изменение электронной температуры и нормировки Комптонизационного и чернотельного компонентов спектра (соответственно, синие и фиолетовые точки) демонстрируют уникальную подстройку параметров наблюдаемого рентгеновского спектра во время переходов между состояниями. Рисунок заимствован из работы [4].
В отличие от НЗ, в ЧД случай доминирования Комптонизационного компонента спектра над тепловым обычно реализуется в состоянии пониженной светимости (см. рис.9, панель S1), но в существенно иных температурных условиях. А именно, при электронной температуре плазмы в переходном слое kTe более 50 кэВ, что сопряжено с пониженным значением спектрального индекса по отношению к таковому для случая с НЗ, когда kTe всегда меньше 25 кэВ. При увеличении скорости аккреции такое доминирование Комптонизационного компонента в спектрах ЧД является неустойчивым и фотонный индекс начинает расти, но не беспредельно. Наблюдения показывают, что индекс Г для ЧД достигает своей максимальной величины (обычно Г<3) при некотором значении скорости аккреции Ṁ (или нормировки N), и далее остается на прежнем уровне, несмотря на дальнейшее увеличение Ṁ (см. панели S2-S3 на рис. 9). Именно это ограничение индекса сверху и является проявлением эффектов ЧД, точнее наличия сходящегося потока в окрестности ЧД. В результате, при дальнейшем увеличении скорости аккреции возрастает оптическая толща по электронному рассеянию τ, при этом эффективность т.н. динамической Комптонизации падет [3]. Совместный эффект этих двух процессов приводит к их взаимной компенсации, и соответственно к постоянству индекса при больших скоростях аккреции вещества на ЧД.
Действительно, параметр Комптонизации Y является произведением средней энергии обмена фотона при Комптоновском рассеянии η и среднего числа рассеяний фотонов Nsc, т.е. Y = ηNsc. Для случая тепловой Комптонизации Y ~ (4kTe/mec2)τ2, с учетом того, что η = 4kTe/mec2 and Nsc~τ2 for τ » 1 (см., например, [3] и ссылки в ней) и таким образом спектральный индекс в условиях тепловой Комптонизации
α ~ [(4kTe/mec2)τ2]−1.
В условиях сходящегося потока предпочтительным направлением рассеяния фотонов является направление движения/падения вещества на ЧД, т.е. вдоль радиуса. Отметим, что относительное приращение энергии фотонов
ΔE/E = (1−μ1VR/c)/(1−μ2VR/c),
где μ1 и μ2 - косинусы углов между направлением скорости электронов и направлением входящего и выходящего (рассеянного) фотонов, соответственно. Число рассеяний Комптонизированных с увеличением энергии фотонов Nsc может оцениваться как отношение радиального характерного размера сходящегося потока L к длине свободного пробега l в направлении движения, а именно Nsc∝L/l = τ с учетом того, что ΔE/E имеет максимум при μ2 = 1 при заданных μ1 и VR. С другой стороны, эффективность рассеяния для случая динамической Комптонизации η ∝ 1/τ (см., например, [3] и ссылки в ней). В результате, параметр Комптонизации Y, будучи пропорциональным произведению последних величин, ηNsc, не зависит от оптической толщи τ при больших значениях τ или скорости аккреции. Таким образом, можно заключить, что параметр Комптонизации Y = ηNsc, следовательно и спектральный индекс α = Y−1, насыщается около постоянной величины, когда оптическая глубина (или скорость аккреции) потока вещества возрастает.
Рис.9 Эволюция формы спектра GRS 1915+105 при изменении спектральных состояний. Показано изменение вклада теплового компонента (черной линией) и Комптонизационного компонента (синей линией) для LHS (панель S1), IS (панель S2), HSS (панель S3) и VSS (панель S4) по данным RXTE.
Чем вызвана необходимость в использовании альтернативного метода диагностики?
К настоящему времени накоплен огромный наблюдательный материал по рентгеновским двойным системам благодаря многочисленным космическим миссиям (BeppoSAX, Chandra, RXTE, INTEGRAL, XMM-Newton, Swift, Suzaku, NuSTAR, Fermi и др.). При этом длительность мониторинговых наблюдений позволяет надежную диагностику активных рентгеновских состояний, в которых объекты показывают переходы между различными спектральными состояниями, сопровождающиеся аккрецией на компактные объекты [17] на стадии обмена масс в двойных системах. Поведение объектов в активных состояниях представляет огромный интерес как с точки зрения понимания природы компактных объектов, так и для тестирования теории эволюции тесных двойных систем в целом. Именно в активных состояниях контрастно проявляются критические свойства источников, благодаря которым возможна диагностика природы компактных объектов (черная дыра или нейтронная звезда), входящих в состав РДС, с помощью предлагаемого в данной работе способа. Для полноты изложения, ниже кратко перечислим уже известные (традиционные) методы диагностики и особо отметим часто возникающие ситуации, когда эти традиционные методы не работают.
Несколько слов об уже известных способах диагностики ЧД и НЗ
Конечно, следует подчеркнуть, что в настоящее время широко известен способ диагностирования природы компактного объекта в двойных системах по величине массы компактного объекта с использованием функции масс, полученной по кривой лучевых скоростей компонентов двойной системы. Этот способ основан на предположении о том, что если масса компактного объекта Mx окажется больше примерно трех масс Солнца, то в качестве компактного объекта в такой двойной системе с большой вероятностью будет черная дыра. В противном случае (Mx < 3Mʘ), этот компактный объект идентифицируют как нейтронную звезду (см., например, обзор Черепащука [19]).
К настоящему моменту данный способ является общепризнанным и сопряжен с изучением преимущественно оптического диапазона спектра. Однако очень часто оптическое излучение в РДС является недоступным для детектирования из-за удаленности объекта или в силу особенностей его внутренней структуры. В этом случае применение диагностики природы компактного объекта по рентгеновскому спектру является особо актуальным. В этом направлении был предпринят ряд удачных попыток диагностирования на основе анализа спектров мощности. Так, долгое время косвенным признаком наличия ЧД считалась иррегулярная переменность рентгеновского излучения (напр. найденная в Cyg X-1) с характерными временами Δt ≈ Rg/c ≈ 0,0001–0,001 секунды (где Rg = 2GM/c2, где G – гравитационная постоянная, c – скорость света, M – масса тела), до тех пор, пока подобная переменность не была обнаружена в НЗ со слабым магнитным полем (например, в НЗ Cir X-1). Более того, наличие квазипериодических осцилляций в килогерцовом диапазоне спектра мощности системы является надежным признаком наличия НЗ в такой системе. Смена спектральных состояний РДС в активных фазах также рассматривалась как признак наличия в ней ЧД, однако, как было показано выше, нейтронные звезды также показывают смену состояний. Были сделаны успешные попытки диагностики природы компактного объекта и по анализу фотонных спектров. Например, при описании спектров систем с ЧД и НЗ в состоянии низкой светимости в рамках модели тепловой Комптонизации имеет место существенное различие между типами компактных источников: для НЗ электронная температура зоны переходного слоя обычно ниже 25 кэВ, в то время как для ЧД она обычно выше 50 кэВ (см. статью Чуразова и др. [20]). В самом деле, более низкая электронная температура в случае НЗ является следствием дополнительного охлаждения за счет поверхности НЗ, которая отражает рентгеновские фотоны и, в конечном итоге, определяет температуру электронов плазмы переходного слоя (подробности см. в работе Титарчука и др. [16], публикации Сюняева и Титарчука [21], а также в статье Клужняка [22]). Кроме того, наличие в спектре сильной линии слабоионизированного железа FeI-XII на энергиях 6.4 кэВ с асимметричным профилем и соответствующим скачком поглощения в пороге также рассматривалось, как признак наличия ЧД, до тех пор, пока подобные спектральные особенности не были обнаружены в рентгеновских спектрах НЗ (подробный анализ возможных причин асимметрии профиля линии см. в статье Титарчука и др. [23] и цитируемой в ней литературе). Оказалось, что асимметрия профиля линии железа вызвана скорее ветровым эффектом [23], чем релятивистским эффектом Допплеровского смещения и, конечно, не может служить надежным признаком наличия ЧД. В свою очередь, наличие т.н. "жесткого хвоста" (т.е. излучения с энергиями больше 100 кэВ) в спектре излучения также рассматривалось как признак наличия ЧД в системе, пока такие "жесткие хвосты" не были обнаружены в НЗ (напр., в системе с транзиентной НЗ Sco X-1 изученной д'Аи и др. [24]). Также было замечено, что в состоянии LHS рентгеновская светимость для систем с ЧД обычно ниже, чем для систем с НЗ. Но, опять же, это не всегда имеет место, как, например, для системы с ЧД GS 354-64. Наконец, вспышки I рода [термоядерные взрывы накопленного вещества, приводящие к коротким (~1–10 сек) и мощным вспышкам рентгеновского излучения] являются признаком наличия аккрецирующей НЗ. С другой стороны, отсутствие этого феномена (т.н. барстерной переменности), конечно, не является признаком присутствия в системе чёрной дыры. Следует отметить, что эти признаки также не всегда работают из-за "неудобного" расположения объекта и далеко не всегда однозначны в идентификации ЧД/НЗ.
Новый подход к проблеме диагностики аккрецирующей ЧД/НЗ в двойной системе
В этой связи рядом авторов (Вигнарка и др. [1]; Шапошников и Титарчук [7]; Титарчук и др. [25]; Стиеле и др. [26]) были предприняты попытки изучить закономерности поведения спектральных параметров рентгеновского излучения в двойных системах с черными дырами во время переходов в их активных состояниях. Шапошниковым и Титарчуком [8] было обнаружено, что некоторые источники с черными дырами показывают корреляции между их низкочастотными (1-10 Гц) квазипериодическими осцилляциями (т.н. "QPO") и величиной наклона степенного компонента [фотонного индекса Г] (более подробно см. в работе Любарского и Титарчука [27]) рентгеновского спектра во время спектральных переходов, т.е. когда источник эволюционирует из т.н. низкого в высокое спектральное состояние. Высокое и низкое спектральное состояние характеризует соответственно интервалы высокой и низкой рентгеновской светимости объекта и связаны с изменением темпа перетекания вещества на стадии обмена [6]. Как уже говорилось, в высоких состояниях черных дыр эти корреляции иногда показывают насыщение фотонного индекса Г при высоких значениях низкочастотных QPO.
Однако QPO-особенности далеко не всегда наблюдаются в спектре мощности объекта, что, опять же, сужает возможности диагностирования. Именно в этом случае оказывается незаменимым способ диагностики, использующий параметр нормировки Комптонизационного компонента фотонного спектра. При этом область применения найденного Шапошниковым и Титарчуком способа [8] в отношении ЧД была значительно расширена, когда ими [2], а также Титарчуком и автором этого обзора [3] было обнаружено, что в двойных системах с черными дырами фотонный индекс Г показывает монотонный рост и насыщается не только по частоте, но и как функция нормировки Комптонизационного компонента (пропорционального скорости аккреции [4]), что очень важно при отсутствии QPO в спектре мощности объекта. Этот эффект насыщения может рассматриваться как спектральный признак наличия черной дыры в двойной системе или, по крайней мере, как признак мощного потока сходящегося на черную дыру [2, 3].
В отличие от черных дыр, нейтронные звезды, входящие в состав РДС, вносят несколько иную специфику в поведение фотонного индекса в зависимости от скорости аккреции при переходах между состояниями. Недавно был представлен обзор Фаринелли и Титарчука [28] по результатам, полученным со спутника BeppoSAX, для ряда двойных систем с нейтронными звездами Sco X-1, GX 17+2, Cyg X-2, GX 340+0, GX 3+1 и GS 1826-238. Было показано, что величина фотонного индекса близка к 2 независимо от их спектрального состояния. Хотя эти данные относились к разным объектам в разных спектральных состояниях, они указывали на возможное постоянство фотонного индекса. Наряду с этими исследованиями, Титарчук и др. [4, 5, 29, 30], используя длительные ряды наблюдений со спутника RXTE, подтвердили универсальность этого вывода, показав, что фотонный индекс остается постоянным (Г ~ 1.99±0.02) для систем с нейтронными звездами 4U 1728-34, GX 3+1, 4U 1820-30, GX 340+0 на протяжении всех переходов между всевозможными спектральными состояниями. Было предложено обоснование обнаруженного квазипостоянства спектрального индекса в рамках физической модели [4, 28], согласно которой доминирующий вклад в формирование спектра обусловлен Комптонизированным компонентом, формирующимся в переходном слое между аккреционным диском и поверхностью нейтронной звезды. Теоретически, стабильность фотонного индекса действительно имеет место в случае, если собственное энерговыделение в переходном слое превосходит поток излучения аккреционного диска, перехватываемого в области переходного слоя. Выполнение этого условия определяется внутренними свойствами нейтронных звезд, и является фундаментальным признаком, отличающим их от черных дыр, для которых индекс монотонно возрастает при переходе от низкого к высокому спектральному состоянию и насыщается при высоких значениях скорости аккреции вещества. Тогда диагностика наличия черной дыры/нейтронной звезды в РДС сводится к исследованию поведения фотонного индекса излучения РДС, а именно, трека на диаграмме фотонный индекс как функции нормировки Комптонизационного компонента [4] во время переходов между высоким и низким спектральными состояниями.
Примеры применения нового способа диагностирования
Среди преимуществ предложенного способа следует отметить простоту в его применении. Поэтому мы бы хотели кратко продемонстрировать это сначала на примере объектов с НЗ: GX 3+1, 4U 1728-34, 4U 1820-30, которые относятся к "atoll"-источникам, а также на примере объекта GX340+0, который представляет подкласс Z-источников класса НЗ. На рис. 10 приведена зависимость фотонного индекса Г от параметра нормировки N (левая колонка) и от доли Комптонизированных фотонов f (правая колонка), полученная для GX 3+1, 4U 1820−30 и 4U 1728-34 по наблюдениям со спутников RXTE и BeppoSAX (данные взяты из работ [29], [5] и [4], соответственно). Отметим, что учет Комптонизации вещества проведен в модели COMPTB (см. версию 12.1 XSPEC пакета программ LHEASOFT/FTOOLS 5.3), которая является одной из наиболее универсальных на сегодняшний день моделей расчета Комптонизации излучения в рентгеновском диапазоне [28]. Видно, что для всех трех atoll-источников фотонный индекс сосредоточен около уровня Г = 2, в то время как область определения параметра нормировки N и степени Комптонизации излучения f индивидуальны для каждого источника.
Рис.10. Зависимость фотонного индекса Г от параметра нормировки (левая колонка) и от степени Комптонизации f (правая колонка), полученная в модели wabs ∗ (Blackbody + CompTB + Gaussian) для GX 3+1, 4U 1820−30 и 4U 1728-34 по наблюдениям со спутников RXTE и BeppoSAX (данные взяты из работ [29], [5] и [4], соответственно). Видно, что для всех трех atoll-источников фотонный индекс сосредоточен около уровня Г=2, в то время как степень Комптонизации излучения индивидуальна для каждого источника.
В чем же состоит физический смысл найденного наблюдательного отличия спектральной эволюции в НЗ и ЧД?
Удивительное постоянство жесткости спектра (по сути, фотонного индекса) atoll-источника GX 3+1 при изменении светимости объекта почти в пять раз было отмечено в работе Асаи и др. [31] и ден Хартога и др. [32] еще 20 лет назад. Но до сих пор не был найден физический механизм, позволяющий объяснить подобную подстройку спектральных параметров. Для поиска моделей, объясняющих постоянство формы, и в частности, наклона спектра atoll- и Z-источников в данном исследовании мы сопоставили РДС с нейтронными звездами (GX 3+1 [29], 4U 1820-30 [5] и GX 340+0 [30]) и ранее изученные РДС с черными дырами (GRS 1915+105 [3], SS 433 [33], GX 339-4 [2], GRO J1655-40 [2]. Их подобие сопряжено рядом существенных различий, главное из которых состоит в том, что черная дыра характеризуется наличием горизонта событий, а также мощным потоком, сходящимся в окрестности черной дыры (см. также исследования Эбисава и др. [34]). По существу вблизи горизонта событий значительные гравитационные силы доминируют над силами давления излучения, что приводит к почти свободному падению аккрецирующего вещества на черную дыру (т.н. "сходящийся поток"). При высоких скоростях аккреции массы "динамическая" Комптонизация низкоэнергичных фотонов быстрыми электронами становится более существенной по сравнению с тепловой Комптонизацией (согласно работам Сюняева и Титарчука [35]; и Титарчука [13]), тогда температура плазмы сходящегося потока становится меньше 10 - 15 кэВ, в результате чего формируется крутой степенной спектр ([14, 18, 36]). Этот тип спектра является своеобразной характеристикой РДС с черными дырами и формируется преимущественно в мягких/высоких (HSS, VSS) состояниях этих двойных систем[2, 33].
С другой стороны, в РДС с нейтронными звездами силы давления излучения начинают доминировать близи поверхности нейтронных звезд и, таким образом, свободное падение вещества будет подавляться при высоких темпах аккреции. По-видимому, именно наличие твердой поверхности в нейтронных звездах вносит различие в поведение фотонного индекса при нарастании темпа аккреции от поведения, найденного для черных дыр [2, 33]. Как уже отмечалось выше, такое разительное отличие поведение фотонных индексов для ЧД и НЗ было действительно обнаружено на практике [4, 5, 29, 30]. На примере поведения фотонного индекса Г как функции скорости аккреции массы (рис. 11) для РДС с черными дырами [GRS 1915+105 (данные заимствованы из [3]), GX 339-4 [2], SS 433 [33] и GRO J1655-40 [2]) в сопоставлении с РДС с нейтронной звездой - "atoll" источником 4U 1728-34 [4] можно видеть заметное изменение индекса Г, завершающееся характерной фазой насыщения в виде плато для черных дыр, в то время как для нейтронной звезды 4U 1728-34 индекс лишь слегка варьируется около значения Г = 2. Для наглядности, уровень Г = 2 указан голубой пунктирной линией на всех диаграммах.
Рис.11. Примеры поведения фотонного индекса Г как функция скорости аккреции массы для РДС с черными дырами (GRS 1915+105 [3], GX 339-4 [2], SS 433 [33] и GRO J1655-40 [2]) в сопоставлении с РДС с нейтронной звездой - "atoll" источником 4U 1728-34 [4]. Можно видеть заметное изменение индекса Г, завершающееся характерной фазой насыщения в виде плато для черных дыр, в то время как для нейтронной звезды 4U 1728-34 индекс лишь слегка варьируется около значения Г=2. Для наглядности, уровень Г=2 указан голубой пунктирной линией на всех диаграммах.
Заключение
В заключении мы бы хотели кратко сформулировать принцип диагностики природы аккрецирующего компактного объекта в условиях двойной системы по рентгеновским наблюдениям в виде наблюдательной теоремы, согласно которой характерная стабильность фотонного индекса на критическом уровне Г = 2, определяясь внутренними свойствами нейтронных звезд, является основным признаком, отличающим их от черных дыр, для которых индекс монотонно возрастает, в среднем, от 1.5 до 3 при переходе от низкого к высокому спектральному состоянию и насыщается при высоких значениях скорости аккреции вещества.
Возможно, что дальнейшие исследования многообразия двойных систем с нейтронными звездами позволят обнаружить разнообразие треков на диаграмме зависимости фотонного индекса Г от темпа аккреции массы Ṁ, отличное от квазипостоянства, найденного для уже освоенного набора двойных с нейтронными звездами. Однако эффект насыщения индекса (рис.7) согласно современным представлениям возможен только для черных дыр и не может наблюдаться в источниках с нейтронными звездами.
Наконец, преимуществом предложенного подхода для наблюдательной диагностики природы компактного объекта является легкость в его применении, а также отсутствие привязки к какому-либо геометрическому моделированию. Именно использование активных состояниям объекта, которые непригодны для множества традиционных методов диагностирования, является ключевым моментом и предусматривает диагностику природы компактного объекта входящего в состав двойной системы принципиально новым способом.
В последние годы способ диагностики ЧД в двойных системах новым изложенным методом был применен для диагностики ЧД в активных ядрах Галактики. Оказалось, что наблюдательная теорема, сформулированная для случая ЧД в двойных системах, работает и на более крупных масштабах [см. соответствующие публикации Стромайера и Мушотского [37]; Соболевской и Пападакиса [38], Жакке и др. [39] для диагностики черных дыр промежуточных масс. Это, несомненно, расширяет рамки применимости и означает универсальность найденного способа диагностики, что в ближайшем будущем может привести к значительному прогрессу в этом направлении исследований.
Результаты вышеописанных исследований приводятся в шести статьях, которые опубликованы в "Астрофизическом журнале" - Astrophysical Journal), их можно найти также и на сайте электронных препринтов arXiv.org: "Spectral state evolution of 4U 1820-30: the stability of the spectral index of Comptonization tail" (Titarchuk, L.; Seifina, E.; Frontera, F.), "Stability of the photon indices in Z-source GX 340+0 for spectral state" (Seifina, E.; Titarchuk, L.; Frontera, F.). "GX 3+1: the stability of spectral index as a function of mass accretion rate" (Seifina, E.; Titarchuk, L.), "On the constancy of the photon index of X-ray spectra of 4U 1728-34 through all spectral states" (Seifina, E.; Titarchuk, L.), "On the nature of the compact object in SS433: observational evidence of X-ray index saturation" (Seifina, E.; Titarchuk, L.) и "O Discovery of photon index saturation in the black hole binary GRS1915+105" (Titarchuk, L.; Seifina, E.)
Литература
1. Vignarca F., Migliari S., Belloni T., Psaltis D., van der Klis M. Astron. Astrophys. 397 729 (2003)
2. Shaposhnikov N. & Titarchuk, L. Astrophys. J. 699, 443 (2009)
3. Titarchuk L., Seifina E. Astrophys. J. 706 1463 (2009)
4. Seifina E., Titarchuk L. Astrophys. J. 738 128 (2011)
5. Titarchuk L., Seifina E., Frontera F. Astrophys. J. 767 160 (2013)
6. McClintock J., Remillard R., in Compact Stellar X-ray Sources, ed. W. H. G. Lewin & M. van der Klis (Cambridge: Cambridge Univ. Press), 157 (2006)
7. Shaposhnikov N., Titarchuk L. Astrophys. J. 643 1098 (2006)
8. Shaposhnikov N., Titarchuk L. Astrophys. J. 663 445 (2007)
9. Hasinger G., van der Klis, M. Astron. Astrophys. 225 79 (1989)
10. Church M.J., Gibiec A., Bałucińska-Church M. Mon. Not. R. Astron. Soc. 438 2784 (2014)
11. Lin D., Remillard R.A., Homan J. Astrophys. J. 696 1257 (2009)
12. van Straaten S., PhD thesis (2004)
13. Titarchuk L. Astrophys. J. 434 570 (1994)
14. Titarchuk L., Mastichiadis A., Kylafis N.D. Astrophys. J. 487, 834 (1997)
15. Farinelli R., Titarchuk L., Paizis A., Frontera F. Astrophys. J. 680 602 (2008)
16. Titarchuk L., Lapidus I.I., Muslimov A. Astrophys. J. 499 315 (1998)
17. Shakura N.I., Sunyaev R.A. Astron. Astrophys. 24 337 (1973)
18. Titarchuk L., Zannias T. Astrophys. J. 493 863 (1998)
19. Черепащук А.М. УФН 166 809 (1996)
20. Churazov E., Gilfanov M., Sunyaev R., et al. Adv. Space Res. 19 55 (1997)
21. Sunyaev R.A., Titarchuk L.G. 1989, in Proc. 23rd ESLAB Symp. on Two Topics in X-Ray Astronomy, ed. J. Hunt & B. Batrick (ESA SP-296; Noordwijk: ESA), 627
22. Kluzniak W. Astron. Astrophys. Suppl. 97 265 (1993)
23. Titarchuk L., Laurent Ph., Shaposhnikov N. Astrophys. J. 400 1831 (2009)
24. D’Ai A., Z`ycki P., Di Salvo T., Iaria R., Lavagetto G. Robba N.R. ApJ 667 411 (2007)
25. Titarchuk L., Shaposhnikov N., Seifina E. In AIP Conference Proc.: "International Conference in Honor of Ya.B. Zeldovich's 95th Anniversary", 1205 168 (2010)
26. Stiele H., Belloni T.M., Kalemci E., Motta S. Mon. Not. R. Astron. Soc. 429 2655 (2013)
27. Titarchuk L., Lyubarskij Y. Astrophys. J. 450 876 (1995)
28. Farinelli R., Titarchuk L. Astron. Astrophys. 525 102 (2011)
29. Seifina E., Titarchuk L. Astrophys. J. 747 99 (2012)
30. Seifina E., Titarchuk L., Frontera F. Astrophys. J. 766 63 (2013)
31. Asai K., et al. Publ. Astron. Soc. of Japan 45 801 (1993)
32. den Hartog P.R., et al. Astron. Astrophys. 400 663 (2003)
33. Seifina E., Titarchuk L. Astrophys. J. 722 586 (2010)
34. Ebisawa K., Titarchuk L., Chakrabarti S.K. Publ. Astron. Soc. of Japan 48 59 (1996)
35. Sunyaev R.A., Titarchuk L. Astron. Astrophys. 86 121 (1980)
36. Laurent P., Titarchuk L. Astrophys. J. 511 289 (1999)
37. Strohmayer T.E., Mushotzky R.F. Astrophys. J. 703 1386 (2009)
38. Sobolewska M. A., Papadakis I.E. Mon. Not. R. Astron. Soc. 399 1597 (2009)
39. Giacchè S., Gilli R., Titarchuk L. Astron. Astrophys. 562 A44 (2014)
|
Публикации с ключевыми словами:
черные дыры - нейтронные звезды
Публикации со словами: черные дыры - нейтронные звезды | |
См. также:
Все публикации на ту же тему >> | |
