Астронет > Рентгеновская астрономия

Астронет: В. Г. Курт, "Физика Космоса", 1986 Рентгеновская астрономия
http://variable-stars.ru/db/msg/1188640/text

Рентгеновская астрономия

1. Введение
2. Механизмы генерации рентгеновского излучения
3. Методы регистрации космического рентгеновского излучения
4. Результаты астрономических исследований в рентгеновской области спектра

1. Введение

Рентгеновская астрономия исследует космич. объекты по их рентгеновскому излучению (РИ) с энергией фотонов от 0,1 до 100 кэВ, что соответствует диапазону длин эл.-магн. волн от 100 до 0,1 $\AA$ .

Атмосфера Земли препятствует проникновению РИ до земной поверхности, поглощая рентгеновские фотоны на высотах $\approx$ 100-30 км (до высоты 30 км проникают фотны с энергией $\varepsilon$ >30 кэВ - т.н. жесткий компонент РИ, см. Прозрачность земной атмосферы). В связи с этим первые данные о РИ Солнца были получены при помощи аппаратуры, поднятой на высотных ракетах (50-е гг. 20 в.). Особенности солнечного РИ удалось объяснить на основе теории горячей солнечной короны с темп-рой ок. 10⁶ К. РИ Солнца состоит из непрерывного излучения горячей корональной плазмы (водородно-гелиевой), а также из линейчатого излучения высокоионизованных тяжелых ионов, вплоть до водородоподобных ионов Fe XXVI. Особенно богатый спектр линий РИ возникает при вспышках на Солнце, когда темп-ра в небольшой области повышается до 10⁷ К.

Общий поток РИ Солнца не превышает 10^-6-10^-7 от солнечной постоянной [1,38х10⁶ эрг/(см² с)] и на границе земной атмосферы приближенно равен 0,1 эрг/(см² с). Рентген. светимость Солнца составляет, следовательно, 10²⁶-10²⁷ эрг/с.

На раннем этапе развития космич. исследований источники РИ, по мощности подобные Солнцу, но находящиеся далее неск. парсек, не могли быть обнаружены. По этой причине поиски РИ от ближайших звезд и дрю далеких космич. объектов вообще не проводились вплоть до 1962 г., когда группа амер. исследователей (под руководством Б. Росси, Р. Джаккони) случайно обнаружила с ракеты сильный источник РИ в созвездии Скорпиона при попытке наблюдать рентг. флюоресцентное излучение поверхности Луны, повергаемой бомбардировке космическими лучами. В этом же эксперименте было также открыто РИ фона неба, вероятно, не связанное с дискретными источниками и достаточно изотропное.

Рис. 1. Зависимость эффективного сечения
ионизации атомов межзвездной среды
(усредненого химического состава) от
длины волны ионизующего излучения.

Межзвездная среда с нормальным хим. обилием осн. элементов сравнительно прозрачна для РИ с $$\lambda<$100 \AA$ . В рентген. области спектра (в отличие от гамма-области) поглощение связано с фотоионизацией атомов тяжелых элементов (C, N, O, Mg, Si, Fe и др.) в осн. с K-уровня энергии. Эффективность поглощения характеризуют т.н. сечением процесса ионизации
$\sigma_\nu=7\cdot 10^{-18} N_K Z^4 \left( {13,56\over {h\nu}} \right)^3$ (см²) ,
где $\nu$ - частота поглощенного кванта, $h\nu=\varepsilon$ - его энергия, выраженная в эВ; N_K - число электронов на уровне энергии K, равное 1 для водородоподобных ионов и 2 для всех остальных атомов и ионов; Z - заряд ядра атома. Сечение практически равно нулю для энергий ниже порога фотоионизации с K-уровня. На рисунке 1 приведен график зависимости $\sigma_\nu$ от $\lambda$ (или $\varepsilon$ ), а также зависимости длины свободного пробега от энергии фотона в межзвездной среде для ср. концентрации нейтрального межзвездного газа, равной 0,1 атома водорода в 1 см³ при нормальном обилии гелия, углерода и др. элементов. На графике показаны скачки поглощения с K-уровня для осн. элементов вплоть до Fe. Ясно, что РИ с $$\lambda<$10 \AA$ может наблюдаться даже для источников в галактич. плоскости, где в основном сосредоточен межзвездный водород, если невелико поглощение в самом источнике.

До конца 70-х гг. исследования космич. РИ проводились при помощи ракет (на высотах h=500 км) и высотных баллонов ( $h\approx 30-40$ км). Время наблюдений в одном полете составляло до 10 мин для ракет и неск. часов для баллонов. С выведение на орбиту ИСЗ с рентген. телескопами на борту возможности Р.а. чрезвычайно расширились.

2. Механизмы генерации рентгеновского излучения

По данным с ИСЗ были детально изучены астрофизич. механизмы генерации РИ.

а) При торможении (изменении скорости) свободных электронов в результате их близкого пролета от заряженных ядер генерируется широкий спектр эл.-магн. излучения с энергией фотонов вплоть до исходной энергии электрона (см. Тормозное излучение).

Т.к. вероятность кулоновского взаимодействия свободного электрона с ядром велика, то этот механизм явл. одним из главных источников генерации жестких фотонов в УФ- и рентген. областях (вплоть до энергии 0,1 МэВ), а также важнейшим механизмом потерь энергии электронами. Если фотоны рождаются в равновесной плазме с маквелловским распределением частиц по скоростям, то наблюдается тепловое излучение, к-рое для большой оптической толщи ( $\tau>1$ ) явл. планковским излучением абсолютно черного тела (см. Планка закон излучения). С ростом T, согласно закону Вина, максимум излучения сдвигается в коротковолновую сторону, достигая рентген. диапазона при T >10⁶ К. При этом полная интенсивность теплового излучения резко возрастает (I ~ T⁴). Звезда с темп-рой T ~ 10⁶ К при том же радиусе, что и Солнце, излучала бы энергии в 10⁹ раз больше, чем Солнце, а при T=10⁷ К ее светимость превысила бы 100 раз светимость всех звезд Галактики. Очевидно, что таких тепловых источников не существуетю Для оптически тонкой плазмы ( $\tau\ll 1$ ) интенсивность излучения (отнесенная к единичному интервалу частот) вообще не зависит от длины волны $\lambda$ , т.е. спектр явл. плоским до тех пор, пока $\tau(\lambda$ ) не станет порядка 1 и интенсивность не сравняется с планковской.

б) Рентген. фотоны могут возникать при движении быстрых электрнов в магн. поле. При напряженности поля H ~ 10^-4-10^-3 Э рентген. фотоны испускаются электронами с энергией >10¹³ эВ. При степенном спектре энергий электронов генерироваться будет также степенной спектр РИ.

в) При рассеянии фотонов малых энергий (видимого, радио- или ИК-диапазонов) на релятивистских электронах часть энергии электрона передается фотону, в резцльтате чего могут возникать фотоны рентген. диапазона (см. Комптоновское рассеяние).

Ср. плотность энергии возникающего рентген. излучения при этом равна (4/3)w_p(E/m_e c²)², где E - энергия электронов, w_p - плотность энергии низкочастотных фотонов, соответствующая темп-ре T_p. Напр., для T_p=150 К (ИК-излучение с $\lambda_{макс}=20$ мкм) электроны с энергией 100 МэВ будут генерировать рентген. фотоны с $\varepsilon$ =2 кэВ.

Комптоновское рассеяние может приводить к генерации жесткого РИ в источниках, в к-рых одновременно рождается большой поток ИК-излучения и происохдит ускорение электронов до высоких энергий. Аналогичный механизм может давать фотоны РИ при рассеянии релятивистских электронов высоких энергий на фотонах реликтового субмиллиметрового излучения (см. Микроволновое фоновое излучение). Электроны с энергией 500 МэВ могут при этом испускать фотоны со ср. энергией 1 кэВ.

г) Линейчатое РИ возникает при переходах электронов тяжелых атомов или ионов на нижние уровни энергии. Напр., переход электрона в атоме кислорода на внутр. К-уровень дает фотон с $\varepsilon$ =0,5 кэВ, аналогичный переход в атоме железа - фотон с $\varepsilon$ =6,4 кэВ. Именно такие процессы в ионах приводят к генерации богатого линейчатого спектра солнечной короны и межзвездного газа в оболочках остатков вспышек сверхновых.

Линейчатый рентген. спектр может также возникать в случае свободных электронов, уровни энергии к-рых квантовыны в сильном магн. поле, когда электроны движутся в направлении, перпендикулярном полю (уровни Ландау). Энергия может принимать при этом следующие значения:
$e=h\nu=h\nu_B (n+1/2+m_S)$ ,
где $\nu_B=eB/(2\pi m_e c)$ - циклотронная частота; B - индукция магн. поля; n=0,1,2,...; $m_S$ - проекция спина электрона на направление магн. поля ( $m_S=\pm 1/2$ ). Первой гармонике соответствуют переходы на уровень с m_S=1/2, n=1, второй - m_S=1/2, n=2 и т.д. Если горячая плазма в магн. поле достаточно эффективно нагревается (в тесных двойных системах, напр., за счет выделяющейся при аккреции гравитационной энергии), то такая плазма может быть стационарным источником циклотронного излучения. Электронная циклотронная линия (гиролиния) обнаружена, по-видимому, в коротковолновой части ( $\varepsilon$ =58 кэВ) рентген. спектра источника Her X-1. Столь высокой энергии фотонов с учетом их "покраснения" в гравитац. поле нейтронной звезды с массой $1 {\mathfrak M}_\odot$ и радиусом 10 км (см. Красное смещение) соответствует величина магн. поля на поверхности звезды $B\approx 6\cdot 10^{12}$ Гс. Гиролиния проявляется особенно сильно , если выполняется условие $kT_e \gg h\nu_B$ , где T_e - темп-ра электронной составляющей плазмы.

3. Методы регистрации космического рентгеновского излучения

Детекторами РИ служат приборы двух типов: для фотонов с e<20-30 кэВ - детекторы, работающие с использованием фотоэффекта в газе или с поверхности твердого тела; для фотонов с e от 30 кэВ до 10 МэВ - сцинтилляционные детекторы. Приборы первого типа явл. пропорциональными газонаполненными счетчиками, амплитуда импульса на выходе к-рых пропорциональна (в нек-ром диапазоне длин волн) энергии падающего фотона. Эффективность такого детектора (отношение числа зарегистрированных фотонов к общему их числу) определяется сечением поглощения (фотоионизации) газанаполнителя и коэфф. пропускания окна счетчика. Пропорциональные счетчики наполняют обычно инертным газом (Ar, Xe) при давлении ок. 1 атм, а в качестве электроотрицат. газа, роль к-рого состоит в прекращении разяда, используют метан или углекислый газ (в количестве <10%). В режиме пропорциональности усиление в счетчике ~10³-10⁴.

Рис. 2. а - пропускание окон рентгеновских счетчиков:
1 - майлар (лавсан), 2 - полипропилен, 3 - формвар.
Толщина материала около 10 мкм; б - эффективность
пропорционального рентгеновского счетчика с окнами из
майолара (лавсана) 1 и бериллия (6 мкм) 2 и 3,
наполненного аргоном (2 - для бериллиевой пленки с
9,1 мг/см², 3 - с 25 мг/см², К - край поглощения в серебре).

Для окон пропорциональных счетчиков используются тонкие фольги легких металлов (Be, Al) толщиной 10-100 мкм, органич. пленки толщиной 1-10 мкм или даже тоньше. Разрешение ( $\lambda/\Delta\lambda=\varepsilon/\Delta \varepsilon$ ) пропорционального счетчика в диапазоне значений e от 0,1 до 20 кэВ обратно пропорционально корню квадратному из энергии фотона $\varepsilon$ , что составляет ок. 5 при $\varepsilon\approx 5,5$ кэВ, т.е. для $$\lambda\approx 2,3$ \AA$ разрешаются линии (по критерию Рэлея), расстояние между к-рыми составляет 0,45 $\AA$ . С увеличением длины волны до $10 \AA$ эта величина возрастает до 4 $\AA$ . На рис. 2 приведена типичная кривая эффективности пропорционального счетчика с окном из Be и наполненного Ar.

Рис. 3. Принцип действия модуляционного
(качающегося) коллиматора, состоящего из двух
параллельных рядов тонких нитей. Нижняя кривая -
пропускание коллиматора в зависимости от угла
наклона к потоку параллельных лучей от точечного
источника. Номера максимумов соответствуют лучам,
падающим на коллиматор под соответствующим углом.

В сцинтилляционных детекторах используют кристаллы NaI или CsI, активированные добавками Tl, или сцинтиллирующие органич. пластмассы. При поглощении рентген. фотона в сцинтилляторах возникает вспышка УФ- и видимого излучения, амплитуда к-рой в известном диапазоне энергий пропорциональна энергии поглощенного фотона. Импульсы видимого излучения регистрируются затем фотоумножителем. В мягкой рентген. области ( $$\lambda>$10 \AA$ ) успешно используются канальные фотоумножители (КЭУ) и микроканальные пластины (МКП). Для регистрации координат фотонов РИ в плоскости регистрирующего детектора используются многонитяные двухкоординатные пропорциональные газонаполненные счетчики, диодные матрицы или матрицы ПЗС (приборы с зарядовой связью) с предварит. преобразованием РИ в пучок электронов, а затем в видимый свет.

Газонаполненные пропорциональные счетчики имеют площадь до 300 см² в одном корпусе с одним или неск. анодами (нитями). Объединяя неск. таких секций, можно довести общую площадь детектора до 10⁴ см². Площадь сцинтилляционных детекторов определяется технологией выращивания монокристаллов CsI или NaI и обычно составляет 100-300 см². Сцинтилляторы из пластич. материалов могут быть отлиты практически любых размеров (свыше м²). Для формирования поля зрения детекторов большой площади используются механич. коллиматоры обычно шестиугольного (сотового) сечения с размерами ячеек 0,1-1 см, что дает вохможность ограничить поле зрения до 1^o в диаметре или несколько меньше. Широкое распространение получили коллиматоры, состоящие из неск. (до 10) сеток, расстояния между к-рыми последовательно уменьшают вдвое.

Угловая апертура такого коллиматора может быть доведена до 10' по одной координате. Коллиматор, состоящий из двух сеток, получил название модуляционного. Его диаграмма направленности состоит из ряда полос, угловой размер к-рых по одной координате может быть доведен до 10". При сканировании неба детектором точечный рентгеновский источник "рисует" кривую, состоящую из треугольных "пиков" уменьшающейся высоты (рис. 3).

Для мягкой рентген. области применят также отражательные фокусирующие телескопы, строящие рентген. изображение. Фокусировка РИ возможна вследствие роста коэфф. отражения для металлов с увеличением длины волны падающего РИ и приближением угла падения к 90^o. Высокий коэфф. отражения (свыше 50%) для Au или Pt достигается при углах падения, превышающих 87^o. Хорошее качество изображения дает двухзеркальная система, состоящая из параболоида и гиперболоида вращения (рис. 4). Разрешение таких систем при диаметре телескопа до 60 см составляет 1-2".

Телескопы позволяют эффективно исследовать солнце, а в 1978 г. на спутнике ХЕАО-Б (Эйнштейновская обсерватория) в США был запущен на орбиту рентгеновский телескоп косого падения, при помощи к-рого было получено (с разрешением до 2") несколько тысяч изображений рентгеновских источников.

4. Результаты астрономических исследований в рентгеновской области спектра

Рис. 4. а - схемы рентгеновских
телескопов косого падения (типа
Уолтера); б - коэффициент отражения
золота в зависимости от угла
падения и длины волны.

С 1970 г. в разных странах было запущено неск. специальзированных ИСЗ с рентген. телескопами. Наиболее успешными были эксперименты на спутниках САС-1 ("Ухуру", США, 1970), САС-3 (США, 1973), АНС (Нидерланды, 1974), УК-5 (Великобритания, 1974), ЧЕАО-А (США, 1977), ХЕАО-Б (США, 1978), "Хакуте" (Япония, 1980), "Астрон" (СССР, 1983). Яркость источников РИ в традиц. диапазоне энергий 2-10 кэВ принято выражать в единицах, примененных 4-м каталоге "Ухуру": 1 ед. Ухуру равна 10^-3 фотон/(см² с), или $1,7\cdot 10^{-11}$ эрг/(см² с). Наиболее ярким стационарным источником РИ явл. источник в созвездии Скорпиона (Sco X-1) с потоком 20000 ед. Ухуру. Телескоп спутника ХЕАО-Б регистрировал источники с потоком вплоть до 10^-3 ед. при времени наблюдений ок. 1 сут в области мягкого рентген. излучения.

Открытые источники РИ резко делятся на две группы: с сильной концентрацией к галактич. плоскости и равномерным распределением по небесной сфере (рис. 5). Первая группа явл. галактич. популяцией, вторая - метагалактической. Из 75 ярких галактич. источников с потоком свыше 10 ед. и ср. светимостью $\approx 2\cdot 10^{37}$ эрг/с ок. 60 источников расположено в направлении на центр Галактики (ср. галактич. широта 3,5^o). Слабые галактич. источники с потоком меньше 10 ед. имеют ср. галактич. широту 24,5^o и ср. поток 4 ед., т.е. они в 50 раз слабее ярких источников. Их число составляет 230, а ср. светимость $\approx 6\cdot 10^{33}$ эрг/с. Со спутника ХЕАО-Б были обнаружены галактич. источники со светимостью еще в 1000 раз меньшей, а также зарегистрировано РИ норм. звезд (звездные короны, аналогичные солнечной короне). Лишь небошая часть этих источников имеет оптич. отождествление. Сюда входят двойные рентген. источники (их немногим более 20), состоящие из компактного релятивистского объекта (нейтронной звезды или черной дыры) и нормальной звезды (обычно звезды-гиганта). Лучше всего изучены источники Her X-1, Cen X-1, Cen X-3, а также двойные источники в Магеллановых облаках. В таблице 1 приведены данные о пяти источниках этого типа.

Табл. 1. Основные характеристики наиболее изученных двойных рентгеновских источников

Источник и его обозначение по 4-му каталогу "Ухуру" (4U) Поток, ед. Ухуру Тип норм. звезды Период пульсации рентг. источника, с Орбит. период, сут Расстояние, кпк Светимость, эрг/с

Cen X-3 200 O, гигант 4,8 2,067 8 10³⁷

Her X-1 100 A, гигант 1,23779132 1,70016 5 10³⁷

Vela X-1 (4U 0900-40) 250 B, сверхгигант 283 0,966 1 $2\cdot 10^{36}$

SMC X-1 (Малое
Магелланово Облако,
4U 0115-78) 36 то же 0,714 3,892 65 $6\cdot 10^{38}$

4U 1538-52 20 то же 529 3,73 7 $4\cdot 10^{36}$

Рис. 5. Карта рентгеновских источников 4-го каталога "Ухуру".
Диаметры кружков соответстсвуют яркости источников. Отмечены
наиболее интересные галактические и внегалактические источники.

Рентген. светимость таких источников обеспечивается за счет перетекания вещества нормальной звезды через внутр. точку Лагранжа (см. Полость Роша) на релятивистский компактный объект. Вещество образует аккреционный диск, являющийся источником теплового РИ с $T\approx 10^6-10^7$ К. Иногда у таких источников в оптич. диапазоне наблюдается ряд тонких эффектов: затмение компактного объекта и аккреционного диска звездой-гигантом, разогрев части поверхности норм. звезды при облучении ее мощным потоком РИ, отличие фформы гиганта от сферической из-за гравитац. взаимодействия с близким релятивистским объектом сравнимой массы. Детально изучен механизм отражения, рассеяния и переработки РИ атмосферой звезды-гиганта. Рентгеновские и оптические наблюдения позволяют определить элементы орбиты тесной пары и ф-цию масс $f({\mathfrak M})={\mathfrak M}_0^3 \sin^3 i /({\mathfrak M}_X+{\mathfrak M}_0)^2$ , где ${\mathfrak M}_0$ и ${\mathfrak M}_X$ - массы оптического (норм. звезды) и рентгеновских компонентов, i - угол между нормалью к плоскости орбиты и направлением луча зрения. Из-за орбитального движения со скоростью ок. 200 км/с возникает легко наблюдаемая доплеровская модуляция частоты пульсаций рентген. излучения быстровращающегося компактного объекта. Источник Cyg X-1 с орбитальным периодом 5,6 сут отождествлен с голубым гигантом HD 226868 массой ок. $20 {\mathfrak M}_\odot$ . Масса рентгеновского компонента составляет $6-15 {\mathfrak M}_\odot$ , что делает весьма вероятным его отождествление с черной дырой.

Среди галактич. источников РИ, имеющих оптическое отождествление, весьма многочисленным классом являются остатки вспышек сверхновых звезд (табл. 2), число к-рых достигает 15.

Табл. 2. Некоторые рентг. источники, отождествленные с остатками вспышек сверхновых звезд

Остаток сверхновой (SN) Расстояние, кпк Обозначение
рентг. источника
по 4-му каталогу "Ухуру" Поток, ед. Ухуру

SN Тихо (1572 г.) 3 4U 0022+63 10

Крабовидная туманность
(SN 1054 г.) 1,7 4U 0531+22 1000

PSR 0531+21 (пульсар в
Крабовидной туманности) 1,7 4U 0531+22 10

IC 443 1,9 (?) 4U 0617+23 3,5

Pup A 1,2 4U 0821-42 8

Vela X (туманность) 0,46 4U 0833-45 10

Vela X (пульсар в Парусах) 0,46 4U 0833-45 -

MSH 15-52 A ? 4U 1510-59 6

GX 13+1 9,8 4U 1811-17 400

Петля в Лебеде (Cyg Loop) 0,8 4U 2046+31 1,7

Cas A 4,0 4U 2321+58 53

Среди остатков сверхновых наиболее изучены Крабовидная туманность и Cas A. РИ остатков состоит из излучения звездного остатка (это излучение наблюдается невсегда), синхротронного излучения в магн. поле релятивистских электронов, генерируемых центральным источником, и теплового излучения межзвездного газа, нагретого и уплотненного ударной волной взрыва сверхновой. Роль каждого из трех механизмов существенно определяется возрастом остатка.

У Крабовидной туманности доминирует синхротронное излучение, простирающееся в оптич. диапазон и радиодиапазон, а также излучение пульсара, вращающегося с периодом 0,033 с. Профиль импульса пульсара в рентген. диапазоне в первом приближении соответствует оптич. кривой блеска. С ростом энергии фотонов ( $h\nu$ ) относительная доля излучения пульсара возрастает от 1% при $h\nu\approx 1$ кэВ до 15% при $h\nu\approx 100$ кэВ и до 30% при $h\nu\approx 300$ кэВ. Излучение этого объекта прослеживается и в гамма-облати вплоть до $\varepsilon=2,5\cdot 10^{11}$ эВ. Компонент синхротронной природы РИ линейно поляризован со степенью поляризации $15\pm 5$ %. старые остатки типа Петли в Лебеде светятся в основном благодаря тепловому излучению межзвездного газа, нагретого до T ~ 10⁶ К. Время остывания такого газа очень велико из-за малости потерь на излучение. Разделить тепловое излучение от синхротронного в старых остатках сложно. Для остатка в Кассиопее найдена верхняя граница темп-ры центральной звезды ( $T<8\cdot 10^5$ К).

Не до конца ясен вопрос о физ. природе источников типа Sco X-1 - наиболее ярких стационарных источников РИ на небе. Источник Sco X-1 был отождествлен с голубой звездой (13^m) с нечетко выраженной переменностью (периоды равны 0,78 и 3,9 сут). Спектр источника тепловой с kT=6 кэВ, однако имеется высокоэнергетическая часть с kT >40 кэВ. В низкоэнергетической области спектра излучение переменно.

Из 600 источников РИ ок. 100 явл. внегалактическими со средним потоком 5 ед. Из них 60 источников отождествлены со скоплениями галактик (в основном из списка Эйбелла). Спектр этих источников соответствует оптически тонкой плазме с T ~ 10₇-10₈ К. За это излучение ответствен горячий газ в скоплениях галактик с плотностью 10_-3-10_-4 см^-3. Масса газа составляет 10-30% от массы галактик, входящих в скопление, чего явно недостаточно для его гравитац. стабилизации. Т.о., газ не снимает проблему скрытой массы в галактиках (массы, заключенной в видимых звездах для стабилизации недостаточно).

Рис. 6. Рентгеновское изображение центральной части
Туманности Андромеды (М31), полученное при помощи
телескопа косого падения спутника ХЕАО-Б.

Среди внегалактич. источников наблюдаются норм. галактики, причем в Магеллановых Облаках и в туманностях M31 и M33 со спутника ХЕАО-Б изучены отдельные источники. В M31 обнаружено свыше 70 источников, подобных источникам в нашей Глактике, с сильной концентрацией к центру (рис. 6). Этот же спутник зарегистрировал РИ ядер активных галактик, а также квазаров. В среднем на каждый квадратный градус небесной сферы приходится неск. квазаров, так что рентген. телескопу этого ИСЗ было доступно для наблюдений на всем небе ок. 10⁵ квазаров, что в 100 раз превосходит число оптически исследованных квазаров. К сожалению, пока в рентген. диапазоне детекторами с такой чувствительностью обследовано всего 1-2% площади небесной сферы.

Среди галактич. источников РИ следует отметить быстропеременные и вспыхивающие источники: барстеры и транзиентные источники (за 10 лет наблюдений их открыто ок. 50). Иногда вспыхивающие источники в течение 1-10 сут по яркости превосходят самый яркий источник Sco X-1. Их ср. галактич. широта составляет 7^o, ср. поток 3000 ед. Ухуру, а светимость достигает в максимуме 10³⁸ эрг/с. Нек-рые барстеры были отождествлены с центральными областями шаровых скоплений нашей Галактики (напр., с NGC 6624) и явл. нейтронными звездами в паре с маломассивным красным карликом. Их РИ связано с ядерными реакциями (гелиевой вспышкой) на поверхности нейтронной звезды.

Помимо дискретных источников РИ внегалактич. и галактич. природы объектом исследований Р.а. явл. рентген. фон, достаточно изотропный в жесткой области спектра ( $\varepsilon$ >10 кэВ) и показывающий явную анизотропии галактич. природы в мягкой области ( $\varepsilon$ <1 кэВ). Наблюдаемые в мягкой области спектра объекты могут быть отождествлены с крупномасштабными элементами галактич. структуры, напр. с Северным полярным шпуторм - известной делатью радиокарты неба. Последний, возможно, явл. старым остатком сверхновой в ближайших окрестностях Солнца. Природа изотропного компонента до конца не понятна. Очевидно, значит. часть фона может быть объяснена интегральным вкладом неразрешенных слабых внегалактич. источников, включая далекие, находящиеся на космологич. расстояниях. До конца не ясен вопрос о роли горячего разреженного межгалактич. газа, излучение к-рого может также давать вклад в фоновое РИ.

(В.Г. Курт)

В. Г. Курт, "Физика Космоса", 1986
Глоссарий Astronet.ru

Источник и его обозначение по 4-му каталогу "Ухуру" (4U)	Поток, ед. Ухуру	Тип норм. звезды	Период пульсации рентг. источника, с	Орбит. период, сут	Расстояние, кпк	Светимость, эрг/с
Cen X-3	200	O, гигант	4,8	2,067	8	10³⁷
Her X-1	100	A, гигант	1,23779132	1,70016	5	10³⁷
Vela X-1 (4U 0900-40)	250	B, сверхгигант	283	0,966	1	$2\cdot 10^{36}$
SMC X-1 (Малое Магелланово Облако, 4U 0115-78)	36	то же	0,714	3,892	65	$6\cdot 10^{38}$
4U 1538-52	20	то же	529	3,73	7	$4\cdot 10^{36}$

Остаток сверхновой (SN)	Расстояние, кпк	Обозначение рентг. источника по 4-му каталогу "Ухуру"	Поток, ед. Ухуру
SN Тихо (1572 г.)	3	4U 0022+63	10
Крабовидная туманность (SN 1054 г.)	1,7	4U 0531+22	1000
PSR 0531+21 (пульсар в Крабовидной туманности)	1,7	4U 0531+22	10
IC 443	1,9 (?)	4U 0617+23	3,5
Pup A	1,2	4U 0821-42	8
Vela X (туманность)	0,46	4U 0833-45	10
Vela X (пульсар в Парусах)	0,46	4U 0833-45	-
MSH 15-52 A	?	4U 1510-59	6
GX 13+1	9,8	4U 1811-17	400
Петля в Лебеде (Cyg Loop)	0,8	4U 2046+31	1,7
Cas A	4,0	4U 2321+58	53