Астронет: С. Б. Попов, М. Е. Прохоров Астрофизика одиночных нейтронных звезд: радиотихие нейтронные звезды и магнитары http://variable-stars.ru/db/msg/1177322/node5.html

Астрофизика одиночных нейтронных звезд: радиотихие нейтронные звезды и магнитары

---

<< 2.1. Наблюдения НЗ | Оглавление | 2.3. Другие близкие области >>

Разделы

• 2.2.1. Расчеты тепловой эволюции НЗ
• 2.2.2. Расчеты спектров НЗ с учетом атмосфер различного состава
• 2.2.3. Процессы в магнитосферах
• 2.2.4. Расчеты затухания магнитного поля НЗ
• 2.2.5. Аккреция на одиночные НЗ из межзвездной среды и из околозвездных остаточных дисков
• 2.2.6. Расчеты эволюции периодов вращения НЗ
• 2.2.7. Роль межзвездного поглощения
• 2.2.8. Популяционный синтез НЗ

---

2.2. Физика НЗ

2.2.1. Расчеты тепловой эволюции НЗ

Нейтронные звезды рождаются на заключительных стадиях эволюции массивных (-10M) звезд в результате потери устойчивости и коллапса их ядер. Этот процесс сопровождается вспышкой сверхновой. Нейтронные звезды рождаются очень горячими, до 90% выделяющейся при коллапсе ядра гравитационной энергии (порядка  эрг) выделяется в виде очень мощного потока нейтрино, испускаемого горячей молодой нейтронной звездой, в первые несколько секунд или, самое большее, в первые 10-20 секунд (Пракаш и др. 2001). Для близких сверхновых (Галактика или галактики местной группы) нейтринная вспышка с помощью современной аппаратуры может быть зафиксирована непосредственно. Единственным пока случаем прямой регистрации нейтрино от вспышки сверхновой была SN1987a в Большом Магеллановом Облаке (см. Хирата и др. 1987, Бионта и др. 1987, Алексеев и др. 1988 и обзор Имшенник, Надежин 1988). Хотя НЗ испускает нейтрино и на более поздних этапах своего остывания, но их поток на много порядков меньше начальной вспышки и не может быть зарегистрирован современными средствами.

Далее в НЗ действуют два различных механизма охлаждения: нейтринный - за счет излучения нейтрино и антинейтрино из всего объема НЗ (в основном из центральной его части) и фотонное охлаждение за счет электромагнитного излучения с поверхности НЗ. Нейтринный механизм более эффективен, пока внутренняя (центральная) температура НЗ превосходит  K, что в типичных случаях соответствует температуре поверхности НЗ  K. Обычно эта стадия длится - лет. Современный спутниковый рентгеновский эксперимент позволяет обнаруживать только достаточно близкие и яркие, то есть молодые и горячие НЗ, поэтому ниже основное внимание будет уделено рассмотрению процессов на стадии нейтринного охлаждения.

Пионерской работой по остыванию НЗ, написанной еще до открытия радиопульсаров, является работа (Цурюта, Камерон 1965). Затем эта проблема исследовалась рядом автором, но в настоящее время нет единой точки зрения по этому вопросу.

С математической точки зрения моделирование остывания НЗ сводится к решению уравнения диффузии тепла внутри звезды (Торн 1977, Левенфиш и др. 1999) с учетом объемных (нейтринное излучение) и поверхностных (фотонное охлаждение) стоков энергии. В большинстве случаев достаточно рассматривать одномерную сферически-симметричную задачу. Составными частями теории остывания НЗ являются: теплоемкость и теплопроводность ядра НЗ; величина нейтринных потерь энергии; теплопроводность коры НЗ, которая определяет связь центральной и поверхностной температур.

В первые 100-1000 лет с момента образования НЗ процессы переноса тепла внутри НЗ достаточно сложны, так как на этой стадии температуры различных внутренних частей НЗ существенно отличаются друг от друга (оболочка горячее охлаждающегося из-за нейтринного излучения ядра, см., например, Гнедин и др. 2001). Однако на этой стадии электромагнитное излучение НЗ скорее всего невозможно наблюдать из-за большой оптической толщины сброшенной во время взрыва сверхновой оболочки, которая становится прозрачной для мягкого рентгеновского излучения поверхности НЗ лишь примерно через 100 лет после взрыва. После первичной стадии тепловой релаксации ядро НЗ становится практически изотермическим, а весь перепад температуры ядра и поверхности НЗ определяется теплопроводящими свойствами коры НЗ.

Нейтрино, испускаемые горячей НЗ, образуются в ходе различных микроскопических процессов. Рассмотрим их:

• Прямые урка-процессы [Гамов, Шенберг (1941); Пинаев (1963)].
  Это обычные процессы бета-распада и бета-захвата, проходящие в веществе ядра НЗ.
  
  
  
  
  Реакции захвата и распада идут с одинаковым темпом и, таким образом, состав вещества не изменяется, а рождающиеся в каждом из процессов нейтрино и антинейтрино свободно покидают НЗ.

  Прямые урка-процессы - самый мощный источник нейтрино, но они возможны не всегда. Для того, что чтобы бета-реакции могли идти, должно выполняться так называемое "условие треугольника" , вытекающее из закона сохранения импульса частиц. В идеальном газе вырожденных нуклонов и электронов это условие не выполняется никогда. Однако, в более реалистичных уравнениях состояния при высоких плотностях (около  г/см) данные реакции становятся возможными (Латтимер и др. 1991, Яковлев и др. 1999).

• Модифицированные урка-процессы [Чиу, Салпитер (1964)].
  Они отличаются от прямых тем, что в реакции участвует дополнительный нуклон:
  
  
  
  
  
  
  
  
  
  Участие в реакции дополнительной частицы снимает ограничения, налагаемые законом сохранения импульса. Данные реакции возможны в ядрах НЗ с практически любыми уравнениями состояния. С присутствием дополнительного нуклона связано то, что производимый модифицированными урка-процессами поток нейтрино заметно слабее, чем в прямых реакциях, и быстрее убывает при понижении температуры.

  Именно модифицированные урка-процессы считаются основным механизмом генерации нейтрино при стандартном остывании НЗ.

• Тормозное -излучение.
  Пары нейтрино-антинейтрино могут рождаться при столкновении нуклонов в одной из следующих реакций:
  
  
  
  
  Зависимость выхода нейтрино от температуры в данных реакциях такая же, как в модифицированных урка-процессах, но поток для нормального (несверхтекучего) вещества на 1-2 порядка ниже (Фримен, Максвелл 1979). Однако, эти процессы могут стать важны при наличии сверхтекучести.

  Рождение -пар возможно, также, при рассеянии электронов (Каминкер, Хенсел 1999)
  

  
  
  
  В несверхтекучей среде этот процесс слабее всех других. Однако, он совершенно не зависит от сверхтекучести и может становиться важным после ее наступления.

• Испускание при куперовском спаривании [Флауэрс и др. 1976].
  Этот процесс представляет собой испускание пары нейтрино-антинейтрино любого типа при переходе нуклона через щель в энергетическом спектре сверхтекучего вещества.
  
  
  
  
  В отсутствие сверхтекучести подобное испускание -пары свободным нуклоном запрещено законами сохранения. Этот процесс был впервые предложен в 1976 в работе (Флауэрс и др. 1976), затем вновь был исследован Воскресенским и Сенаторовым (1987), но в расчетах остывания НЗ стал учитываться только с 1997 года. В общем случае данный процесс уступает по эффективности генерации нейтрино прямым урка-процессам. Однако, его учет при моделировании остывания НЗ обязателен, так как он действует в тех случаях, когда урка-процессы подавляются сверхтекучестью.

Какие из перечисленных четырех процессов действуют в конкретной НЗ с заданной массой и температурой зависит от свойств нейтронного вещества при плотностях, достигающихся в центре НЗ. Так диапазон масс НЗ и плотностей в их центрах зависит от жесткости уравнения состояния (Латтимер, Пракаш 2001). Наибольшие массы достигаются при жестких уравнениях состояния. За возможность включения прямых урка-процессов во внутренних ядрах НЗ отвечает другой параметр уравнения состояния - так называемая "асимметрия". (В центрах НЗ c не очень высокой массой и низкими центральными плотностями прямые урка-процессы всегда запрещены, но для более массивных НЗ возможность протекания данных реакций почти не зависит от жесткости уравнения состояния, см., например, (Каминкер и др. 2002).)

Присутствие протонной и/или нейтронной сверхтекучести и поведение их критических температур являются дополнительными параметрами задачи остывания горячей НЗ. Наличие и свойства сверхтекучести сильно зависят как от самого уравнения состояния, так и от метода учета многочастичных эффектов. На сегодняшний день предложенные различными авторами модели сверхтекучести перекрывают весь интересный для астрофизики диапазон свойств (см., например, рис.3 из Яковлев и др. 1999). Важность сверхтекучести для процессов остывания заключается в том, что ее наличие может частично или полностью подавлять урка-процессы и, таким образом, существенно изменять кривые остывания НЗ.

Еще одной возможностью, изученной на сегодняшний момент менее других, является появление в центре НЗ при плотности в несколько раз выше ядерной экзотических частиц. В литературе в настоящее время обсуждается несколько гипотез: рождение в центре звезды - и -гиперонов; образование в центре НЗ пионного или каонного конденсата (это две разные гипотезы) (об остывании НЗ с учетом пионного конденсата см. Воскресенский, Сенаторов 1986); фазовый переход к странной материи - плазме почти свободных u, d и s кварков (о странных звездах см. ниже). Любой из указанных вариантов может усилить нейтринную светимость НЗ на несколько порядков (Блашке и др. 2001).

Качественно различающиеся кривые остывания НЗ приведены на рис. 1. "Стандартной" называется кривая, определяемая модифицированными урка-процессами без сверхтекучести и прямых урка-реакций (см. параграф 2.2.1). Включение прямых урка-процессов (по прежнему в отсутствие сверхтекучести) приводит к резкому падению температуры НЗ, когда ее возраст достигает нескольких сотен лет. Это так называемое ускоренное остывание НЗ (см. параграф 2.2.1). Наличие сверхтекучести протонов и/или нейтронов вызывает сильное подавление урка-процессов (как прямых, так и модифицированных) при температурах ниже критической. Протонная сверхтекучесть обычно наступает раньше, а сверхтекучесть нейтронов сильнее всего сказывается в конце стадии нейтринного остывания НЗ. На смену подавленным механизмам излучения нейтрино через урка-процессы приходит излучение -пар в сверхтекучем веществе при куперовском спаривании нуклонов (см. параграф 2.2.1). Наблюдательные данные (см. табл 3) позволяют жестко ограничить критическую температуру наступления нейтронной сверхтекучести (отметим, что поток наблюдательных данных постоянно растет в первую очередь благодаря спектральным исследованиям на рентгеновских спутниках, см. последний результат в Маршалл, Шульц 2002).

Таким образом, можно сказать, что медленнее всего спадают кривые остывания НЗ, получаемые при подавленных сверхтекучестью урка-процессах без учета куперовского механизма генерации нейтрино. Быстрее всего - кривые ускоренного остывания с прямыми урка-процессами и без сверхтекучести. "Стандартные" кривые остывания и кривые для сверхтекучих НЗ с учетом излучения нейтрино при куперовском спаривании нейтронов занимают промежуточное положение. ("Стандартное" остывание без прямых урка-процессов и без сверхтекучести, по-видимому, никогда не реализуется в природе и представляет теперь только исторический интерес, см., например, Каминкер и др. 2002).

Более подробное описание остывания НЗ можно найти в (Яковлев и др. 1999, Шааб и др. 1999, Паж и др. 2000, Яковлев и др. 2001).

Кроме перечисленных выше процессов на ход остывания НЗ существенное влияние могут оказать свойства внешних слоев НЗ (их атмосфер, см. раздел 2.2.2) и наличие дополнительных источников энергии. Сейчас известны три ситуации, когда поверхность или внешние слои НЗ дополнительно нагреваются. Это происходит в полярных шапках радиопульсаров, при аккреции и из-за распада магнитного поля в магнитарах. Рассмотрим их последовательно.

Стандартные модели пульсаров (Голдрайх, Джулиан 1969; Бескин и др. 1993) предсказывают, что в небольших областях вокруг магнитных полюсов электрическое поле, возникающее из-за вращения наклонного ротатора, будет вырывать из поверхности, а затем эффективно ускорять электроны. Через небольшое время ускоренные электроны начинают рождать -пары. Вторичные электроны также начинают удаляться от НЗ, а позитроны движутся в обратном направлении и, так как их движение происходит практически вдоль силовых линий магнитного поля, то они попадают в области вблизи магнитных полюсов ("полярные магнитные шапки") и прогревают их до температур  K. Именно они обуславливают пульсирующую часть теплового излучения, наблюдаемого у некоторых молодых и близких радиопульсаров (например у пульсара в Крабе). Этот механизм действует пока НЗ проявляет себя как радиопульсар, т.е. пока

где  Гс - магнитное поле на поверхности НЗ, а - период пульсара в секундах (Рудерман, Сазерленд 1975).

Аккреция. Условия наступления этой стадии описаны в параграфе 2.2.6 Для "стандартной" НЗ (радиопульсара) с  Гс, -0.1 с, с медленным ( лет) затуханием магнитного поля аккреция из межзвездной среды (МЗС) начнется спустя не менее  лет после ее рождения. В первую очередь это время зависит от пространственной скорости НЗ (см. параграф 2.2.6). Аккреция на молодые ( лет) НЗ возможна при больших и/или меньших . Однако, даже аккреция на старую НЗ ( лет) быстро прогревает ее кору и может сделать звезду видимой. При аккреции на НЗ со слабым полем вещество падает на всю поверхность звезды. Типичная температура одиночной аккрецирующей НЗ лежит в интервале 0.03-0.3 кэВ.

Для НЗ с более сильными полями аккрецирующее вещество будет двигаться вдоль магнитных силовых линий и выпадать на магнитные полюса НЗ. В этом случае температура излучения будет более высокой из-за меньшей площади излучающей области.

Аккреция на одиночные НЗ возможна не только из МЗС, но и из околозвездного диска, образующегося из остатков оболочки сверхновой (см. ниже). В этом случае темп аккреции может быть достаточно велик.

Следует также отметить, что наличие аккрецированной оболочки весьма сильно влияет на кривые остывания. Через оболочку из легких элементов тепло переносится легче, чем через железную, такая оболочка увеличивает тепловую светимость НЗ на нейтринной стадии остывания и ускоряет высвечивание тепловой энергии на фотонной стадии (см., Шабрие и др. 1997, Потехин и др. 1997).

Сильные магнитные поля. Магнитное поле, превосходящее Гс, может существенно повлиять на темп охлаждения НЗ. Это связано в первую очередь с изменением теплопроводности коры НЗ, теплоперенос в которой определяется электронами. Теплопроводность в коре НЗ при произвольном магнитном поле была изучена в работе Потехина (1999), а влияние магнитного поля на тепловую структуру оболочек и кривые остывания НЗ - в работе (Потехин, Яковлев 2001). Магнитное поле облегчает теплоперенос вблизи магнитных полюсов и затрудняет его вблизи экватора. Эти два процесса конкурируют, из-за чего при умеренно сильных полях (как у радиопульсаров) общая тепловая прозрачность оболочки НЗ уменьшается, а при сверхсильных полях (у магнитаров) она увеличивается.

Теория магнитаров и их сверхсильных полей находится на начальном этапе развития, поэтому здесь будет достаточно простых оценок (см. также Хейл и Хернквист 1997а,б). Магнитар со средним полем внутри НЗ может обеспечить за счет его распада светимость в течение интервала времени

Откуда видно, что при начальном поле  Гс распад поля обеспечивает светимость - эрг/с на протяжении  лет и может сказаться на поздних этапах остывания НЗ. Такую же светимость может обеспечить магнитар с  Гс, но уже только в течение  лет, что во-первых снизит количество наблюдаемых объектов (т.к. нам требуется попасть в узкий, %, интервал времени жизни объекта), а во-вторых потребует объяснения для позднего начала подобного затухания.

Однако, для многих молодых НЗ должно выполняться условие Гс и распад поля (по наблюдениям радиопульсаров) несущественен на ранних стадиях эволюции многих НЗ. Поэтому представляется важным рассмотреть охлаждение НЗ без усложняющего влияния магнитного поля, а также эффектов нагрева из-за внутреннего трения при замедлении вращения НЗ.

При расчетах остывания НЗ необходимо учитывать эффекты общей теории относительности, которые хотя и не меняют картину остывания качественно, существенно сказываются на численных результатах. Детальное обсуждение эффектов ОТО при остывании НЗ можно найти, например, в работе Паж и др. (2000).

2.2.2. Расчеты спектров НЗ с учетом атмосфер различного состава

Геометрически тонкий (несколько миллиметров, самое большее несколько сантиметров) наружный слой вещества коры НЗ существенным образом влияет на спектр испускаемого звездой излучения. Интересно отметить, что в то время как вопросы переноса излучения, структуры атмосфер и формирования спектров у обычных звезд изучаются многие десятилетия (Чандрасекар 1953; Соболев 1985) и в послевоенное время составляли основное содержание астрофизики, изучение атмосфер НЗ началось совсем недавно. Первая работа была выполнена Романи в 1987. Затем разными авторами были выполнены несколько циклов работ по моделированию атмосфер НЗ (Шибанов и др. 1992, Завлин и др. 1996, Раджагопал, Романи 1996 и другие). Обзор этих работ см. в (Вентура, Потехин 2001), а результаты недавних расчетов в (Хо, Лай 2001).

Моделирование атмосфер НЗ имеет свои особенности, как упрощающие, так и усложняющие расчеты, по сравнению с обычными звездами. К первым относятся крайне малая геометрическая толща атмосфер НЗ, позволяющая всегда пользоваться только плоско-параллельной геометрией, и предположение о гидростатическом равновесии. С высокой точностью выполняются также ионизационное и локальное термодинамическое равновесия. Ко второй группе факторов относятся худшая изученность рентгеновских спектров атомов по сравнению с оптическими, неопределенность химического состава атмосфер и наличие у НЗ сильного магнитного поля (от  Гс до, возможно,  Гс).

Рассмотрим два последние фактора. В работах разных авторов делались различные различных предположения о химическом составе атмосфер НЗ: чисто водородная, гелиевая и железная атмосферы, смесь с солнечным химсоставом и так называемый "кремниевый пепел" ("Si-ashes", вещество такого состава может выпадать на поверхность НЗ при аккреции самых внутренних слоев оболочки сверхновой). Конечно, всегда проводилось сравнение с чернотельным планковским спектром. Наличие любой рассеивающей атмосферы делает спектр испускаемого излучения более жестким, то есть реальная температура оказывается ниже, чем определяемая по форме спектра. Однако, результаты получаемые для тяжелых элементов и солнечного химсостава отличались от чернотельного спектра не более, чем на 20-30%. Сильные отличия (в 10 раз по потоку и в 2-3 раза по температуре) показывают только водородная и гелиевая атмосферы. При достаточно высоких температурах ( K) и/или плотностях ( г/см) водород на поверхности НЗ достаточно быстро выгорает в термоядерных или пикноядерных реакциях. В этом случае для поддержания атмосферы необходима хотя бы небольшая аккреция. Гелий на поверхности НЗ выгорает существенно медленнее, с другой стороны, присутствие в атмосфере даже незначительно количества CNO-элементов заметно ускоряет выгорание. Таким образом для моделирования большинства случаев обычно достаточно двух моделей: водородной атмосферы и черного тела.

Сильное магнитное поле ( Гс) оказывает на атмосферы НЗ очень существенное и сложное по своему характеру воздействие - перенос излучения становится анизотропным. Особенно сильным оказывается влияние магнитных полей на спектр выходящего излучения. В настоящее время в серии работ группы ФТИ им.А.Ф.Иоффе (Шибанов и др. 1992, 1995а,б, Павлов и др. 1995, Завлин и др. 1996, Потехин, Павлов 1997, Потехин и др. 1998) были построены спектры атмосфер, состоящих из элементов тяжелее гелия для полей до  Гс, а для водородных атмосфер - до  Гс (см. также Раджагопал и др. 1997). В работе (Потехин, Яковлев 2001) была сделана попытка рассмотреть остывание и атмосферы НЗ при полях до  Гс. Эти модели уже используются при интерпретации спектров восьми НЗ, от которых зарегистрировано тепловое излучение (Завлин и др. 1996, Завлин, Павлов 1998, Гансик и др. 2002).

Спектры аккрецирующих одиночных НЗ изучались начиная с конца 60-х годов (Зельдович, Шакура 1969, Шварцман 1970в). В 90-е гг. много результатов было получено итальянской группой (Туролла и др. 1994, Зампьери и др. 1995).

В последние годы благодаря наличию на борту спутников XMM и Чандра спектрографов высокого (для рентгеновского диапазона) разрешения удается получать богатый наблюдательный материал для непосредственной проверки расчетов (см. например недавнюю работу Маршалл, Шульц 2002).

2.2.3. Процессы в магнитосферах

Теории магнитосфер для различных стадий эволюции НЗ разработаны на сегодняшний день в различной мере. Для стадий эжекции (E) и георотатора (G) есть достаточно детальные и более-менее самосогласованные модели магнитосфер. В первом случае их разработка была направлена на объяснение свойств радиопульсаров (Голдрайх, Джулиан 1969; Майкель 1991; Бескин и др. 1993; Муслимов, Цыган, 1990, 1992, Бескин 1990, Цыган 1993, Боговалов 1999, 2001, Любарский 1995), во втором - на описание взаимодействия магнитосферы Земли с Солнечным ветром (например, Жигулев, Ромашевский 1959). Для стадий аккреции и пропеллера получены только существенно более простые результаты при дополнительных модельных предположениях (см., например, Липунов 1987). Следует заметить, что в то время как в магнитосферах эжекторов и георотаторов присутствуют как замкнутые, так и уходящие на бесконечность силовые линии, магнитосферы пропеллеров и аккреторов могут быть полностью замкнуты (при сферической аккреции).

Как неоднократно отмечалось в обзорах и докладах В.С Бескина, в последние годы снизилась активность авторов, исследующих магнитосферы радиопульсаров. Однако, наметилась новая область исследований - магнитосферы магнитаров - особенно сильно замагниченных НЗ (Д.Г. Яковлевым было замечено, что уместнее именно такое написание данного термина, несмотря на устоявшееся воспроизведение англоязычного варианта). Исследования магнитаров особенно актуальны в приложении к МПГ (см., например, Томпсон, Дункан 1996).

Сильные магнитные поля, которыми обладают обычные НЗ, и, тем более, магнитары, существенным образом влияют на элементарные физические процессы вблизи поверхностей этих объектов. Отметим ряд критических значений напряженности магнитного поля:

• НЗ с полем порядка  Гс и менее можно рассматривать как незамагниченные, поскольку характерное время замедления вращения такого объекта превышает возраст Вселенной, а при аккреции магнитное поле прижимается к поверхности НЗ потоком падающего вещества ( ) и перестает оказывать какое-либо влияние (здесь (- альвеновский радиус).
• При  Гс (здесь - постоянная тонкой структуры, а  Гс - Швингеровское поле) гирорадиус электрона становится меньше радиуса Боровской орбиты в атоме водорода. Более сильные поля оказывают сильное влияние на структуру атомов, которые не ионизуются полностью даже на поверхности магнитаров (Томпсон, Дункан 1995; Хейл, Хернквист 1997а). В первую очередь эти изменения сказываются на свойствах атмосфер НЗ (см. параграф 2.2.2).

  Ближе к верхней границе интервала важными становятся анизотропия теплопроводности в коре НЗ (см. 2.2.1) и рассеяния излучения в атмосфере (см. 2.2.2).

• В интервале  Гс начинает происходить еще ряд интересных процессов. Энергия первого уровня Ландау начинает превышать энергию покоя электрона. Становится существенными реакции расщепления фотона , однофотонного рождения электрон-позитронной пары или ее аннигиляции . Причем сечение последнего процесса для фотонов с различной поляризацией в сильных полях ( ) существенно различается (Томпсон, Дункан 1995). Без магнитного поля эти процессы невозможны в принципе, а в слабых магнитных полях ( ) они происходят только для очень энергичных фотонов ( ). Анизотропия атмосферного рассеяния и теплопроводности в коре НЗ еще более усиливается.

  Верхняя граница интервала ( Гс) определяется равенством энергии магнитного поля и гравитационной энергии связи НЗ. Более сильные стационарные магнитные поля по-видимому не могут существовать на НЗ.

Подробнее о новых результатах физики в сверхсильных магнитных полях см., например, Томпсон (2000), Михеев (2000) или Дункан (2000) (а также материалы конференции "Сильные магнитные поля в нейтринной астрофизике" (2000) и старый, но очень хороший обзор Павлова и Гнедина (1983), посвященный поляризации вакуума и элементарным процессам в сильных магнитных полях).

Отметим дискуссию по поводу отсутствия пульсарного радиоизлучения магнитаров (см. работы Усова и Мелроуза 1996 и Баринг и Хардинг 1995 и др.). Расщепление фотонов в поле магнитара конкурирует с рождением пар и приводит к быстрому снижению энергии жестких фотонов. Однако не ясно достаточно ли эффективен этот процесс, чтобы объяснить полное отсутствие пульсирующего радиоизлучения у магнитаров. Отметим также работы (Томпсон и др. 2001, Лютиков и др. 2001), посвященные генерации жесткого излучения - мягких гамма-всплесков - в магнитосферах сильнозамагниченных НЗ, и работу Бастуркова с соавторами (2002), в которой периодов магнитаров объясняются вращательными (нерадиальными) колебаниями НЗ.

Современные спутники (Чандра, Ньютон) позволяют надеяться на открытие деталей в спектрах АРП и МПГ. Поэтому детальные расчеты рентгеновских спектров становятся очень актуальной задачей. Наиболее интересные результаты получены Дзане и др. (2001) - ими предсказана возможность обнаружения с помощью современных детекторов протонной циклотронной линии, которая у магнитаров с полями - Гс попадает в "стандартный" рентгеновский диапазон 2-10 кэВ: Гс кэВ (см. также недавние расчеты Озела 2002).

2.2.4. Расчеты затухания магнитного поля НЗ

Молодые НЗ (радиопульсары, НЗ в массивных двойных системах и т.д.) имеют сильные магнитные поля. Старые НЗ (миллисекундные пульсары) имеют слабые поля. Таким образом логично предположить наличие механизма затухания поля. Затухание магнитного поля становится все более стандартным предположением при рассмотрении эволюции НЗ и описании их свойств. Однако, вопрос о механизме диссипации поля остается открытым. С этим связано появление в последние годы большого числа работ по этой теме (см. Митра и др. 2000, Таурис и Конар 2001 и др.).

Прежде всего необходимо понять, сконцентрировано ли магнитное поле в коре НЗ, или же пронизывает и ее ядро, а также какую роль играет аккреция. Механизмы, ответственные за эволюция поля в коре и ядре НЗ, различны. Наиболее полное исследование распада поля в коре (без учета эффектов ОТО) было проведено в работе (Урпин, Коненков 1997) (см. также Урпин и Муслимов 1992). Расчеты затухания поля, сосредоточенного в коре, с учетом эффектов ОТО приведены в (Гепперт и др. 2000; Паж и др. 2000).

Основные результаты расчета распада дипольного магнитного поля в коре одиночной НЗ таковы. Диссипация магнитного поля оказывается тесным образом связанной с тепловой эволюцией НЗ. Для стандартного остывания, при котором нейтринная светимость НЗ определяется в основном модифицированными урка-процессами (Петик, 1992), за первый миллион лет поле распадается в 2-1000 раз в зависимости от начальной глубины залегания и уравнения состояния в ядре звезды (Урпин, Коненков 1997, см. рис. 4). По мере остывания НЗ проводимость увеличивается, и распад поля замедляется. Скорость распада на поздней стадии зависит от примесной проводимости (см. рис. 4). Например, при типичном значении , принятом в (Урпин, Коненков 1997), поле практически не уменьшается за последующие лет. Однако как только магнитное поле продиффундирует через всю кору и достигнет сверхпроводящего ядра (за лет при той же ), распад становится экспоненциальным.

Аккреция оказывает влияние на эволюцию поля. Во-первых, она нагревает кору нейтронной звезды (Ждуник и др., 1992), уменьшая тем самым проводимость. Во-вторых, возникает поток вещества, направленный к центру звезды, который стремится перенести поле в более глубокие слои. Как показывают расчеты (Гепперт и др. 1996), аккреция с темпом /год незначительно ускоряет распад поля. Таким образом для одиночных НЗ этим эффектом можно пренебречь.

Возможен механизм, в котором поле из ядра НЗ "выталкивается" в кору за счет вращения или архимедовой силы (см. Муслимов и Цыган 1985), и там уже затухает за счет омических потерь. Недавно вычисления для этого механизма были проведены Коненковым и Геппертом (2000, 2001а,б).

В работе (Колпи и др. 2000) рассмотрены три механизма распада, применимые в случае сверхсильных полей (магнитары). Авторы делают вывод, что с точки зрения наблюдений наиболее привлекательным является механизм Холловского каскада (Hall cascade).

С точки зрения эволюции одиночных НЗ распад поля может давать разные эффекты. Для некоторого набора параметров распад может уменьшить число НЗ на стадии аккреции (Колпи и др. 1998, Ливио и др. 1998), для другого набора - может увеличить это число (см. Попов, Прохоров 2000 и рис. 5). В первом случае из-за распада НЗ "застынет" на стадии пропеллера. Во втором (быстрый распад до малых полей) - исчезновение поля приведет к исчезновению барьера, и вещество сможет беспрепятственно выпадать на поверхность НЗ, начнется аккреция.

Затухание магнитного поля активно используется в популяционном синтезе радиопульсаров и НЗ других типов (см. ниже).

2.2.5. Аккреция на одиночные НЗ из межзвездной среды и из околозвездных остаточных дисков

Классическая теория аккреции уходит корнями еще в 30-40-е гг. (Бонди и Хойл 1944, Хойл и Литтлтон 1939, см. также ссылки на ранние работы в книге Горбацкого 1977). Аккрецию на одиночные НЗ начали рассматривать еще в самом начале 70-х гг. (см. Шварцман 1970в, Острайкер и др. 1970), когда стало очевидным, что аккрецирующие НЗ являются источниками рентгеновского излучения.

Физика аккреции на одиночные объекты несколько отличается от аккреции в двойных системах. Во-первых, отсутствует орбитальный момент. Во-вторых, чаще всего (при аккреции из МЗС) темп аккреции невелик (см. Тревес и др. 1993).

Для астрофизических приложений ключевым вопросом является определение темпа аккреции, . Все рассмотрение проводится для столкновительной среды, что всегда выполняется в случае аккреции на НЗ из МЗС.

Современные работы направлены на учет различных эффектов, которые могут изменять (обычно уменьшать) темп аккреции по-сравнению с классическими результатами Бонди и др.

Очевидно, что темп аккреции можно записать в виде: . Определим сечение . В случае сферической аккреции радиус гравитационного захвата будет равным:

где - скорость звука в в МЗС вдали от НЗ. Таким образом . Отметим сильную зависимость темпа аккреции от температуры . Поэтому вопрос о прогреве МЗС излучением НЗ является исключительно важным. Остановить аккрецию прогрев не может (Бисноватый-Коган, Блинников 1980), однако может заметно уменьшить ее темп. Влияние прогрева будет рассмотрено ниже.

В случае цилиндрической аккреции () изменяется формула для радиуса гравитационного захвата:

И таким образом для темпа аккреции имеем:

Коэффициент пропорциональности, , зависит от скорости НЗ. Грубо можно положить его равным единице. Точные аналитические решения в данном случае отсутствуют. Важным также оказывается учет влияния магнитосферы НЗ (Торопина и др. 2001).

Обратное влияние излучения аккрецирующего объекта на аккреционный поток не раз рассматривалось разными авторами, начиная с Шварцмана (1970а). В случае одиночной НЗ светимость далека от эддингтоновской, . Однако, как показано в работе Блаез и др. (1995), прогрев может уменьшить темп аккреции еще в несколько раз, что может многократно уменьшить число наблюдаемых одиночных НЗ.

За счет жесткого излучения движущейся НЗ вокруг нее возникает кометообразная туманность размером порядка см для самых низкоскоростных НЗ при плотности порядка г см (Блаез и др. 1995). При движении в среде с плотностью порядка г см уменьшение темпа аккреции составляет от 30 раз при скорости порядка 20 км с до 3 раз при скорости 40 км с, при скоростях 60 км с отличия становятся несущественными. Также различие становится менее существенным при больших плотностях МЗС (о характеристиках МЗС см. книгу Бочкарева 1992).

Численное моделирование сферической и цилиндрической аккреции на НЗ проводилось неоднократно. Остановимся на недавних расчетах аккреции на НЗ с учетом магнитного поля (Торопин и др. 1999, Торопина и др. 2001) (результаты этой группы также доступны в Интернете по адресу http://www.astro.cornell.edu/us-russia/).

В случае сферически-симметричной аккреции в расчетах было получено уменьшение темпа аккреции примерно в 2 раза по сравнению с формулой Бонди. Темп аккреции на магнитный диполь зависит от магнитного поля НЗ и от магнитной проницаемости среды: , где - магнитная проницаемость, а - темп аккреции Бонди.

В случае цилиндрической аккреции показано, что при наличии магнитного поля темп аккреции уменьшается в несколько раз по сравнению с незамагниченной НЗ. Чем больше магнитное поле, тем меньше темп аккреции: .

Таким образом современные исследованияпоказывают, что темп аккреции Бонди является верхним пределом, редко реализующимся в природе.

В последние несколько лет появилась серия работ, посвященных остаточным (remnant) аккреционным дискам вокруг молодых НЗ (см. Ротшильд и др. 2001, Мену и др. 2001а, Чаттерье и др. 2000, Марсден и др. 2000 и ссылки там). Эти исследования связаны с гипотезой о том, что активность многих молодых радиотихих НЗ связана не с энергией магнитного поля и не с остаточным теплом, а с аккрецией. Темп аккреции является функцией времени, т.к. новое вещество в диск не поступает. Аккреционный диск образуется из вещества остатка взрыва, захваченного гравитационным полем образовавшегося компактного объекта (fall-back). В настоящее время процесс обратного выпадения вещества считается стандартным в моделях взрыва сверхновой. Ранее эволюция таких дисков в основном рассматривалась в связи с образованием планет около радиопульсаров.

Получены оценки темпа аккреции, времени существования диска, изменения периода вращения НЗ, а также рассчитаны спектральные характеристики излучения. Исследованы диски разного химического состава, поскольку вещество внутренних частей остатка сверхновой должно быть существенно обогащено тяжелыми элементами. Рассчитана устойчивость дисков на разных стадиях их эволюции (Мену и др. 2001а).

В данных моделях (см. Ротшильд и др. 2001) показано, что для получения нужного эффекта достаточно диска с массой , хотя его начальная масса может быть существенно большей (до ). Типичный возраст НЗ оказывается порядка тысяч и десятков тысяч лет, что находится в соответствии с независимыми оценками (в первую очередь по возрасту остатка сверхновой). Вспышки МПГ объясняются процессами в коре НЗ. Спектр диска существенно отличается от дисков Шакуры-Сюняева из-за наличия пыли.

Во многих моделях (см. Чаттерье и др. 2000, Альпар 2001) НЗ находятся не на стадии аккреции, а на стадии Пропеллера. Были предложены сценарии, в которых аккреционный диск вносит вклад в увеличение периода радиопульсаров (Мену и др. 2001б, Альпар и др. 2001). В этом случае индекс торможения оказывается меньшим 3. Например, для пульсара в Крабе требуется диск с втокома вещества  г/с. Для пульсара Vela требуется диск очень малой массы с сильным наклоном диск к оси вращения.

Подбором параметров, авторам удается построить "единую модель" эволюции одиночных НЗ, описывающую все наблюдаемые типы объектов (Альпар 2001). Однако, на данный момент в таких работах есть много непроработанных деталей, что приводит к тому, что модели выглядят несколько искусственными.

2.2.6. Расчеты эволюции периодов вращения НЗ

Из всех параметров НЗ наиболее точно измеряются периоды их вращения. Кроме этого измерения периодов являются модельно независимыми (в отличии от температуры поверхности, массы одиночных НЗ и т.д.). Поэтому необходимо иметь хорошее описание эволюции этого параметра.

Распределение начальных периодов НЗ неизвестно (см. ван дер Сваллоу, Ву 2001, Регимбо, де Фрейтас Пачеко 2001, Шевалье и Эммеринг 1986). Наблюдения молодых НЗ с известными периодами может дать важные ограничения (см. Готтхелф и др. 1999).

На начальные периоды НЗ существенное влияние могут оказывать т.н. r-моды, связанные с излучением гравитационных волн (Андерсон и др. 2000, Оуэн и др. 1998, о гравитационных волнах от НЗ см. также Брагинский 2000, Грищук и др. 2000 и Джиазотто и др. 1997, о неустойчивостях и колебаниях НЗ - Баструков и др. 1999, Линдблом 2001).

Разумно выделить четыре основные стадии эволюции НЗ: Эжектор, Пропеллер, Аккретор и Георотатор (см. Липунов 1987, Липунов и др. 1996). На стадии Эжектора поток электро-магнитных волн и релятивистских частиц от НЗ "выдувает" окружающее вещество за пределы всех характерных радиусов. Типичными представителями Эжекторов являются радиопульсары. Однако, стадия радиопульсара заканчивается раньше стадии Эжектора (Аронс 2000, Чен и Рудерман 1993). Продолжительность стадии Эжектора при постоянном поле составляет:

На стадии Пропеллера аккреция невозможна из-за наличия быстровращающейся магнитосферы. Георотатором мы называем стадию, на которой радиус магнитосферы настолько велик, что вещество не захватывается НЗ гравитационно.

Конкретное состояние НЗ определяется соотношениями между четырьмя характеристическими радиусами: - радиусом светового цилиндра, - радиусом остановки (например альвеновский радиус, , это частный случай радиуса остановки, см. Липунов 1987), - радиусом гравитационного захвата и - радиусом коротации. Здесь - масса НЗ, - скорость света, - частота вращения, , - скорость звука, - скорость НЗ относительно МЗС.

Соотношение между радиусами определяет два критических периода: и , разделяющих различные стадии эволюции НЗ. Эти периоды могут быть оценены по формулам (Липунов 1987):

Здесь - магнитный дипольный момент, - темп аккреции, - плотность МЗС, - безразмерная константа порядка единицы.

Если , то НЗ находится на стадии Эжектора; если , мы имеем НЗ на стадии Пропеллера; наконец, если и , то НЗ является Аккретором.

Когда , но то аккреция невозможна, т.к. образуется геоподобная магнитосфера. Заметим, что замедление на стадии Георотатора подобно замедлению на стадии Пропеллера (см. ниже). Численно стадия Георотатора исследовалась в работах (Торопина и др. 2001, Романова и др. 2001). Также некоторые аспекты рассматривались в (Рутледж 2001).

На стадии Эжектора эволюция периода определяется потерями энергии вращения НЗ на излучение:

где - радиус НЗ, - момент инерции, - магнитное поле.

Существуют различные интерпретации этого замедления (см. Бескин и др. 1993). Однако, во всяком случае магнитодипольная формула хорошо описывает наблюдения (существуют, однако, работы, привлекающие дополнительное замедление, связанное с существованием остаточного аккреционного диска, см. пункт, посвященный аккреции).

На стадии Пропеллера НЗ замедляется из-за передачи углового момента окружающему веществу (Шварцман 1970в, Илларионов, Сюняев, 1975). Существует множество формул, описывающих замедление на стадии Пропеллера (см. Липунов 1987, Липунов, Попов 1995). Фактически все они сводятся к виду:

Множитель будет различным в разных моделях, в том числе он может зависеть от частоты вращения НЗ.

В работе (Липунов, Попов 1995) было сформулировано важное утверждение: для постоянного магнитного поля длительность стадии Эжектора при разумных параметрах всегда больше длительности стадии Пропеллера. В случае затухания поля это может быть не так. В недавних работах было показано, что распад магнитного поля может как увеличить количество НЗ на стадии Пропеллера (Колпи и др. 1998, Ливио и др. 1998), так и уменьшить его, если распад очень быстрый и идет до низких значений полей (Попов, Прохоров 2000).

На стадии аккретора на НЗ действуют два момента сил:

Здесь - тормозящий момент сил, связанный с магнитным полем НЗ, а - момент сил, возникающий из-за того, что МЗС может быть сильно турбулизована. действует случайно, и может как ускорять, так и замедлять НЗ (см. Липунов, Попов 1995).

Отметим, что в приведенной выше формуле мы можем как переоценивать, так и недооценивать замедляющий момент, т.к. детали передачи момента внешней среде неясны. Если указанная выше формула применима, то аккреция должна быть существенно дозвуковой, а значит темп аккреции на НЗ будет ниже определяемого по формуле Бонди. При эффективной аккреции, соответствующей формуле Бонди, темп уноса углового момента должен быть меньше.

Изменение периода аккрецирующей НЗ связано со взаимодействием с турбулизованной МЗС. Это привносит свою специфику в задачу об эволюции периода. Если принять гипотезу об ускорении нейтронной звезды в турбулизованной МЗС (Липунов, Попов 1995), то возникает новый характерный период, . Он определяется условием квазиравновесия замедления (оно определяется как торможением за счет магнитного поля НЗ, так и аккрецируемым моментом) и ускорения (определяется аккрецируемым моментом).

В реальной ситуации (Прохоров и др. 2002) квазиравновесие не достигается (рис. 8). Для определения распределения НЗ по периодам надо решать дифференциальное уравнение, используя реалистичные распределения НЗ по скоростям и магнитным полям.

Расчеты для постоянного магнитного поля и максвелловского распределения НЗ по скоростям показали наличие широкого максимума в распределении вблизи периодов - секунд (Прохоров и др. 2002). Распределение периодов для разных параметров показано на рис.9. Таким образом в такой модели следует ожидать отсутствия наблюдений периодов вращения аккрецирующих НЗ (типичное время наблюдения на рентгеновском спутнике порядка секунд).

Однако, в случае распада поля ситуация будет совсем иной (Ванг 1997, Коненков, Попов 1997). Период "застынет", запомнив значение, соответствующее начальному полю (см. рис. 3), и можно ожидать появления аккрецирующих НЗ с периодами порядка 10 секунд.

Качественная картина эволюции периода для случая постоянного поля показана на рис. 7.

Распределение периодов АРП и МПГ исследовалось в работе Псалтиса и Миллера (2002). В этой статье авторам не удалось получить серьезных ограничений на значение начального периода, т.к. показатель торможения для АРП и МПГ известен очень плохо. Единственным положительным (хотя и очевидным) результатом является необходимость "выключения" АРП и МПГ на периодах близких к максимальным из наблюдающихся (порядка 12 с).

В расчетах магнитовращательной эволюции НЗ существует еще много нерешенных вопросов. Российские научные группы активно участвуют в исследовании этих процессов и их вклад можно считать определяющим.

2.2.7. Роль межзвездного поглощения

Для многих исследований, рассматриваемых в данном обзоре, важным является учет межзвездного поглощения в рентгеновском диапазоне (см., например, Попов и др. 2000б). Межзвездное поглощение велико в мягком рентгеновском диапазоне ( эВ) (см. Вилмс и др. 2000). Поэтому наблюдения рентгеновских источников на различных энергиях демонстрируют нам выборки объектов с разной селекцией по расстоянию. Из вышеперечисленных типов источников этот эффект наиболее существенен для слабых рентгеновских источников в диске Галактики. Объекты этого типа мы не можем наблюдать уже на расстояниях порядка 1 кпк.

Некоторые из рассматриваемых нами источников имеют максимумы излучения вблизи 0.1 кэВ. Спутники, с которых производят наблюдения этих объектов, работают в диапазонах энергий -1 кэВ, некоторые выше, до  кэВ. В этом интервале энергий поглощение рентгеновского излучения в межзвездной среде достаточно велико и обязательно должно учитываться.

В самом общем виде поглощение может быть описано формулой:

Здесь и - интенсивности излучения на детекторе и у источника, соответственно, - сечение поглощения приходящееся на один атом водорода и - количество водорода на луче зрения между источником и приемником. На больших рассточниях от Солнца также будет зависеть от . Данная формула приведена не столько для того, чтобы напомнить закон поглощения, сколько для явного указания параметров от которых зависит данный процесс.

Удельное сечение поглощения в рассматриваемом нами диапазоне очень быстро убывает с ростом энергии и достаточно сильно зависит от химического состава МЗС, главным образом от содержания металлов в межзвездном газе. Сечение умножается на лучевую плотность , которая зависит как от расстояния до источника, так и от его положения на небе (которое обозначалось единичным вектором ). Рассмотрим каждую из величин подробнее.

В рассматриваемом спектральном диапазоне теоретические значения элементарных сечений фотоионизации различных атомов и молекул хорошо известны и вносят наименьшую ошибку в соотношение (9). Сечение поглощения складывается из фотопоглощения на атомах различных элементов и молекулах, поглощения на пыли, поглощения и рассеяния на ионах и свободных электронах. В различных компонентах МЗС (холодной, теплой, горячей), оказывающихся на луче зрения, роль перечисленных процессов различны. Однако оценки показывают (Вилмс и др. 2000), что вкладами теплой и горячей (ионизованной) фаз МЗС можно пренебречь, поскольку большая часть межзвездной среды находится в слабоионизованном состоянии. Такое допущение нельзя делать для источников в остатках сверхновых или если на луче зрения оказывается мощная область ионизации.

В МЗС для энергий -10 кэВ основную роль в поглощении играют процессы фотоионизации и сечение поглощения быстро убывает с ростом . Эта зависимость близка к , поскольку суммарный коэффициент поглощения состоит из совокупности фотоионизационных К-скачков для различных элементов, за каждым из которых сечение поглощения убывает приблизительно как . Точнее, величина изменяется от  см при  кэВ до  см при  кэВ (при cолнечном химсоставе).

Суммарное сечение поглощения зависит от количества тяжелых элементов в МЗС. Наиболее простое предположение о химическом составе межзвездного газа является его совпадение с солнечным. Однако, измерения химического состава среды вне Солнечной системы указывают, что обилие тяжелых элементов там ниже, чем в Солнце и составляет -80% от этого уровня для разных химических элементов (Софиа и др. 1994, Саваж и Сембах 1996). Во столько же раз уменьшается сечение поглощения атомарного газа. Вероятно, основной причиной недостатка тяжелых элементов в МЗС по сравнению с Солнцем является их частичная конденсация в виде межзвездной пыли, которая в Солнце полностью испарена и перемешана с веществом.

Из межзвездных молекул следует принимать во внимание только молекулярный водород H. В среднем в МЗС H составляет 20-25% от HI (Грингел и др. 2000), однако это отношение обладает как сильной систематической зависимостью от расстояния от центра Галактики, так и существенными различиями на малых угловых масштабах. Указанное поведение вызвано тем, что основная доля H заключена в молекулярных облаках, а большая часть таких облаков образует кольцо на расстоянии  кпк от центра Галактики.

Поглощение, вызываемое межзвездной пылью, невелико, не более нескольких процентов от полного сечения . Его зависимость от примерно такая же, как и при фотоабсорбции. Исключение составляют ситуации, когда на луче зрения оказываются богатые пылью молекулярные облака или протозвездные объекты.

Последний нерассмотренный компонент - ионизованная фаза МЗС. Можно сразу сказать, что в МЗС для рентгеновского диапазона свободно-свободное поглощение неважно (см., например, Бочкарев 1992). А вот томсоновское рассеяние на электронах, которое практически не зависит от , необходимо учитывать для  кэВ или для  см.

Типичные для Галактики значения лучевой плотности составляют - см. Следует заметить, что величина может испытывать существенные локальные увеличения на малых угловых масштабах в отдельных точках небесной сферы - если поток излучения от рентгеновского источника пересекает компактное уплотнение МЗС, например, туманность, остаток сверхновой или молекулярное облако.

2.2.8. Популяционный синтез НЗ

В последнее время популяционный синтез стал популярным методом в различных областях астрофизики. В первую очередь он применяется для изучения эволюции двойных и одиночных звезд (см. Липунов и др. 1996, Фритце-ф.Альфенслебен 2000).

Обычно моделирование проводится методом Монте-Карло. Задаются начальные параметры объектов и законы их изменения. В идеале стремятся получить все эти данные в аналитической форме, однако часто используют затабулированные данные.

Сравнение с наблюдениями может проводиться как на уровне параметров отдельных объектов, так и на уровне интегральных параметров, например, интегральный спектр галактики.

Как правило в популяционных моделях эволюционный трек отдельного члена популяции не имеет очень высокой точности. Однако, большая совокупность объектов позволяет судить о таких важных параметрах, как распределение начальных параметров, а также делать предсказания, касающиеся популяции в целом (см., например, работы, посвященные пространственному распределению одиночных НЗ в Галактике в связи с гипотезой о галактическом происхождении гамма-всплесков: Пачинский 1990, Прохоров, Постнов 1993, 1994).

Метод популяционного синтеза дает существенные преимущества по сравнению с исследованием свойств индивидуальных объектов (см. например Липунов и др. 1996). Различные популяции изолированных НЗ не раз изучались с помощью данного метода (см. Бхатачарья и др. 1992 , Мадау и Блаез 1994, Мэннинг и др. 1996). Детальное изучение НЗ в применении к слабым рентгеновским источникам в диске Галактики и в шаровых скоплениях было недавно проведено в (Попов и др. 2000б, Попов, Прохоров 2002). Исследовался вклад одиночных аккрецирующих НЗ в рентгеновский фон (Дзане и др. 1995), а также НЗ в центре Галактики (Дзане и др. 1996).

В работе Попов и др. 2000а было получено распределение НЗ по стадиям (Эжектор, Пропеллер, Аккретор, Георотатор). Расчеты показали, что большая часть НЗ находится на стадии Эжекции. Это связано с высокими (в среднем) пространственными скоростями этих объектов (Лайн и Лоример 1994, Кордес и Чернофф 1997, 1998, Хансен и Финней 1997, Хартман 1997, Рамачандран 1999, Кордес 1998, см. также Тревес и др. 1998). Аккреторы составляют порядка нескольких процентов от всей популяции в случае постоянного магнитного поля.

Эволюция двойных и одиночных радиопульсаров неоднократно исследовалась методом популяционного синтеза. Здесь мы не будем рассматривать миллисекундные радиопульсары (см. Поссенти и др. 1999), обратимся к эволюции одиночных пульсаров, следуя серии работ (Вербунт и др. 1999, Бхатачарья и др. 1992, Хартман и др. 1997).

Одним из ключевых вопросов в эволюции НЗ является проблема распада магнитного поля. Если в двойных системах распад может быть ускорен аккрецией вещества (см. Гепперт и др. 1996), то в одиночной НЗ распад обусловлен только внутренними причинами. Поэтому именно исследование изолированных объектов представляет особый интерес (Попов, Прохоров 2000). Поскольку до недавнего времени только радиопульсары удовлетворяли этому требованию, не удивительно, что авторы работ (Вербунт и др. 1999, Бхатачарья и др. 1992, Хартман и др. 1997) обратились именно к ним.

Специфическая трудность заключена в сравнении результатов с наблюдениями. Дело в том, что пульсарные данные подвержены множеству селекционных эффектов. Для сравнения расчетов с данными наблюдений необходимо ввести критерий детектируемости для моделируемых НЗ. Кроме этого, данные по расстояниям до пульсаров не обладают высокой степенью надежности (например, в 1994 году они были существенно пересмотрены (Лайн, Лоример 1994)).

Кроме изменения периода вращения и величины магнитного поля в расчетах необходимо учитывать движение НЗ в Галактике, т.к. за время жизни пульсар может существенно удалиться от места своего рождения.

Наилучшего согласия с данными наблюдений авторы достигли используя следующий набор параметров: лет, . Здесь , а распределение начальных полей соответствует распределению .

Последняя (по времени) попытка популяционного синтеза радиопульсаров с учетом затухания магнитного поля приведена в работе (Регимбо и де Фрейтас Пачеко 2001). Авторы также пришли к выводу о том, что наличие затухания на временах, превышающих время жизни пульсара, способствует улучшению статистики. Однако, в работе показано, что лучших результатов можно достичь и без затухания, если в процессе эволюции НЗ увеличивается угол между магнитной осью и осью вращения (см. Бескин и др. 1993, где приводятся теоретические аргументы в пользу такой эволюции). Кроме этого, авторы делают вывод о том, что наличие магнитаров может быть объяснено без бимодальности функции распределения НЗ по магнитным полям, и оценивают темп рождения магнитаров как 1/750 лет.

Кроме исследования популяции радиопульсаров в целом различные авторы рассматривали важный вопрос об ассоциации этих объектов с остатками сверхновых. Впервые к вопросу о малом числе пар (ассоциаций) обратились в конце 80-х (Браун и др. 1989, Нараян, Шаудт 1988). Нараян и Шаудт предположили, что пульсары не наблюдаются в некоторых остатках из-за того, что магнитное поле слишком слабо или период вращения НЗ слишком велик, т.е. пульсар находится или очень близко к линии смерти или же уже за ней (о линии смерти см. Чен и Рудерман 1993, Аронс 2000). Более современные расчеты были проведены в работах Генслера и Джонстона (1995а,б,в). Основной вывод работы Генслера и Джонстона (1995в) заключается в том, что даже если каждая сверхновая порождает радиопульсар, то число ассоциаций будет меньше наблюдаемого. Т.е. среди имеющихся пар пульсар+остаток часть является лишь результатом проекции.

В настоящее время в России не проводятся исследования по популяционному синтезу радиопульсаров.

Методом популяционного синтеза было исследовано распределение компактных объектов по массам (Бельчинский и др. 2002). Кроме тривиального результата о наличии популяции черных дыр в двойных системах с более высокими массами по сравнению с массами одиночных черных дыр, авторы нашли, что количество странных звезд (см. также ниже) оказывается порядка количества черных дыр. При этом большая часть странных звезд является одиночными объектами.

В связи с популяционным синтезом НЗ особенно интересны попытки построения "единых теорий", описывающих с единых позиций НЗ разных типов. Некоторые такие попытки рассмотрены в разделе, посвященным аккреции, другие - в разделе, посвященным магнитарам. Ниже мы кратко суммируем эти работы.

Как было указано выше существует две основные ветви: "магнитарная" и "аккреционная".

В первом случае предполагается, что различия в проявлениях НЗ определяются разной величиной магнитного поля (и/или различной конфигурацией поля). НЗ с большими полями могут в принципе не проявлять радиопульсарной активности (Баринг и Хардинг 1995, см., однако, Усов и Мелроуз 1996). Возможно, также, что из-за быстрого замедления стадия радиопульсара для этих звезд оказывается очень короткой. "Магнитарная" гипотеза обязательно привлекает затухание магнитного поля для объяснения кластеризации периодов МПГ и АРП (Колпи и др. 2000). Различие между источниками может определяться разницей в возрасте, и, соответственно, различием в величине поля.

Во втором случае для единого объяснения природы различных одиночных НЗ требуется наличие остаточных аккреционных дисков. В таком случае различные источники объясняются или как последовательные стадии (эволюция диска и темпа вращения НЗ), или как НЗ с разными параметрами дисков.

Хорошую дискуссию по этим проблемам можно найти в работах Томпсона (2001), Альпара (2001), Дункана (2001).

---

<< 2.1. Наблюдения НЗ | Оглавление | 2.3. Другие близкие области >>