Untitled - Астро - архив ПРАО АКЦ ФИАН

Памяти ушедших учителей и наставников: С.Б. Пикельнера,
И.С. Шкловского, Я.Б. Зельдовича, В.Л. Гинзбурга, Д.А. Киржница, Б.А. Воронцова-Вельяминова и коллег: В.И. Слыша,
В.И. Мороза, Э.А. Дибая, М.А. Аракеляна, В.Ф. Шварцмана,
В.М. Лютого, Л.М. Озерно́го, Ю.С. Ефимова, Л.П. Грищука,
А.М. Фридмана, А.М. Финкельштейна.
Комберг Б.В., Репин С.В. Звездные Острова Вселенной
с релятивистскими гейзерами“ в центрах. (Галактики
”
на рабочем столе“.) – М.: Янус-К, 2014. – 312 с.: ил.
”
Предлагаемое читателям настоящее Учебное пособие“ представляет из
”
себя попытку дать обзор работ авторов по астрофизической тематике за
последние несколько десятков лет. Оно написано частично на основе лекций, читаемых для студентов старших курсов астрономического Отделения
Физфака МГУ, и надеемся будет также полезно для и для научных сотрудников российских Обсерваторий.
В Пособии в историческом аспекте коротко рассматриваются проблемы возникновения и эволюции галактик и активности их ядер (галактики
Сейферта, радиогалактики, квазары). Обсуждается проблема и активных
звёздных систем (типа микроквазаров“, гамма-всплесков“, пульсаров),
”
”
механизмы излучения которых могут быть схожими в соответствующем
масштабе, зависящем от масс их чёрных дыр“, с механизмами в активных
”
галактических ядрах. Не обходится вниманием и роль эффектов гравлин”
зирования“ и эффекта Зельдовича–Сюняева“ в современной астрофизике.
”
На обложке использованы следующие фотографии:
Лицевая сторона: Фотография с сайта Астрономические картинки дня“
”
от 25 сентября 2013г. (представлена Ivan Eder). Большая спиральная галактика (из близкой к нам группы галактик) М81,с которой вещество перетекает на соседнюю менее массивную, но более компактную галактику М82, вызывая в ней мощную вспышку звездообразования. (Красноватые волокнапылевые вкрапления.) Когда-то галактику М82 считали взрывающейся“,
”
а она оказалась аккрецируещей“, что способствует её активности.
”
Тыльная сторона: Фотография с сайта Астрономические картинки дня“
”
от 8 февраля 2014 г. (представлена Martin Pugh). Спиральная галактика с
баром NGC 5101 и расположенная от неё на расстоянии меньшем чем между нами и Андромедой видимая с ребра галактика NGC 5078, взаимодействующая с маломассивным спутником IC 879. По размерам обе большие
галактики похожи на наш Млечный Путь.
c Б.В. Комберг, С.В. Репин, 2014
Содержание
1 Введение
5
2 Занавес поднимается и на сцене появляются
галактики
2.1 История вопроса . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2 Рождение и эволюция галактик . . . . . . . . . . .
2.3 Первые намеки на вулканическую активность“
”
в центрах галактик . . . . . . . . . . . . . . . . . .
29
3 Галактические ядра и вулканы“ в них
”
3.1 Признаки активности в ядрах . . . . . . . . . . . .
3.2 Галактики Сейферта . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.3 Линия Fe Kα в спектрах сейфертовских галактик
3.4 О галактиках Сейферта NL Sy I и нашей Галактике
41
41
44
54
61
4 Радиогалактики
4.1 Наблюдательные возможности радиоастрономов
4.2 Разнообразие типов радиогалактик . . . . . . . .
4.3 О синхротронном излучении . . . . . . . . . . . .
4.4 Время жизни радиокомпонент . . . . . . . . . . .
4.5 Проблема superluminal“ . . . . . . . . . . . . . .
”
5 Квазары
5.1 Начало . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2 Неоднородность распределения квазаров
по небесной сфере . . . . . . . . . . . . . . .
5.3 Неоднородность распределения квазаров по
5.4 Далекие галактики и квазары . . . . . . . .
5.5 Переменность излучения и возможная
двойственность . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.6 Блазары . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7
7
19
66
. 66
. 76
. 88
. 95
. 101
106
. . . . 106
. . . . 108
z . . . 114
. . . . 118
. . . . 130
. . . . 136
6 О параметрах и моделях АГЯ
142
6.1 Соотношения между параметрами ядер и
хозяйских галактик . . . . . . . . . . . . . . . . . . 142
6.2 Рентгеновское излучение от корон вириализованных
систем и эффект Зельдовича–Сюняева . . . . . . . 144
6.3 Проблема так называемых больших чисел“ . . . 157
”
6.4 Ядерные звездные скопления . . . . . . . . . . . . 163
4
СОДЕРЖАНИЕ
7 Функции светимости АГЯ
165
7.1 О природе активности в ядрах галактик . . . . . . 165
7.2 Активные ядра как массивный соосный пульсар . 175
7.3 Релятивистские выбросы и объекты Минковского“ 180
7.4 ФС для СГ и КЗО . . . . . ”. . . . . . . . . . . . . . 192
7.5 Являются ли близкие КЗО молодыми? . . . . . . . 195
7.6 Объекты типа АГЯ III . . . . . . . . . . . . . . . . 196
8 Эволюционные схемы АГЯ
198
8.1 Немного истории . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 198
8.2 Расширенная унифицированная схема (УС) . . . . 202
8.3 Разные типы АГЯ как смена состояний . . . . . . 207
8.4 Смена состояний . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 210
8.5 Возможные причины изменения состояния у µКЗО 213
8.6 Подобие свойств у µКЗО и АГЯ . . . . . . . . . . . 216
9 Линии поглощения в спектрах квазаров
9.1 Линии поглощения нейтрального водорода в
близких и далеких квазарах . . . . . . . . . . . .
9.2 О возможной природе H I–облаков . . . . . . . .
9.3 Возможная структурность в распределении
линий поглощения H I . . . . . . . . . . . . . . .
9.4 Глобальная анизотропия — миф или реальность?
10 Эффекты гравитационного линзирования в
космологии
10.1 Немного теории . . . . . . . . . . . . . . . . . .
10.2 Обнаружение первой гравлинзы –
квазара Q0957+561 A,B . . . . . . . . . . . . . .
10.3 Истинные пары квазаров . . . . . . . . . . . . .
10.4 Микролинзирование на околозвездных массах
10.5 Возможное объяснение парадокса Арпа –
Бербиджа“ . . . . . . . ”. . . . . . . . . . . . . .
220
. 220
. 225
. 227
. 231
238
. . 238
. . 240
. . 243
. . 245
. . 248
11 Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные
звезды и миллисекундные пульсары
251
11.1 Немного истории . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 251
11.2 Подтверждение космологической природы GRB . 260
11.3 О природе энерговыделения GRB . . . . . . . . . . 263
11.4 Нейтронные звезды и миллисекундные пульсары . 268
12 Заключение и послесловие
276
12.1 Послесловие . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 281
13 Цветные фотографии
284
5
1
Введение
Объяснительная записка“
”
В 2014 г. исполняется полувековой юбилей научной работы1 одного из авторов (Б.К.) этих научных воспоминаний“, которые
”
могут служить учебным пособием
для студентов-астрономов, и
30-летний – другого автора (С.Р.) по астрофизической тематике.2 За это время на наших рабочих столах“оставили свои следы многочисленные задачи, ”темы и направления, а мы сами были неравнодушными свидетелями многих эпохальных открытий
и смелых гипотез. И в меру своих сил старались способствовать рождению некоторых подходов к решению возникающих
проблем и в интерпретации тех или иных наблюдательных фактов. Это относится как к активным звездным объектам, так и к
активности в ядрах галактик, а также к вириализованным системам бо́льших масштабов.
Оглядываясь назад, начинаешь понимать, что наш приход в
астрофизику совпал, по определению И.С.Шкловского, с концом второй революции в астрономии“ 3 , обусловленной тем,” что
оптическая астрономия стала превращаться во всеволновую (от
радио до гамма диапазона) и шло непрерывное увеличение чувствительности приемников излучения. Все это привело к небывалому росту числа обнаруженных новых классов источников.
Действительно, в первой половине 50-х годов прошлого века были отождествлены первые радиогалактики, а в начале 60-х годов
– первые квазары. В 1965 г. было зафиксировано излучение радиофона Вселенной и таким образом решился спор о холодном“
или горячем“ начальном состоянии Мира в пользу” горячей“
” которую еще в 1946 г. предложил Г.Гамов. ”В 1967 г.
модели,
появилось сообщение об открытии первого радиопульсара, а с
начала 70-х годов с рентгеновских спутников стали поступать
данные об обнаружении диффузных и компактных рентгеновских источников, некоторые из которых оказались вспышечны”
ми“. Выяснилось также, что transient“ источники наблюдаются
”
во всех диапазонах длин волн от радио до гамма. Ждут своего
1
Сначала в ИПМ АН СССР (1964 – 1974), потом в ИКИ АН СССР
(1974 – 1979) и по настоящее время – в АКЦ ФИАН.
2
С 1982 г. в ИКИ АН СССР.
3
Первую революцию в астрономии относят к началу XVII века
(1609 г.), когда Галилео Галилей направил на небо свою подзорную
трубу.
6
1. Введение
звездного часа“ системы, нацеленные на обнаружение космо”логических нейтрино и гравитационных волн.
Все это, на наш взгляд, позволяет говорить о третьей революции в астрономии“, которая должна привести к” более ясному
пониманию путей формирования первых объектов в Мире, массивных черных дыр а ядрах галактик и, возможно, даже еще
более загадочных кротовых нор“, позволяющих, в принципе,
” из других Вселенных. Дело в том, что пополучать информацию
сле осознания учеными неизбежности выводов о существовании
темной материи“ (∼ 26%) и темной энергии“ (∼ 70%), стало
”очевидным – известная нам на”сегодня барионная доля в общей
плотности Мира составляет всего ∼ 4% (!) И наша Вселенная,
имеющая возраст ∼ 14 млрд. лет, которая до некоторой эпохи
расширялась с замедлением, начиная с t = 13 млрд. лет за счет
темной энергии“ (т.е. космологического Λ-члена Эйнштейна)
”опять расширяется с ускорением, как это уже было с неимоверно бо́льшим эффектом в эпоху Большого Взрыва“. Приведет
ли это повторное ускорение“ к,” так называемому Большому
” или ускорение в далеком будущем может
” сменитьразрыву“
ся опять торможением – неясно. Больше того, все эти новые
” что
космологические аспекты“ привели ряд авторов к выводу,
модель нашей Вселенной (Universe) следует заменить моделью
Multiverse“, т.е. множественности Миров, в каждом из которых
”
могут
быть свои законы, не похожие на законы в нашей Вселенной.
На этом, пока, кончается наука и уступает свое место научной
фантастике или поэзии:
Неведомым законам судьбу свою вверяя,
В непостижимых далях звенящей пустоты,
Таинственным виденьем сквозь Вечность проступают
Миров чужих далеких – туманные черты.
Их мириады кружат с эпохи Зарожденья,
Роясь и рассыпаясь в затейливый узор,
И образ неподвижный их вечного движенья
Алмазной пеленою в ночи тревожит взор.
Они дрожат и стынут в стареюшей Вселенной,
Неслышно созревая, но яростно цветя,
И мчатся, разлетаясь, их сонмы безыменны,
В непостижимом взрыве свободу обретя. . .
Какой должна быть сила, чтоб их лишить покоя,
Чтоб разбросать, как зерна, зародыши Миров?
Чтоб Путь швырнуть наш Млечный неистовым прибоем
В глубины Мирозданья без помощи Богов?
7
Но это все свершилось! И связь времен распалась!
Безумный Космос треснул как перезревший плод!
И в огненной купели все заново рождалось,
И время начинало вести другой отсчет!
Так было. А так будет? Замкнется ль Круг великий?
Удастся ли Вселенной ту силу обуздать?
И возвратить к исходу весь КОСМОС многоликий,
Чтоб в час свой звездный снова миры все разбросать!
2
Занавес поднимается и на сцене
появляются галактики
2.1
История вопроса
Больше 40 лет тому назад в коридоре ГАИШа и Москве известный астрофизик И.С. Шкловский (1916 – 1985), работающий в
ГАИШе бок о бок с замечательным человеком и блестящим ученым – Соломоном Борисовичем Пикельнером (1921 – 1975) (см.
рис. 1)4 – встретил молодого астронома Юру Ефремова и спросил: Какие астрономические объекты представляются для Вас
” важными?“. И незамедлительно получил ответ: Конечсамыми
” котоно, звёзды!“ Ведь об этом знали еще древние философы,
рые утверждали, что самыми большими загадками Мироздания
являются: внутренний мир человека и звёздное небо над головой. И если бы Земля была всегда окутана облаками и лишь над
одним островом оставалось чистое небо, то это место стало бы
местом паломничества. И, действительно, на ночном небе глазом
можно увидеть лишь Луну, несколько планет, иногда метеор или
яркую комету, но, в основном, множество мерцающих холодным
блеском звезд и звездный туман Млечного Пути. Внимательный
наблюдатель может еще заметить и туманные бледные пятна,
некоторые из которых меняют свое положение на небосводе (это
хвостатые гостьи“ – кометы), а другие – неподвижны.
”
С середины XVIII века французский астроном Шарль Месье (рис. 2) начал проводить систематический поиск комет, а в
1781 г. он составил первый в истории астрономии каталог непо4
Рисунки, в которых не указаны ссылки, взяты или из открытых
источников в Интернете, или из личных архивов авторов.
8
2. Занавес поднимается и на сцене
Рис.1. Иосиф Самуилович Шкловский и Соломон Борисович Пикельнер.
движных туманностей и звездных скоплений, которые мешали
ему в поиске комет. В его каталог вошли 102 объекта. Под номером М1 значилась туманность в созвездии Тельца – так называемая Крабовидная туманность (см. цв. рис. 3), которую он обнаружил в конце 1758 г. и считал, что М1 – это зарождающаяся
планетная система5 . (А другой астроном – Дергаль еще до Месье предположил, что яркие туманности представляют из себя
трещины в небесной сфере.) В 1845 г. лорд Росс6 (рис. 4) обнаружил туманности в форме спиралей в том числе и в созвездии
Андромеды (в каталоге Месье она значится под номером М31)
и предположил, что спиральные ветви являются потоками газа,
падающими на центр по спиралям (см. цв. рис. 5). В 1773 г. Месье нашел странного вида туманность в созвездии Гончих Псов и
занес ее в свой каталог под номеров М51. Вот на этой необычной
галактике, со спутником на конце одной из спиральных ветвей
(см. цв. рис. 6), самое время перейти к другому замечательному
астроному – Вильяму Гершелю (1738 – 1822, рис. 7), который
5
Теперь-то мы знаем, что это остаток взрыва сверхновой 1054 г.,
в центре которой расположен пульсар, т.е. быстро вращающаяся нейтронная звезда.
6
Богатый ирландский землевладелец, построивший самый большой на то время зеркальный телескоп (D = 183 см, длина 16 м).
Именно Росс назвал туманность М1 Крабовидной“ и отмечал в своем
”
дневнике, что некоторые из обнаруженных им спиральных туманностей кажутся усеянным звездами“.
”
2.1. История вопроса
9
Рис. 2. Французский астроном Шарль Месье (Charles Messier).
одним из первых предположил, что спиральные туманности могут являться отдельными звездными островами, похожими на
нашу Галактику – Млечный Путь.
В.Гершель родился в Германии, а потом, переехав в Англию,
стал известным музыкантом. Однако, в 36 лет он увлекся астрономией и в 1773 г. под его руководством был построен 12-
Рис. 4. Лорд Росс и его телескоп.
10
2. Занавес поднимается и на сцене
Рис. 7. Вильям Гершель.
метровый телескоп-рефлектор с диаметром зеркала 122 см
(рис. 8). С его помощью в 1781 г. им была обнаружена планета
Рис. 8. Телескоп Вильяма Гершеля.
2.1. История вопроса
11
Уран с двумя спутниками, а в 1789 г. – два спутника Сатурна.
Но, основным в деятельности Гершеля стала звездная астрономия, основоположником которой он и явился. В период с 1786
по 1802 гг. им были составлены два каталога Туманностей и
”
звездных скоплений“, куда вошли больше 2500 объектов.
Он обратил внимание на тенденцию туманностей образовывать плоские структуры (которые сегодня мы называем сверхскоплениями галактик). Одна из таких плоскостей“ в созвездии Волосы
”
Вероники является частью нашей
Сверхгалактики, о которой,
естественно, В.Гершель не имел понятия, т.к. о ней стало известно лишь в 1953 г. Гершель разрешил на звезды туманности М31
и М51 и выдвинул гипотезу об островных Вселенных“, хотя
”
другие астрономы продолжали считать
эти туманности зарож”
дающимися системами“ типа Солнечной, принадлежащими
нашей Галактике. Дело отца с честью продолжил его сын – Джон
Гершель (1792 – 1871), который исследовал туманности южного
неба, создав обсерваторию с 45-см рефлектором на мысе Доброй
Надежды. В 1864 г. им был опубликован Общий каталог туман”
ностей и звездных скоплений“ (NGC), содержащий
5079 объектов. Он первым дал подробное описание Магеллановых облаков
– двух самых больших спутников нашей Галактики, о чем в то
время, естественно, известно не было.
Главная трудность с отождествлением, как говорят астрономы, туманностей заключалась в незнании расстояний до них.
Это была для зарождающейся внегалактической астрономии главная головная боль, которая, кстати, никуда не делась и сегодня. Как мы покажем далее, четкое понимание внегалактической природы некоторых туманностей пришло к астрономам
лишь в 20-х годах прошлого века. В связи с этим вспоминается
забавный случай: И.С.Шкловскому показали, закрыв имя автора и год издания, книгу (1889) Г.И.Клейна Прошлое, настоящее
”
и будущее Вселенной“. В книге было Предисловие
автора, где
он писал о том, что еще 10 лет назад картина эволюции Вселенной была неясна, а вот теперь все прояснилось. У И.С. спросили
его мнение об этом Предисловии и в каком году оно написано?
И Шкловский ответил, что такое Предисловие можно писать к
любой популярной книге, так как ученые всегда преувеличивают достоверность наших знаний о Вселенной.
У близких объектов для оценки расстояний можно использовать метод параллаксов, т.е. видимые угловые смещения объектов при движении Земли вокруг Солнца7 . Однако, для дале7
Отсюда и появилась единица длины в 1 парсек (≈ 3 ·1018 см) – это
12
2. Занавес поднимается и на сцене
ких объектов этот метод мало пригоден – не хватает углового
разрешения телескопов и точечности“ источников. Здесь на по”
мощь могут придти, так называемые,
стандартные“ свечи или
размеры, если таковые будут найдены.” Пока с этим обстоит не
слишком оптимистично, т.к. в природе нет ничего застывшего и
все стандарты“ со временем изменяются, причем закон их из”
менения,
как правило, нам неизвестен. Хотя, некоторые исключения из этого неприятного для астрономов правила все-таки
есть. Это, к примеру, светимости самых ярких звезд или светимость в максимуме блеска некоторых типов сверхновых звезд.
(Именно с этой особенностью SN Ia связано одно из имеющихся
на сегодня доказательств существования темной энергии“ во
Вселенной. За это открытие уже вручена ”Нобелевская премия
в 2011 году). Кроме того, еще в 1936 г. Э.Хаббл использовал в
качестве стандартной свечи“ светимости массивных эллипти”
ческих галактик
в центрах скоплений галактик.
После появления теории относительности с ее постулатом о
постоянстве скорости света в пустоте (c) появилась возможность
иметь некоторый размер l, равный величине c · Δt, если некоторый процесс распространяется со скоростью c на некотором
интервале времени Δt. И тогда, зная угловой размер и вычислив
l, можно оценивать расстояние. (В дальнейшем мы еще вернемся к этому методу когда будем говорить о выбросе из объекта
SS-433 со скоростью 0.26c). В применимости ко внегалактической астрономии предлагались и другие методы оценки расстояний, но все они не выдержали конкуренции с оценками расстояний по цефеидам8 . Этот метод основан на полученной в
1908 г. американским астрономом Генриеттой Ливитт зависимости между светимостью звезд типа δ Цефея и периодом их
переменности. А так как звезды, изучаемые Ливитт, были расположены в Большом Магеллановом облаке, т.е. примерно на
одном расстоянии, то эту зависимость удалось прокалибровать
и, таким образом, получить некоторый аналог стандартной све”
чи“. Наступила эпоха штурма и натиска“, напоминавшая
зо”
лотую лихорадку“ – началась гонка за оценками расстояний” до
туманностей и одновременно за получением лучевых скоростей
на основе допплеровских сдвигов линий в их спектрах.
такое расстояние, с которого расстояние от Земли до Солнца (1 а.е.
≈ 1013 см) видно под углом в 1 .
8
Во всяком случае до обнаружения красного смещения линий в
спектрах далеких галактик, обусловленного космологическим расширением Метагалактики
2.1. История вопроса
13
В 1920 г. в национальной АН США в Вашингтоне состоялся
знаменитый диспут между Харлоу Шепли (1885 – 1972), работающем в тот момент на Маунт-Вилсоновской обсерватории, и
Гебером Кертисом (1872 – 1942) – астрономом Ликской обсерватории. В этом споре Х.Шепли был прав, утверждая, что центр
нашей Галактики расположен в созвездии Стрельца, т.к. в этом
направлении возрастала пространственная шаровых скоплений.
А Г.Кертис оказался прав, отстаивая точку зрения о внегалактической природе некоторых туманностей, в том числе и Андромеды. Расстояние до М31 он оценил в 500000 световых лет из
сравнения максимального видимого блеска новых звезд в Андромеде и в Млечном Пути. У других спиральных галактик,
видимых с ребра, он отметил центральные полосы поглощения,
что должно было быть и в нашей Галактике. Поэтому большие
скорости удаления спиральных галактик он считал доказательством их внегалактического происхождения. Шепли же в вопросе природы туманностей ошибался, т.к. опирался на ошибочные
данные Ван Маанена по угловым смещениям ярких звезд в них.
В работе M.J. Way [1301.7294]9 приводится таблица, в которой,
начиная с 1786 г. (Гершель) по 1929 г. (Хаббл) приведены сведения об оценке расстояний до галактик M31, M33, NGC6822,
M87, M104, полученных разными авторами и разными методами (табл. 1, стр. 14). Из таблицы видно, что эти объекты расположены в пределах 20 Мпк от нашей Галактики и большинство
из них входят в состав так называемой Местной группы (M31,
M33), куда входит и наша Галактика, а остальные – члены Местного скопления, в центре которого расположена галактика M87,
расположенная в центре скопления в созвездии Девы.
Здесь мы подходим к одному из самых драматических моментов – вопросу об обнаружении космологического расширения
Метагалактики. Дело в том, что еще в 1913 году американский
астроном В.М. Слайфер (V.M.Slipher, 1875 – 1969), работающий
Ловелловской обсерватории, измеряя лучевые скорости туманностей и шаровых скоплений, нашел, что туманность Андромеда
приближается к нашей Галактике со скоростью ∼ 300 км/с. А
к 1917 г. он имел данные о лучевых скоростях уже 25 спиральных галактик, из которых 21 имели красные смещения линий
в спектре, т.е. удалялись от Галактики. В работе J.A.Peacock
[1301.7286] приведена соответствующая таблица. К 1925 г. Слай9
В дальнейшем все ссылки будут даваться в тексте или на конкретные работы в журналах, или на работы, опубликованные в arXiv’е в
разделе astro-ph.
14
2. Занавес поднимается и на сцене
Автор
Объект
Расстояние,
св.лет
Метод
Hershel (1786)
Nochol (1750)
–
Clark (1890)
Clark (1903)
Bohlin (1907)
Very (1911)
Very (1911)
Volf (1912)
Curtis (1915)
Pease (1916)
Curtis (1917)
–
Shapley (1917)
van Maanen (1918)
Lundmark (1918)
Curtis (1920)
–
–
Lundmark (1921)
Luplau-Janssen &
Haars (1922)
Öpik (1922)
Hubble (1922)
Shapley (1923)
Hubble (1925)
Hubble (1925)
Lundmark (1925)
–
Lundmark (1925)
Hubble (1926)
Hubble (1929)
М31 (Dec.2012)
М31
cluster“
”
М31
М31
М31
М31
М31
М31
spirals
NGC 4594
М31
–
М31
М31
М31
misc
misc
misc
М33
< 7200
154800
302505
564?
< 1000
19
4000
1600
32000
10000
25000
20000000
100000
10000
10000
250
4000000
1000000
500000
1000000
color/magnitude
magnitude comparison
–
nova of 1885
Size
parallax
diameters
S Andromedae
diameters
astrometry/radial velocity
astrometry/radial velocity
novae
novae
bright stars
parallax
novae
novae
novae
novae
bright stars
М31
М31
М33
NGC 6822
М31/33
NGC 6822
М31,М87
–
М104
М33
М31
М31
326000
1500000
100000
1000000
930000
700000
1000000
8000000
56000000
850000
900000
2588440
novae
luminosity/mass
stars
diameters/bright stars
Cepheids
Cepheids, bright stars
novae
novae
Öpik (1922) method
Cepheids, Blue-Giants
Cepheids, novae
19 Methods
Таблица 1. Расстояние до галактик M31, M33, NGC6822, M87, M104
[1301.7294].
2.1. История вопроса
15
фер имел уже лучевые скорости для 41 галактики и получалось,
что их средняя скорость удаления равнялась +325 км/с. Но выводов из этого Слайфер, по-видимому, не сделал.
Рис. 9. Эдвин Хаббл.
К.Лундмарк в 1921 г. по новым звездам в Андромеде оценил
расстояние до нее в 300 кпк. В 1923 г. этот результат по цефеидам подтвердил Эдвин Хаббл (1889 – 1953, рис. 9), работавший
с 1919 г. в Маунт-Вилсоновской обсерватории10 . К 1925 г. Хаббл
имел данные о 50 цефеидах в галактиках М33, М51 и NGC6822,
но оцененные по ним расстояния противоречили выводам Ван
Маанена по угловым смещениям звезд из-за вращения Галактики. Поэтому Хаббл не хотел публиковать эти результаты. И
только под давлением Г.Рассела он послал статью со своими
результатами на съезд Американского Астрономического общества, который и был там зачитан 1.01.1925 г.
К 1929 г. у Хаббла уже были данные о расстояниях до 18 галактик в созвездии Девы, полученные по цефеидам и он начал сопоставлять их с данными о лучевых скоростях, полученных Слайфером. Годом ранее спектры галактик начал получать Милтон Хьюмасон (1891 – 1972), начинавший свой путь
в астрономию с работы ночным ассистентом в обсерватории,
и Хаббл впоследствие использовал его значения лучевых скоростей. В 1929 г. Э.Хаббл построил свою знаменитую зависимость Vr (R) для 24 галактик (теперь она носит название хаббловской“) (рис. 10) и оценил по ней коэффициент H0 = ”vRr =
10
Подробности его биографии см. в книжке А.С.Шарова и И.Д.Новикова: Человек, открывший взрыв Вселенной“, М., Наука, 1989 г.
”
16
2. Занавес поднимается и на сцене
Рис. 10. Зависимость Хаббла.
530 км/(с·Мпк) (Хаббловская константа). Вместе с данными
Хьюмасона в 1931 г. значение Хаббловской постоянной оказалось равным 558 км/(с Мпк). К 1935 г. Хаббл оценил расстояние до 29 галактик вне Местной группы, полагая, что ярчайшие
звезды в них соответствуют ярчайшим звездам нашей Галактики. Для этой выборки он получил H0 = 535. В последние годы
историки науки обнаружили, что зависимость vr (R) ряд астрономов изучали и до Хаббла, но он, по-видимому, об этом не
знал. В частности, бельгийский член Папской академии в Ватикане астроном аббат Ж.Леметр (1894 – 1966), занимающийся проблемами космологии, в 1927 г. по 42 галактикам получал
значение 625–670 км/(с·Мпк). И статья была опубликована на
французском языке. Занимались этим вопросом и другие астрономы. Мы приводим здесь таблицу по годам из работы G.Shaviv
[1107.0442] (табл. 2). Однако, все лавры первооткрывателя закона расширения Мира достались Э.Хабблу, хотя он и ошибся в
измерении расстояний почти в 10 раз, так как сегодняшнее значение H0 ≈ 70 км/(с·Мпк) и, как видно из приведенной таблицы,
ближе всех к этому значению H0 оказался шведский астроном
К.Лундмарк (1889 – 1958). который по выборке из 42 галактик
получил H0 = 71 км/(с·Мпк).
Сам Хаббл интерпретации своей зависимости не давал, так
как не интересовался теорией и недолюбливал теоретиков. А
ведь еще в 1922 – 1924 гг. в немецком физическом журнале появились две знаменитые статьи нашего замечательного соотечественника – Александра Александровича Фридмана (1880 –
1925): О кривизне пространгства и О возможности Мира с
”
” ”пространства“ (рис. 11).
постоянной
отрицательной кривизной
Первую статью Эйнштейн посчитал ошибочной и Фридман написал ему письмо с объяснениями. И только после беседы с
2.1. История вопроса
Автор
Wirts
Lundmark
Lemaitre
Lemaitre
Hubble
de Sitter
Eddington
Lundmark
Lundmark
Oort
Hubble & Humason
17
Год
Значение
1922 – 1924
1925
1927
1927
1929
1930
1930
1930
1930
1931
1931
840
71
625
670
530
460
522
604
876
290
558
Количество объектов
43
42
42
24
54
25
17
44
68
Таблица 2. Первые измерения постоянной Хаббла в км/(с·Мпк) из
[1107.0442].
проф. Ю.Крутковым в Лейдене в 1923 г. Эйнштейн согласился с доводами Фридмана.
Рис. 11. Александр Александрович Фридман.
Дело в том, что Эйнштейн считал, что Вселенная должна
быть стационарной. Поэтому в свои уравнения ОТО он ввел для
компенсации сил гравитации так называемый Λ-член (в некотором смысле – антигравитацию). Но, согласившись с Фридманом
в том, что уравнения ОТО допускают и нестационарные решения, Эйнштейн посчитал введение Λ-члена своей самой боль”
шой ошибкой“.
18
2. Занавес поднимается и на сцене
Э.Хаббл не знал об этих теоретических баталиях вокруг космологической модели Мира. В противном случае он понял бы,
что своим обнаружением зависимости скоростей убегания галактик от расстояния до них, он подтверждал правоту А.А.Фридмана – первооткрывателя Фридмановской Вселенной“. А вот
”
Ж.Леметр в 1927 г., анализируя
работы по разбеганию галактик, дал верное истолкование этому феномену, независимо от
работ А.Фридмана. Статический Мир и Мир нидерландского
астронома Де Ситтера (1872 – 1934) – создателя одной из первых
релятивистских моделей Вселенной, расширяющейся за счет энергии Λ-члена – все эти модели являются частными случаями решений уравнений ОТО, которые получил А.А.Фридман.
Мы не ставим здесь своей целью углубляться в проблемы современной космологии11 , которая в настоящее время переживает драматические события, связанные с необходимостью введения в обиход таких понятий как темная материя“ (DM), в ко” последних лет, полученных
торой заключено (согласно данным
с европейского спутника Planck) около 27% от общей плотности
вещества в Мире, и темной энергии“ (DE) с 68%. Получается, что на привычное”нам барионное вещество, из которого мы
черпаем большинство наблюдательных сведений, остается всего
5%. Современная физика пока не может дать ответа о носителях темного вещества“ и темной энергии“, так что здесь аст”
” физикам на эти новые субстанции,
рономов,
которые и указали
могут подстерегать большие неожиданности. А для нас из всего
вышеизложенного важно, что обнаружение хаббловского разбегания“ галактик дало в руки астрономов ”уникальный метод
для оценки расстояний до объектов по красным смещениям линий в их спектрах. Для красных смещений z ≤ 1 можно грубо
c
z, где R измеряется в мегапарсеках, H0 – в
записать, что R =
H0
км/(с·Мпк), c = 300000 км/с. Для объектов на z > 1 расстояние
начинает зависеть от модели Мира:
c
Ψ(Ω, z),
R=
H0
где
2ρ
,
Ω≡
ρcr
11
Желающих отсылаем, например, к книге сотрудников АКЦ ФИАН В.Н.Лукаша и Е.В.Михеевой Физическая косиология“, M., Физ”
мат, 2010.
2.2. Рождение и эволюция галактик
19
где ρcr – критическая плотность, при которой достигается равновесие между гравитацией и расширением Мира,
2 · 10−29 ,
(H0 = 100)
3H02
,
=
ρcr =
−30
8πG
(H0 = 50)
5 · 10 ,
Ψ=
z
(1 + z)2
для
Ω = 2. или q0 = ρ/ρcr = 1.
Здесь следует отметить, что астрономы, если работают со светимостями объектов, используют фотометрическое расстояние:
Rphot =
c
Ψphot (Ω, z),
H0
а если с угловыми размерами, то используют угломерное расстояние:
c
Ψθ (Ω, z),
Rθ =
H0
где
√
q0 z + (q0 − 1) 1 + 2q0 z − 1
Ψθ =
q02 (1 + z)2
и
c q
z
+
(q
−
1)
1
+
2q
z
−
1
.
Rphot = Rθ · (1 + z)2 =
0
0
0
H0 q02
Отметим еще, что обзначение H0 указывает на современную эпоху, т.к. параметр Хаббла (H0 ) сам является растущей функцией
z.12
2.2
Рождение и эволюция галактик
Хотя мы и не хотим углубляться в космологические дебри“, од” представнако обойтись без краткого разговора о современном
лении относительно того, как рождаются и эволюционируют со
12
В Интернете на сайте www.astro.ucla.edu/∼wright/СosmoСalc.html
размещен калькулятор по космологии“, с помощью которого зада”
вая параметры космологической модели можно получить значения
остальных космологическмх величин.
20
2. Занавес поднимается и на сцене
временем галактики, состоящие из газа и звезд (M∗ ), и их ядра (центральное звездное скопление с массивным компактным
объектом – скорее всего черной дырой, M• ) в расширяющемся
Мире, не представляется возможным. Эта проблема пока еще
очень далека от завершенности, а новые наблюдательные данные об объектах на больших красных смещениях (вплоть до
z ≈ 10, когда возраст Мира был меньше 109 лет по сравнению с
сегодняшним возрастом ∼ 14 · 109 лет)13 , еще больше усложняет
картину. Но все же попробуем поговорить об этой проблеме.
По современным представлениям галактики – это массивные
(> 106 M ) звездно-газовые комплексы, образуются на z = 20
из первичных флуктуаций плотности (δρ/ρ), которые проявляют себя и во флуктуациях температуры (ΔT /T ) фонового реликтового излучения на соответствующих угловых масштабах.
M = 106 M – это как раз так называемая джинсовская масса“,
”
соответствующая равновесию между гравитационным
потенциалом неоднородности DM радиуса R и кинетической энергией
барионов в соответствующей потенциальной яме (т.е. звуковые
скорости барионов при определенной плотности и температуре).
В численных симуляциях получается, что объект отделяется от
хаббловского потока“ расширяющейся Вселенной на эпохе, ко” его средняя плотность ρ > 200ρ , где ρ = ρ (1 + z)3 . Такие
гда
cr
cr
0
обособившиеся зародыши протогалактик должны гравитационно взаимодействовать друг с другом и сливаться в комплексы
все больших масс и размеров. Одновременно с этим, по мере
остывания в них газа с первичным химсоставом (H, He, Li) начинается и звездообразование. Остывание в отсутствие линий
металлов идет в основном за счет излучения линий молекулы
H2 . Какова функция масс образующихся в ПГ звезд первого поколения точно не известно, но ясно, что такие массивные звезды (∼ 100M ) эволюционируют быстро и взрываются в виде
сверхновых (СН), которые уже выбрасывают в межгалактическую среду металлы, на линиях которых остывание газа происходит быстрее. Не исключено, что еще до появления звезд 1-го
поколения могли появляться очень массивные (> 100M ) звезды, так называемого III поколения, которые будут ионизировать
среду, создавая эпоху вторичной ионизации“, что может задер” и звездообразование в них. Дело в том,
жать формирование ПГ
1
1
1
z
=
Время от нас“до объекта T = T0 − t =
·√
·√
”
H0
1+z
Ω + 1 H0
(при Ω = 0). Здесь T0 – возраст Мира, t – эпоха формирования объекта.
13
2.2. Рождение и эволюция галактик
21
что звездообразование сильно зависит от активности разрушения молекулы H2 вернеровскими“ квантами, т.е. излучением в
”
диапазоне от Lyα (1216 Å) до Lyc (912 Å). Поэтому, пока излучение в этом диапазоне будет сильным, звездообразование тормозится. Так что не исключено, что темп образования ПГ не
будет плавным со временем (см., например, D.J.Whalen et al.,
[1308.3278]).
В рамках примерно такого сценария, который получил название иерархическое скучивание“ галактики делаются со временем ”массивнее и протяженнее. Этот вывод следовало проверить
наблюдениями на больших телескопах, которые вступили в сторой в последнюю декаду14 . С их помощью удается наблюдать
галактики даже с z ∼ 10 в так называемых глубоких обзорах,
проводимых в разных цветовых фильтрах. Например, такой обзор, проведенный на HST с накоплением суммарной экспозиции
106 секунд (800 экспозиций с 400 орбит) позволил обнаружить с
угловым разрешением лучше 0 . 1 объекты до 30m с z = 7 ÷ 12!
Сравнивая свойства близких и далеких галактик, стало ясно,
что хаббловская (1936 г.) классификация по морфологическим
типам (камертонная диаграмма – см. цв. рис. 13)15 годится лишь
для галактик с z ≤ 1.0. Более далекие галактики оказались зачастую гораздо более компактными с клочковатыми дисками
(см. цв. рис. 14). Из сравнения долей разных типов галактик в
скоплениях на z = 0.1 и z = 0.8 следует, что
EG ∼ 40% по всем z; SO ∼ 13% на z = 0.8 и ∼ 40%
при z = 0
SG ∼ 15% на z = 0.8 и 40% на z = 0.1.
Отсюда делался вывод [1010.4442], что эллиптические галактики
уже к z = 1 полностью сформировались (см. также J.E.Greene
et al., [1308.2682]). В них закончился процесс звездообразования
и дальше они переходят в режим пассивной эволюции за счет
14
Это 8- и 10-метровые телескопы ESO в межамериканской обсерватории в Чили, а также космический телескоп им. Хаббла (HST) с
диаметром зеркала 2.4 м (см. цв. рис. 12)
15
Две ветви камертонной диаграммы, которые относятся к обычным дисковым галактикам и дисковым галактикам с барами“. Неко”
торые авторы считают, что при взаимодействии между галактиками
могут происходить как формирование баров, так и их разрушение.
Поэтому за время своего существования S-галактики могут переходить с одной ветви камертона на другую.
22
2. Занавес поднимается и на сцене
просто эволюции своих звезд. С дисковыми галактиками ситуация оказывается более сложной, т.к. где-то при z = 0.5 из них,
по одной из версий, выметается газ при движении сквозь среду скопления и они превращаются в галактики типа S0. Кроме
того, оказалось, что при слиянии иррегулярных галактик они
превращаются не в эллиптические, как предсказывалось в сценарии иерархического скучивания“, а в S-галактики. То есть
”
наблюдения
показали, и это подтвердили численные симуляции,
что Е-галактики формируются в процессе слияния нескольких
дисковых массивных протогалактик, а вот форма S-галактик
возникает за счет нескольких разных процессов: слияние менее
массивных галактик, аккреции холодного газа из космологических филаментарных структур и разного рода неустойчивостей
в самих дисках. И если при слиянии массивных галактик (major
mergers) образуются галактики с массивными же балджами (т.е.
структурами похожими по морфологии и темпу звездообразования на EG), то при многочисленных слияниях более мелких комплексов формируются галактики с псевдобалджами“ – менее
массивными, более вытянутыми и с ”бо́льшим темпом звездообразования, чем у классических“ балджей. Эти и другие факты
”
привели наблюдателей
к выводу, что модель иерархического
”
скучивания“, которая хорошо объясняет формирование
структур из темной материи (т.е. гало галактик), не может объяснить
особенности формирования диссипативных структур из барионов, когда начинает играть роль и газодинамика, а не только
гравитация. Все это привело к появлению схемы эволюции, получившей условное название downsizing“ 16 , согласно которой
более массивные гало темного” вещества выделяются на более
ранних этапах и звездообразование в их барионной компоненте
заканчивается уже к z = 1 ÷ 1.5. А менее массивные гало выделяются позже и звездообразование в них может продолжаться
и в современную эпоху.
Действительно, наблюдения последних лет показали, что уже
на z = 1 − 2 существует популяция массивных (M∗ > 1010 M )
галактик, как компактных (Re < 2 кпк), так и размеров, характерных для близких галактик (Re ∼ 10 кпк). Интересно, что
похожих по массе таких же компактных галактик вблизи нас
16
Это понятие было введено в работе L.Cowie et al. (AJ, 112, 839,
1996) для обозначения наблюдательного факта, что галактики со
вспышками звездообразования на высоких z оказались более массивными, чем на низких z, что явно противоречило выводам из иерар”
хического скучивания“.
2.2. Рождение и эволюция галактик
23
в поле всего ∼ 4%, а в скоплениях их доля достигает уже 20%.
Последнее, по-видимому, связано с тем, что нормальный ход эволюции галактик, приводящий к быстрому увеличению их размеров на интервале z от 1 до 0 (Re ∼ M∗2 ), в скоплениях нарушается из-за обдирания“ периферии галактик при гравитацион”
ных взаимодействиях
с соседями. При этом численные симуляции показали, что при слиянии галактик сходных или не сильно разнящихся масс (m1 /m2 > 1/4) размеры слитка“ растут
”
увеличе∼ M∗ , а при m1 /m2 < 1/5 происходит более быстрое
ние размера Re ∼ M∗2 , что как будто и наблюдается. Есть и еще
ряд разногласий со схемой иерархического скучивания“. В нее
” очень далеких галактик (z ∼ 10),
не вписывается обнаружение
которые уже успели набрать массу, хотя от момента Большого
Взрыва прошло всего 300·106 лет. Да и наблюдаемый рост отноMBH
∼ (1+z)n , где n > 1 (T.A.Targett et al., [1107.2397],
шения
Mbulge
рис. 15), согласно которому масса BH на больших z оказывается
в среднем больше, чем на низких (рис. 16). Правда, не исклю-
Рис. 15. Рост отношения M• /Mbulge с ростом красного смещения z,
[1107.2397].
24
2. Занавес поднимается и на сцене
чено, что в этом выводе на самом деле играют большую роль
селекционные эффекты. Например, по мнению авторов работы
[1312.5610], зависимость MBH от z целиком является селекционной на масштабах 0.5 < z < 6.
Рис. 16. Массы черных дыр в зависимости от красного смещения z по данным обзора SDSS (Y.Shen et al., 2007). Hβ , Mg II, C IV – линии излучения,
по ширинам которых оценивались M• .
Для объяснения разногласий между наблюдаемой картиной
эволюции галактик и предсказаниями по иерархическому ску”
чиванию“ разными авторами было предложено
несколько возможных схем. Одна из них была предложена в работах ([1010.
1381], ApJ, 725, 2312, 2010; 754, 115, 2012) и получила название двухфазной“. Согласно этой схемы, центральная область
”
галактики
(r < 3 кпк) формируется быстро в процессе монолитного диссипативного коллапса газа в ранние эпохи (z>3) – фаза
in situ“. Во время этой фазы молодые звезды начинают фор”
мироваться
в процессе остывания холодных газовых потоков.
Периферия же галактики формируется позже (z<3) в процессе длительной аккреции маломассивных звездных комплексов
(minor mergers), в которых звездообразование может еще продолжаться – фаза ex situ“. При этом роль фазы ex situ“ воз”
”
растает по мере возрастания
массы галактики и уменьшения
z.
То есть отношение массы звезд, сформированных в разных фазах, изменяется в зависимости от массы галактики. В предложенной схеме более массивные галактики формируются раньше
и имеют бо́льшую долю старых звездных комплексов на периферии.
2.2. Рождение и эволюция галактик
25
Получается довольно странная картина, когда галактики прирастают в направлении in-out старыми звездами за счет minor
” по
mergers“. Кроме того, в зависимости от места их зарождения
отношению к более крупномасштабным структурам из темной
материи (т.е. местам будущих скоплений или сверхскоплений галактик или пустот“ (voids)) протогалактики будут с разной ча”
стотой взаимодействовать
или даже сливаться друг с другом. В
связи с такой сложной эволюционной картиной указать точно,
какой была галактика, наблюдаемая вблизи нас, в более ранние эпохи невозможно. Ответ зависит от многих факторов, которые трудно поддаются конкретизации. Хотя, кое-что все же
можно сказать о прошлом той или иной галактики, опираясь на
некоторые ее наблюдательные особенности. Например, из численных симуляций известно, что массивные балджи из старых
звезд (их называют классическими“) в дисковых галактиках
” представляют из себя промежуточную
ранних типов, которые
структуру между дисковой и сферической, формируются только в процессе major mergers“. В то время как в дисковых менее
”
массивных галактиках
поздних типов структуры типа псевдо“” в дисбалджей образуются позже за счет внутренних ресурсов“
”
ках. Поэтому в псевдо“-балджах процессы звездообразования
”
затягиваются вплоть
до настоящей эпохи. (Мы еще вернемся к
этому вопросу, когда будем говорить о галактиках с активными
ядрами, типа сейфертовских, но с узкими линиями излучения в
спектрах – это так называемые narrow line Sy I.)
Новые аспекты в вопросах эволюции галактик позволяют понять, к примеру, почему галактики, составляющие довольно тесные пары, часто обладают непохожими свойствами. Это относится и к паре: Наша Галактика (MW) и Андромеда (М31, NGC
224), отстоящие друг от друга всего на 780 кпк. Морфологически
они более или менее схожи, хотя разные авторы классифицируют их по-разному. Обычно считается, что MW относится к типу
Sbc, а М31 – к типу SA(1)b. Андромеда больше по размерам, по
массе и балдж ее имеет MB ∼ −19, а у MW ∼ −17.6. Параметры
балджа у М31 близки к классическим“ (массивный, с высокой
” к центру, с более старым звездным
концентрацией светимости
населением, по сравнению с балджем у MW). Ядро у М31 хотя в 10 раз массивнее нашего, однако, по степени активности
уступает нашему. Численные симуляции соответствуют модели,
в которой галактика-предок М31 на эпохе z < 2 пережила очень
сильное взаимодействие или даже слияние с богатой газом массивной дисковой галактикой, которой могла оказаться и наша
собственная Галактика. Именно в результате этой катастрофы“
”
26
2. Занавес поднимается и на сцене
смог сформироваться массивный балдж и появились системы
карликовых спутников, образовавших вокруг М31 дискообразную структуру. В этом же процессе, вероятно, часть вещества
могла быть выброшена по направлению к нашей Галактике. Из
этого вещества сформировались карликовые спутники, вращающиеся вокруг MW в плоскости, почти перпендикулярной к плоскости диска. Интересно, что в этой же плоскости расположены
и два самых массивных наших спутника – Малое и Большое Магеллановы облака (рис. 17, [1211.4583]). По-видимому, и кольцевая мощная структура в М31 (см. цв. рис. 5) также образовалась в результате этой катастрофы“ (см. работы: [1209.4077];
[1211.4582]; [1303.1817]). ”
Рис. 17. Распределение карликовых спутников MW в плоскости, почти
перпендикулярной к диску нашей галактики, [1209.4077].
Свойства нашей Галактики также довольно необычны для галактик Местного скопления. Модельные расчеты показали, что
галактика нашего типа может образоваться при скучивании маломассивных (∼ 106 M ) комплексов на эпохе z ∼ 6. От этой
эпохи в гало MW могли остаться звезды 1-го поколения с малым содержанием металлов |F e/H| < 3. Прародитель нашей Галактики, по-видимому, также, как и М31, мог пережить major
” свою
mergers“ на ранних этапах, но потом при z < 2 увеличивал
массу и размер только за счет частых minor mergers“. Балдж у
”
MW напоминает псевдо“-балдж с маломассивным
(∼ 4·106 M )
”
ядром, которое до нашего времени остается активным – это источник Sagittarius A, west. Кроме того, есть данные, что в прошлом он мог быть еще более мощным, т.к. недавно на рентгенов-
2.2. Рождение и эволюция галактик
27
ском спутнике им.Ферми в гамма-диапазоне были обнаружены
две протяженные (∼ 10 кпк) области, вытянутые по обе стороны перпендикулярно к плоскости Млечного Пути (Su et al., 2010,
[1103.0055], см. цв. рис. 18). В работе M.Lang et al. [1107.2923]
проверялась возможность, что активность ядра MW могла быть
связана с падением на нее карликовых спутников в эпоху, которая началась при z ≈ 8 и окончилась несколько миллионов лет
назад. В этом процессе маломассивные ЧД в ядрах спутников
взаимодействовали с более массивной ЧД в центре MW. В ряде
работ (например, F.Guo, W.Matthews, [1103.0055]; K.Zubovas et
al., [1104.5443]; Ya.N.Istomin [1110.5436]) исследовались возможные причины возникновения Fermi bubbles“ и были сделаны
” привести к рождению космивыводы, что этот феномен может
ческих лучей высоких энергий в нашей Галактике. (Подробнее
об активности центра нашей Галактики мы поговорим в разделе, посвященном активности ядер галактик. А вообще-то про
центр MW можно написать отдельную книгу – так много там
обнаружено всего интересного и непонятного.)
В заключение раздела, посвященного галактикам, хочется рассказать еще об одном типе галактик, исследование которых проливает свет на некоторые особенности эволюции звездных систем. Речь пойдет о галактиках типа SO с промежуточными
свойствами между S и E-галактиками. В SO наблюдаются массивные центральные балджи с большим разбросом отношения
массы балджей к массам дисков (B/D) от галактики к галактике, но с B/D ∼ 0.25 как и у поздних SG. Отношение B/T ≈
0.1–0.3 также напоминает поздние SG и растет к ранним SG.
(Большой разброс этой величины свидетельствует о неодинаковости механизмов формирования и эволюции даже для галактик, казалось бы, одного типа.) Все эти наблюдательные особенности как будто подтверждают гипотезу канадского астронома
Van den Bergh о существовании SOa, SOb, SOc (см. цв. рис. 19,
[1209.0782]) наряду с последовательностью введенной Хабблом:
Sa, Sb, Sc (см. цв. рис. 13). Из наблюдаемого факта, что около 70% SO галактик расположены в группах и/или скоплениях
галактик, в свое время был предложен некоторый сценарий. Согласно ему обычная S-галактика, после выметания из нее газа
при движении сквозь более плотную среду скоплений, теряет
способность к формированию новых звезд и превращается в S0.
Однако, в рамках сегодняшних представлений о двухфазной схеме формирования звезд в ранних галактиках, картина получается более сложной: звездные дисковые и балджевые компоненты возникают в разные эпохи (ex situ и in situ, соответственно).
28
2. Занавес поднимается и на сцене
Численное моделирование процессов типа minor mergers“ пока”
зало, что в результате формируются SO-галактики,
у которых
массы балджей возрастают от SOc к SOb и от SOb к SOa.
Получается, что более массивные SO формируются на более
ранних эпохах и могут иметь массивные балджи со старым звездным населением. А менее массивные – при выметании газа из
поздних SG с псевдо“-балджами. Кроме того, в работе [1302.
” вывод, что minor mergers“ могут вызывать
1582] был сделан
”
внутри диска родительской SO-галактики
внутреннюю вековую
эволюцию, которая может усиливать фактическую связь между
балджем и диском. Именно этот процесс и формирует последовательность SO, так как чем богаче“ история слияний первич”
ной галактики, тем ее сегодняшний
слиток“ будет иметь и более
”
массивный балдж.
Появилась и другая точка зрения относительно пути эволюции галактик типа SO. Она принадлежит московскому астрофизику О.К.Сильченко [1112.3771]. Ее гипотеза основана на том
наблюдательном факте, что в близких (z = 0) скоплениях и
группах галактик доля SO составляет 60%, в то время как в далеких (z = 0.4) – всего 20%, т.е. превращение обычных SG со
звездообразованием и спиральными ветвями в SO происходит
достаточно быстро вблизи эпохи z = 0.4. Откуда следует, что
во внешних частях массивного диска SO должны наблюдаться
звезды промежуточных возрастов, т.к. они образовались всего
4 млрд. лет тому назад в нормальных SG. Однако, видно, что
периферия диска в SO похожа по звездному составу на толстый
диск нашей Галактики с τ∗ > 1010 лет. Это противоречие можно было бы объяснить, если допустить, что свежий холодный
газ каким-то образом попадает во внешнюю область диска SO
и поэтому через несколько миллиардов лет SO превращается в
обычную SG. Таким образом, согласно концепции Сильченко,
все галактики зарождаются в областях повышенной плотности
в виде SO. Если эти галактики за время, соответствующее эпохе с z < 1, успевают напитаться холодным внешним газом, то
они при z < 0.4 становятся нормальными SG. Газ может аккрецировать, например, через крупномасштабные филаменты,
а, возможно, и за счет аккреции остывающего газа из собственной короны, который активно перемешивается из-за галакти”
ческих фонтанов“ от взрывов сверхновых в дисках галактик.
Если этого не происходит, то галактика остается SO. И наблюдения показывают, что с уменьшением z доля SO в скоплениях
возрастает, т.е. холодного газа, аккрецирующего на SO, становится меньше, т.к. газ в скоплениях по мере их вириализации
2.3. Первые намеки на вулканическую активность“ ...
”
29
разогревается (см. также [1312.6572]).
И все же полной ясности в картине превращения SG в S0 пока
нет. По мере накопления данных об особенностях образования
звезд в балджах и дисках S0 возникают и новые сценарии. Например, в недавней работе E.J.Jonston et al., [1309.2206] делается
вывод, что затухание звездообразования в дисках S0 связано со
вспышками звездообразования в их балджах, что может свидетельствовать об активном уходе газа с периферии галактики в
центральные области.
Что-то похожее может происходить и с EG, которые, как известно, можно грубо разделить на два подтипа: 1) более массивные, более красные с малым количеством газа и с распределением поверхностной яркости вдоль радиуса типа core“ и
”
2) менее массивные, более голубые, с большим количеством
газа и с распределением яркости типа disky“. Первые – аналог
SO, вторые – аналог SG. И различие ”между ними может быть
по той же причине, что и различие между SO и SG – в меньшем
или большем количестве холодного газа в скоплении, который
может оседать на галактику и способствовать звездообразованию на ее периферии.
Мы не слишком надеемся, что у читателя этой главы сложится четкая картина зарождения и эволюции галактик, так как ее
нет не только у нас самих, но и вообще и астрономов. Есть пока лишь отдельные фрагменты этой божественной“ картины по
”
которым еще только предстоит составить
хотя бы предварительный набросок. Да и рассказали мы далеко не обо всех элементах
этой картины. Вне поля нашего зрения оказались как объекты
меньшие, чем галактики (например, шаровые скопления), так и
гораздо большие группы, скопления, сверхскопления галактик
и, вообще, крупномасштабная структура Мира.
2.3
Первые намеки на вулканическую
”
активность“ в центрах галактик
Теперь нам хотелось бы рассказать о тех необычных процессах,
которые происходят в центральных областях некоторых галактик и которые астрономы наблюдали уже давно, совершенно
сначала не догадываясь об их грандиозных масштабах и энергетике, так как не знали, что они наблюдают внегалактические
объекты. Речь опять-таки идет о наблюдении все тех же туманных пятен из каталога Мессье, которые привлекали внимание
астрономов с середины XVIII века. Так, в 1908 г. американский
30
2. Занавес поднимается и на сцене
астроном E.A.Fath наблюдал в спектрах некоторых из них эмиссионные линии. А в 1918 г. H.D.Curtis на фотографии туманности М87 увидел голубой узкий выброс (это тот самый Хербер Кертис, который выиграл знаменитый спор с Х.Шепли по
поводу внегалактического происхождения спиральных туманностей). Тут можно вспомнить и Джеймса Джинса (1877 – 1946),
который еще в самом начале XX века полагал, что через центр
Галактики в наш Мир, т.е. через сингулярность, вливается вещество из другого пространства. В 1936 – 1940 гг. Ф.Цвикки (один
из предсказателей“ существования нейтронных звезд) вместе
”
с Т.Хьюмасоном
получали спектры слабых (до 15m ) голубых
звезд короны нашей Галактики в надежде найти звезды бедные металлами. И в их каталоге под номером HZ46 уже был
квазар (о квазарах речь пойдет дальше), о чем они тогда не подозревали. Потом была война и Европе было не до астрономических наблюдений. А вот в Америке, где в ряде больших городов
было введено затемнение, для астрономов обсерватории Маунт
Вилсон, находившейся недалеко от Сан-Франциско, сложились
хорошие условия для наблюдения слабых галактик. И астроном Карл Сейферт (1911 – 1960, рис. 20) этим воспользовался,
Рис. 20. Карл Сейферт.
получая спектры центральных областей некоторых галактик с
необычно яркими ядрами. В 12 таких галактиках разрешенные
линии излучение оказались необычно широкими, в десятки и
сотни раз большими, чем линии, обусловленные просто движением звезд вблизи ядер. Так в 1943 г. в повестку дня астрофизики вошли объекты, которые после были названы сейфертов”
2.3. Первые намеки на вулканическую активность“ ...
”
31
Рис. 21. Виктор Амазаспович Амбарцумян.
скими“. С середины 50-х годов XX века начался поиск необычных по цветам голубых галактик с помощью многоцветной фотометрии. Пионером в этом направлении стал мексиканский астроном Г.Аро (1913 – 1988). А с 1965 г. за эту задачу взялся по
предложению акад. В.А.Амбарцумяна (1908 – 1996) (рис. 21) сотрудник Бюраканской обсерватории Б.Е.Маркарян (1913 – 1985)
(рис. 22). С помощью 1 м телескопа системы Шмидта с объективной призмой из кварца им были получены многочисленные
спектры галактик и среди них были выявлены объекты, у ко-
Рис. 22. Бениамин Егишевич Маркарян.
32
2. Занавес поднимается и на сцене
торых цвета не соответствовали их спектрам. Такие галактики получили название маркаряновских“ (такое название предложил на конференции” в Америке сотрудник Бюраканской обсерватории Э.Е.Хачикян, хотя академик В.А.Амбарцумян был
этим недоволен, так как предполагал назвать такие галактики
бюраканскими“) и выяснилось, что среди них было много га”лактик с широкими линиями типа сейфертовских“.
”
Чтобы хоть как-то следовать хронологии,
мы должны на время отойти от оптического диапазона и переместиться в мир радиоволн. Дело в том, что после войны остались не у дел“ много
радиолокаторов и их операторов, которые еще”в боевой обстановке замечали, что от Солнца идут радиопомехи. И.С.Шкловский (рис. 1) рассказывал,17 что в 1946 г. в старом здании ФИАНа
на Миуссах он услышал сообщение Ю.Б.Кобзарева об обнаружении в Англии радиоизлучения Солнца в метровом диапазоне.
И тут Шкловского осенила мысль, что это излучение может идти от горячей, оптически толстой в этом диапазоне короны. Эту
гипотезу можно было бы проверить во время солнечного затмения, которое должно было произойти в Южном полушарии в
мае 1947 г. И в послевоенном СССР была срочно организована
научная экспедиция в Бразилию на теплоходе Грибоедов“ 18 .
” полного заНаблюдения подтвердили правоту И.С. – во время
тмения радиопоток не исчезал. Еще раньше в 1932 г. американский радиоинженер Карл Янский (1905 – 1950), работающий
в телефонной компании Белла, построил на деревянных стойках передвижной радиотелескоп (рис. 23) и обнаружил на длине
волны 14 м радиоизлучение, которое усиливалось, когда через
диаграмму его прибора проходила центральная часть Млечного
Пути. В 1935 г. он представил статью об обнаружении звездной
”
радиации“. В 1938 г. Янский прекратил свои исследования,
не
19
найдя понимания среди коллег. В начале 40-х годов его эстафету подхватил Г.Ребер и другие инженеры, ставшие первыми
радиоастрономами.20 К середине 50-х годов на небе были обна17
См. брошюру И.С.Шкловского Из истории развития радиоастро”
номии в СССР“, серия Космонавтика и астрономия, Знание, М., 1982
18
Подробности об этой экспедиции и еще о многом другом можно узнать из замечательной брошюры И.С.Шкловского Из истории
”
развития радиоастрономии в СССР“, Знание, 1988 г.
19
В честь К.Янского решением Международного Астрономического
Союза (IAU) была утверждена единица измерения радиопотоков –
1 Jy ≡ 10−26 Вт/(м2 ·Гц) = 10−23 эрг/(см2 ·с·Гц).
20
В Пущинской радиоастрономической обсерватории в стене вмуро-
2.3. Первые намеки на вулканическую активность“ ...
”
33
Рис. 23. Радиотелескоп, построенный Карлом Янским (1933).
ружены несколько сильных дискретных радиоисточников, которые стали обозначать по имени созвездий с добавлением букв
A, B, C,. . . в зависимости от величины радиопотоков от них: Лебедь A, Центавр A, Дева A, Печь A. Теперь за дело взялись
оптические астрономы – надо было понять с какими оптическими объектами связаны эти радиоисточники (астрономы эту
процедуру называют отождествлением“). Немецкий астроном
Вальтер Бааде (1893 –” 1960) и американский Рудольф Минковскоий (1895 – 1976) связали эти радиоисточники с гигантскими EG, расположенными в центре групп или скоплений галактик. Примерно в те же годы (середина 50-х годов) по просьбе
И.С.Шкловского в ГАИШе П.Н.Холопов отождествил с EG и
радиоисточник в Печи. Так в астрофизику вошло понятие ра”
диогалактики“, т.е. объекта, который излучает в радиодиапазоне больше, чем в оптическом.
Сразу же после обнаружения радиогалактик возник вопрос об
их природе. И первое, что показалось приемлемым – это предположение о феномене сталкивающихся галактик. На эту мысль
наталкивали фотография радиогалактики Центавр A (см. цв.
рис. 24), которую интерпретировали как картину столкновения/
слияния EG с массивной спиральной. К этой точке зрения присоединился и И.С.Шкловский. Но категорически против выступил известный московский астроном Б.А.Воронцов-Вельяминов
(рис. 25), который в эти годы создавал свой известный Морфо”
логический каталог галактик“. На этой почве у Б.А. даже
исвана капсула с частицей праха Г.Ребера, который завещал захоронить
свой прах в разных радиообсерваториях.
34
2. Занавес поднимается и на сцене
портились отношения с И.С. (Впоследствие, И.С. от своей точки
зрения отказался и, как выяснилось позже, зря).
Рис. 25. Борис Александрович Воронцов-Вельяминов (1904 – 1994).
Начиная с 1956 г. в спор о природе особых свойств ядерных
областей галактик включился директор Бюраканской обсерватории акад. В.Амбарцумян. Он собрал все известные на то время
факты относительно феномена активности галактик и в 1958 г.
выступил с докладом на XI Сольвейском Конгрессе на эту тему.
Причем у В.А. была своя концепция о природе этого феномена. В.А.Амбарцумян считал, что существует некоторое дозвездное вещество, которое может собираться в некоторые D-тела (от
английского слова dark – темный), присутствие которых как в
центрах звезд, так и в центрах галактик, может обеспечить их
особые свойства. Именно с целью поиска этого таинственного Dвещества В.А. и предложил своему аспиранту (Б.Е.Маркаряну)
тему, связанную с получением спектров необычно голубых звезд
на метровом Шмидте. Но, как мы уже упоминали, Маркарян обнаружил вместо необычных звезд – необычные галактики.
Обнаружение галактик Сейферта и Маркаряна оказалось еще
цветочками“, а впереди было обнаружение еще более загадоч”ных ягодок“, которые сначала посчитали сверхзвездами. Процесс ”выявления этих необычных объектов был достаточно драматичным и вряд ли стал бы возможен без тесного сотрудничества оптических и радиоастрономов. Дело в том, что к началу 60-х годов радиоастрономы обнаружили кроме протяженных
2.3. Первые намеки на вулканическую активность“ ...
”
35
Рис. 26. Мартин Райл
РИ еще и очень компактные, которые по началу стали называть
сверхзвездами“, считая, что они являются звездными объекта” с очень сильным радиоизлучением. В 3-м Кембриджском ками
талоге (3C), составленном в Англии группой под руководством
будущего лауреата Нобелевской премии сэра Мартина Райла
(1918 – 1999, рис. 26) содержались сведения о примерно 200 радиоисточниках, которые на частоте ν = 178 MHz имели потоки
> 9 Jy. Среди них были 5 РИ (3C 48, 3C 147, 3C 190, 3C 273,
3C 286), которые были отнесены к разряду сверхзвезд“ и кото”
рые стали называть квази-звездными источниками
(QSS – Quasi
Stellar Sources) – радиоквазарами. Для их отождествления разрешающей способности одиночных радиоантенн оказалось недостаточно и тогда наблюдатели Манчестерского университета и
Калтеха (США) стали их наблюдать с помощью радиоинтерферометра, дающего угловое разрешение на уровне 1 угловой
секунды. В то же время австралийские радиоастрономы получали угловые размеры некоторых компактных РИ методом покрытия Луной“, но этот метод годился, естественно, только ”для
РИ, которые Луны закрывала при своем перемещении по небу.
В число таких РИ попал и 3C 273. Имея теперь точные (до 1 )
данные о положении этих РИ, Т.Меттьюс (Калтех) и А.Сендидж
(рис. 27, Паломарская обсерватория) попытались отождествить
компактные РИ с какими-то необычными галактиками. Однако, ничего кроме звезд они на фотографии не обнаружили. Мо-
36
2. Занавес поднимается и на сцене
Рис. 27. Алан Сендидж
жет и правда компактные РИ являются сверхзвездами“? Для
уточнения А.Сендидж в 1960 г. сделал ”на 5-метровом Паломарском телескопе (вступившем в строй в 1948 г.) контрастные
фотографии, на которых заметил вокруг 3C 48 и 3C 196 слабые красноватые туманности. А Маартин Шмидт разглядел на
фотографии 3C 273 необычный тонкий выброс, тянущийся на
20 и начинающийся в 20 от центральной голубоватой звездочки (рис. 28). Кроме того, в радиодиапазоне 3C 273 выглядел
Рис. 28. Квазар 3C 273: слева изображение в оптике, справа – в рентгене.
двойным РИ с разносом компонент на те же 20 . Таким образом, можно было считать, что отождествление по крайней мере
РИ 3C 48 и 3C 273 состоялось. Оставалось получить оптические спектры этих звезд“ и линии должны были дать ответ об
”
2.3. Первые намеки на вулканическую активность“ ...
”
37
их природе. Однако, тут астрономов ждало разочарование: линии действительно были видны в их спектрах, но эти линии не
совпадали с известными линиями в спектрах звезд и близких
галактик.
И тут на финишную прямую“ вышли два американских иссле”
дователя-спектроскописта:
Дж.Гринстейн и Маартен Шмидт
(рис. 29) – оба с Паломарской обсерватории, у которых в руках
были спектры 3C 48 и 3C 273, соответственно. К финишу этого
марафонского забега, который длился 3 года, первым пришел
М.Шмидт. Ему повезло с объектом, у которого в спектре было несколько сильных линий излучения. Комбинируя эти линии
по длинам волн, Шмидт заметил, что эти комбинации похожи
на те, которые можно составить по линиям излучения водорода, но только они все оказались сдвинутыми на Δλ = λi − λ0i
в красный конец спектра (λi – наблюдаемая длина волны линии, λi0 – истинная линия излучения из бальмеровской серии
водорода). М.Шмидту ничего не оставалось, как предположить,
что такой сдвиг является просто космологичесим красным смещением z = Δλ/λi0 . Но это означало, что РИ 3C 273 является
внегалактическим и его красное смещение z = 0.16 эквивалентно расстоянию до него около 700 Мпк. Эта догадка М.Шмидта
явилась ключом к зашифрованным“ спектрам и других ква” Дж.Гринстейн сразу же оценил z =” 0.36
зизвезд“. В частности,
для объекта 3C 48. Из-за такого большого z в спектр 3C 48
не попали сильные линии серии водорода, а по другим линиям
Рис. 29. Первооткрыватель квазаров Маартен Шмидт со своим учителем –
голландским астрономом Яном Оортом (Прага, IAU 13, 1967).
38
2. Занавес поднимается и на сцене
(вернее, по их комбинации) Гринстейн не смог найти постоянный сдвиг. Но, после подсказки“ Шмидта он легко этот сдвиг
”
оценил. Многие астрономы
ожидали, что за открытие квазаров
М.Шмидт получит Нобелевскую премию. Однако, к сожалению,
этого пока не произошло. . . 21
Через 2 года после работы Шмидта в журнале The Astrophysical Journal“ появилась статья А.Сендиджа в ”которой он
заявлял об обнаружении гораздо более многочисленной популяции, чем радиоквазары – радиоспокойных квазаров (их иногда
называют квазагами – QSG). По оценкам Сендиджа поверхностная плотность QSG была в 100 раз выше, чем у радиоквазаров
QSS. Сендидж оценивал плотность QSG, анализируя популяцию голубых звезд на высоких широтах нашей Галактики. Но
тут произошла осечка, на которую Сендиджу указал R.Lynds.
Дело в том, что в короне нашей Галактики много голубых слабых звезд, бедных металлами (вспомните работу 1936 – 1940 гг.
Ф.Цвикки и Т.Хьюмасона), а А.Сендидж отнес их к квазагам
и тем самым завысил поверхностную плотность последних в
10 раз. В том же 1965 г., когда А.Сендидж открыл радиоспокойные квазары, И.С.Шкловский предположил, что они могут
являться усиленной версией ядер далеких галактик Сейферта
и, соответственно, в ядрах близких SyG мы наблюдаем mini
QSG“ 22 . Здесь стоит заметить, что еще в 1962 г. в статье в ”журнале УФН И.С.Шкловский предполагал, что могут существовать далекие очень яркие галактики, в который одновременно
могут взрываться много сверхновых. По интенсивности излучения такие взрывающиеся“ галактики вполне могли конкурировать с еще”не обнаруженными в то время квазарами.
Не мог пройти мимо обнаружения QSO и В.А.Амбарцумян,
который был увлечен своей идеей D-вещества. Он сразу предположил, что в лице квазаров как раз и появилось доказательство
существования D-тел, т.е. QSO – это голубые ядра“ без галактик, а сами галактики – это результат”активности этих D-тел. И
такая необычная точка зрения не была опровергнута наблюдениями вплоть до 1973 г., когда J.Kristian нашел вокруг близких
и относительно слабых квазаров слабые туманности, красные
21
Много лет назад один из авторов спросил у проф. Шмидта:
Сколько открытий за свою жизнь может сделать ученый?“ И Маар”
тен ответил: Zero or one!“ Интересно, что на тот же вопрос И.С.Ш.
”
ответил – три, а Я.Б.Зельдович – несколько.
22
Радио (QSS) и на радио (QSG) вместе называют квази”
звездными объектами“ (QSO).
2.3. Первые намеки на вулканическую активность“ ...
”
39
смещения которых совпадали с z квазаров. Стало ясно, что квазары – это очень яркие ядра в центрах своих (хозяйских) галактик, которые в среднем в сотни раз слабее, чем сами квазары.
(Поэтому с легкой руки“ Шмидта квазарами стали называть
объекты с ”абсолютной зв. величиной MB < −23m , т.к. самые яркие галактики имеют MB = −23m ). Именно поэтому у далеких
ярких квазаров хозяйские“ галактики трудно наблюдать, если
не загородить ее”ядро искусственной Луной“, т.е. использовать
”
прибор типа коронографа“,
который применяют для наблюде”
ний короны Солнца (рис. 30).
Рис. 30. Хозяйская галактика квазара 3C 273, полученная с помощью ко”
ронографа“ на HST.
Подводя промежуточные итоги нашего рассказа, хотелось бы
подчеркнуть, что примерно за 50 лет (с 20-х по 70-е годы прошлого века) астрономия решительно шагнула за пределы Галактики и расширила пределы наблюдаемой Вселенной до расстояний, которые соответствуют временам, отстоящим от эпохи
Большого Взрыва всего на 300 млн. лет (сравните с возрастом
Вселенной, который по оценкам равен 14 млрд. лет). Причем,
на открытии квазаров штурм неба“ не окончился. Действительно, радиоастрономы”в 1967 г. обнаружили пульсары – быстро вращающиеся нейтронные звезды с очень сильным магнитным полем. (Существование их теоретически предсказали еще
в 1934 г. Ф.Цвикки, в то время занимавшийся теорией внутреннего строения звезд, и астроном В.Бааде.)23 На сегодняш23
Советский физик-теоретик Л.Д.Ландау примерно в то же вре-
40
2. Занавес поднимается и на сцене
ний день число обнаруженных пульсаров – этих очень точных
космических часов“ приближается к 2000. В 1965 г. американ”
ские
радиоинженеры Пензиас и Вилсон обнаружили фоновое,
микроволновое излучение (И.С.Ш. назвал его реликтовым“) с
”
максимумом около 8 мм и T ≈ 2.73 К, тем самым
подтвердив
гипотезу Дж.Гамова о горячей Вселенной“. История обнару” феномена очень поучительна как с
жения этого космического
теоретической (спор с Я.Б.Зельдовичем, который был до этого сторонником холодной Вселенной), так и с наблюдательной
(Т.Шамаонов – аспирант С.Э.Хайкина (1901 – 1968) в Пулково,
как выяснилось лишь в 1975 г., обнаружил это излучение еще
раньше, но никто из его окружения ему этого не подсказал. Хотя
прозорливый С.Э.Хайкин настоял, чтобы в автореферате диссертации Шамаонов вставил пункт: Обнаружено радиоизлуче” со всех сторон небесной
ние неизвестной природы, принимаемое
сферы, по которому можно калибровать приборы“.) Важно еще
отметить, что за год до обнаружения реликтового излучения
И.Д.Новиков и А.Г.Дорошкевич опубликовали в Докладах АН
”
СССР“ статью (154, 809, 1964), в которой дали оценку
возможной температуры фонового излучения Вселенной, и пытались
договориться с радиоастрономами о наблюдательной программе для его обнаружения. К сожалению, их усилия не увенчались
успехом. (Подробнее об этой проблеме можно прочитать в книге
П.Д.Насельского, Д.И.Новикова и И.Д.Новикова: Реликтовое
”
излучение Вселенной“, М., Наука, 2003).
После введения в строй 8- и 10-м оптических телескопов и
больших (до D = 100 м) радиотелескопов, а также радиоинтерферометров с большими (до нескольких тысяч км) базами
и даже космических радиоинтерферометров (японский VSOP и
российский Радиоастрон с базой от Земли до Луны) наши знания о Космосе расширились практически от гравитационного
горизонта черных дыр до горизонта Мира.
Скорость накопления наблюдательных фактов стала явно обгонять возможности их осмысления. Дело дошло до того, что
некоторые ученые предлагают на несколько лет ввести мораторий на новые наблюдения, чтобы правильно просчитать стратегию планирования новых наблюдений. Более того, ряд научных
коллективов, которые участвуют в составлении новых каталомя объяснил природу звезд типа белых карликов за счет давления
вырожденных электронов. При этом он допускал и возможность существования объектов другого типа, за счет давления вырожденных
нейтронов, т.е. нейтронных звезд.
41
гов, содержащих миллионы объектов,24 выкладывают свои данные в открытый доступ в Internet, чтобы даже любители могли
заняться первичным анализом наблюдательного материала. И
иногда это дает положительный результат – любители обнаруживают что-то новое.25
Из-за обилия наблюдательного материала многие ученые, сталкиваясь со все возрастающими трудностями их перелопачива” поисков, прения“, вынуждены прибегать к сужению диапазона
вращаясь во все более узких специалистов. И нам в дальнейшем
придется пойти по этому пути и обращать основное свое внимание на факты, связанные непосредственно с проблемами активности в ядрах галактик, тем более, что истории обнаружения
этого феномена мы уже кратко касались.
3
Галактические ядра и вулканы“
”
в них
3.1
Признаки активности в ядрах
Для начала попробуем перечислить признаки, которые могут
свидетельствовать об активности ядер галактик, не стараясь
расставить их по какому-то показателю значимости.
• Наличие каких-то особенностей (пекулярностей) на изображениях центральных (< 1 кпк) областей галактик: колец, выбросов, компактных радиоисточников и т.п., включая особенности в цвете;
• Нетепловой спектр излучения типа Fν ∼ ν α ) в широком
диапазоне длин волн (от радио до гамма) и заметная степень поляризации;
24
Например, в каталоге SDSS (Sloan Digital Sky Survey),
http://www.sdss.org.
25
Так, например, датская школьница обнаружила в каталоге SDSS
объект с необычно сильным излучением в зеленой части спектра. Такие объекты получили название зеленых горошков“. А первый такой
”
объект был назван по имени первооткрывателя – объектом Hunny (подробнее см. об этом дальше).
42
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
• Переменность интенсивности излучения в интервале от
часов (и даже минут) до нескольких лет;
• Присутствие в оптическом диапазоне линий излучения с
ширинами, которые соответствуют скоростям газа > 300
км/с (это выше, чем ожидаемый разброс скоростей звезд
вблизи ядра);
• Наличие компактных радиоисточников с яркостной температурой TB > 108 К и релятивистских радиовыбросов,
отдельные парсековые компоненты которых могут показывать видимые скорости движения больше скорости света (эффект superluminal“).
”
Наблюдаемые типы галактик с активными ядрами (ГАЯ) трудно поддаются классификации, хотя такие попытки и предпринимались. В работах [P.Marziani et. al., ApJ, 558, 553, 2001;
T.Boroson, ApJ, 565, 78, 2002] была построена для АГЯ разных
типов зависимость Δv1/2 (Hβ ) − (WF e II λ4570 )/(WHβ ), или PC1PC2 в терминах главных компонент“ ( principal component“),
”
”
Рис. 31. Аналог диаграммы Герцшпрунга–Рессела для галактик с активными ядрами (ApJ, 565, 78, 2002).
3.1. Признаки активности в ядрах
43
которая годится, в основном, для радиотихих АГЯ и представляет собой некоторый аналог диаграммы Герцшпрунга-Рессела
для звезд (рис. 31). Построение такой диаграммы возможно, так
как квазитепловое излучение толстых аккреционных околоядерных дисков в координатах PC1-PC2 (PC – principal component)
аналогично зависимости светимость-цвет и служит некоторым
аналогом излучения звезд на главной последовательности. Сходство между звездами и АГЯ связано с тем, что аккреционные
оптически толстые околоядерные диски, излучающие квазитепловым образом в диапазоне от УФ до ИК, в некотором смысле
похожи на звезды, хотя природа энерговыделения у них совершенно разная. АГЯ с сильным нетепловым радиоизлучением на
эту диаграмму ложатся плохо.
Некоторые представления о типах галактик с активными ядрами и/или активным звездообразованием можно составить и
по их положению на плоскости, составленной из соотношений
или разностей интенсивностей в разных линиях (см. цв. рис. 32).
По этим гистограммам можно составить предварительное представление о типах АГЯ. И хотя из-за разнообразия критериев
отбора выделяются и разные типы АГЯ, однако, в первом приближении можно говорить только о трех типах: галактики с сейфертовскими ядрами, радиогалактики и квазары (галактики со
вспышками звездообразования в околоядерной области мы здесь
Рис. 34. Функция светимости сейфертовских галактик, [0501.042]).
44
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
рассматривать не будем).
При желании каждый из этих типов можно еще разделить
на подклассы по тем или другим признакам. Естественно, что
обнаружение этих классов АГЯ происходило по времени в соответствии с их наблюдаемой яркостью, что напрямую связано с функциями светимости (ФС) этих объектов. Так как ФС
характеризует число объектов в данном интервале светимости
в единице сопутствующего объема, то ясно, что чем это число
меньше, тем меньше вероятность найти яркий объект вблизи нас
(см. цв. рис. 33 и рис. 34). Поэтому мы начнем наш рассказ о
галактиках с активными ядрами с обнаруженных первыми галактик Сейферта.
3.2
Галактики Сейферта
Со дня обнаружения этих галактик К.Сейфертом в 1943 г. прошло 70 лет и за это время их число перевалило за 2000, хотя
подробно исследовано из них менее 100. Все они относятся к
дисковым галактикам ранних морфологических типов (Sa, Sab)
и в 70% из них видны массивные бары (см. цв. рис. 35), которые способствуют отводу момента вращения газа к периферии
и оседания его к центру. СГ составляют около 3% от всех известных спиральных галактик и около 10% от галактик Маркаряна. Еще больше (∼ 20%) их встречается среди дисковых галактик с повышенной поверхностной яркостью в центральных
областях (это так называемые галактики Аракеляна26 (рис. 36).
В 1970 г. сотрудник Бюраканской обсерватории Э.Е.Хачикян с
D.W.Weedman (см. в обзоре QJRAS, 17, 227, 1976) предложили
деление всех СГ на 2 типа:
СГ1, в спектрах которых наблюдаются широкие (> 10000
км/с) разрешенные линии излучения и узкие
(< 3000 км/с) – запрещенные;
СГ2, в спектрах которых ширины разрешенных линий излучения не сильно отличаются от ширин
запрещенных линий (рис. 37)
(Надо не забывать, что когда говорят о ширинах линий, то речь
идет об их крыльях, так как ядра этих линий по ширинам не
сильно отличаются от ширин запрещенных линий.)
26
Марат Аракелян – астроном Бюраканской обсерватории и большой друг астрономов ГАИШ.
3.2. Галактики Сейферта
45
Рис. 36. Марат Арсенович Аракелян (1929 – 1983).
В 1965 г. крымские астрономы Э.А.Дибай27 и В.Н.Проник
(Астрофизика, 1, 78, 1965) построили фотоионизационную 2-х
зонную модель области свечения эмиссионных линий: BLR (область широких линий) и NLR (область узких линий) и оценили
основные параметры этих областей. Не вдаваясь в детали, эти
свойства выглядят следующим образом:
RBL = 0.1 − 1 пк,
ne = 108 − 1011 см−3 ,
Mgas = 102 − 103 M .
В областях формирования узких запрещенных линий свойства
другие:
RN L ≈ 100 пк,
ne = 103 − 106 см−3 ,
Mgas = 106 − 107 M .
Позднее, правда, выяснилось, что деление всех СГ на I и II типы относится только к 1/3 всех объектов, а остальные СГ имеют
27
Э.А.Дибай был первым директором Южной базы ГАИШа, в распоряжении которой находилось несколько телескопов, в том числе
125-см рефрактор (ЗТЕ). Сейчас Южная база носит его имя. Хотя
и директор ГАИШа, проф. Д.Я.Мартынов внес свой заметный вклад
в создание этой Базы.
46
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
Рис. 37. Вид спектров СГ1 и СГ2.
3.2. Галактики Сейферта
47
промежуточные спектральные свойства. D.E.Osterbroke в 1978 г.
ввел еще несколько промежуточных типов: СГ 1.5, 1.8, 1.9 и
еще даже добавил тип СГ III, который характеризуется слабыми широкими линиями, но сильными линиями от элементов с
низкой степенью ионизации (их сейчас чаще называют сокращенно LINER – low ionization narrow emission region). А иногда
их относят к классу карликовых СГ, которые по интенсивности в
десятки раз слабее нормальных СГ (например, A.V.Filippenko,
W.L.W.Sergent, ApJ, Suppl., 57, 503, 1963). Здесь следует сделать замечание, которое касается особенностей спектров излучения объектов типа LINER. Дело в том, что почти 30 лет назад
R.Terlevich, J.Melnick (MNRAS, 213, 841, 1985) отмечали, что в
ряде случаев для появления спектров типа LINER не обязательно присутствие ионизирующего излучения от активного ядра, а
достаточно излучения от околоядерных звезд. В недавней работе R.Singh et al. [1308.4271] такая точка зрения была подтверждена. Авторами было показано, что зависимость профиля поверхностной яркости лини Hα не согласуется с предположением
об ионизирующем излучении от центрального источника.
Ясности в вопросе о возможных эволюционных связях между
СГ разных типов пока нет. И хотя многие астрономы придерживаются так называемой унифицированной схемы“ (УС), в рам”
ках которой отличие наблюдаемых
свойств СГ связано с разным
углом наклона к лучу зрения аккреционного диска, существующего, по-видимому, вокруг центральной машины“. Правда, в
”
последние годы появляются сомнения
в единственности причины различия свойств только из-за разной ориентации. (Дальше
мы будем говорить об этом подробнее.)
Возвращаясь к анализу свойств центральных областей СГ,
следует отметить, что до сих пор не совсем ясна геометрия области формирования широких линий. Разные авторы предлагали
разные модели: от сферической до дисковой и даже цилиндрической (Д.Е.Остерброк). Есть некоторые основания даже считать,
что таких областей – несколько. Например, А.Лобанов наблюдающий в настоящее время на самом большом полноповоротном
100-м РТ (Эффельберг, ФРГ) считает, что вторая область, дающая высокоскоростные крылья разрешенных линий, связана с
плотной газовой оболочкой радиовыброса из ядра.
В исследования центральных областей СГ в оптическом диапазоне большой вклад на раннем этапе (в 70-е годы) внесли советские астрономы, работающие в Крыму на телескопах 3ТШ
D = 2.6 м (имени Шайна) и 3ТЭ D = 1.25 м (имени Энгельгарта) – это Э.А.Дибай (рис. 38), В.И.Проник, К.К.Чуваев и
48
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
Рис. 38. Эрик Апушевич Дибай (1931 – 1983).
В.М.Лютый (рис. 39). Дибай и Проник предложили эмпирическую модель активных ядер“ на основе анализа их ”спектров и
предположении фотоионизации облаков газа непрерывным нетепловым континуумом от активного ядра. В цикле работ 78 –
Рис. 39. Виктор Михайлович Лютый (1941 – 2010) и директор ГАИШ Дмитрий Яковлевич Мартынов (1906 – 1989) возле телескопа Цейсс-70 на Южной
Базе ГАИШ.
3.2. Галактики Сейферта
49
84 гг.28 они дали формулы, которые позволяли оценивать массы
компактных массивных объектов (КМО), которые расположены
в центрах СГ (скорее всего, эти КМО являются массивными черными дырами (МЧД)). Действительно, размер зоны ионизации
для водорода:
3 L(nβ ) 1
·
· ,
RH II = 3
4π E(nβ ) где L(nβ ) – светимость в линии Hβ , E(Hβ ) = 1.2·10−7 эрг/(см3 ·c)
– объемная светимость в линии Hβ , ne = 109 см−3 – плотность
электронов в области, = 10−3 – скважность. Для запрещенной
линии [O III] 3727 Å:
3 L([O III]) 1
·
· ,
R[O III] = 3
4π E([O III]) где ne = 4 · 105 , = 10−3 , Te = 11500 К и
−12
E([O III]) = 2.5 · 10
n2e
3 · 104
√
·
· exp −
.
Te
6.56 · 103 Te + ne
(Правда, все это в упрощающих предположениях о сферичности
и постоянству по объему ne и .). И из этих же простых допущений оказалось возможным получить оценки для MM KO :
MM KO
2
3
= 1.4 · 10−13 vef
L(Hβ );
L(Hβ ) =
для СГ1 с BLR:
f
M
35 + 2 log vef f
MM KO
2 ,
для СГ2 с NLR:
= 1.4 · 10−16 R([O III])vef
f
M
где vef f измеряется в км/с, L(Hβ ) – в эрг/с, а R([O III]) – в см.
При характерных для СГ1 и СГ2 параметрах средние величины
для MM KO /M равны 108 и 107 , соответственно.
Способ, которым Дибай оценивал массы МКО в ядрах СГ,
предполагал, что скорости облаков газа являются вириализованными:
GMM KO
1
2
,
Δv =
R
sin2 i
28
АЖ, 55, 456, 1978: ПАЖ, 7, 45, 1981: АЖ, 57, 677, 1980: АЖ, 61,
417, 1984.
50
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
где G – гравитационная постоянная, R – расстояние до облаков
и i – угол наклона плоскости вращения облаков к лучу зрения.
Так как Дибай рассматривал случай сферической симметрии,
то ориентация ему была не нужна. А расстояние R он получал
из условия ионизационного равновесия, зная величину ионизирующего потока и потоки в линиях.
Однако, как выяснили А.М.Черепащук и В.М.Лютый в 1972 г.
(АЦ, 688), расстояние можно оценивать и из других соображений. В своей работе 1973 г. они для 3-х СГ нашли временную задержку Δt = 15d ÷ 30d между изменением ионизирующего континуума и реакции на это потока от широких линий. Это означало, что область формирования широких линий
Hα (3727 Å) находится от источника излучения на расстоянии
R = c · Δt, где Δt – в световых днях. Таким образом, измеряя задержки для разных линий излучения от разных ионов
можно проводить как бы томографию“ области формирова” было показано, что при изменения широких линий. Позже
ниях рентгеновских потоков линии изменяются еще быстрее:
Δt = 1012 /nH с, т.е. через часы.
Чтобы эффективно применять этот метод, который получил
название reveberation“ (или эхокартирование“) требуется не”
прерывное” долговременное наблюдение,
что можно проводить
лишь на международном уровне. Московский астроном из ГАИШа Н.Г.Бочкарев уговорил“ американского астрофизика Пе”
терсона возглавить комплексную
программу (NGCWOTCH) наблюдений на 50 телескопах в разных странах 35 отобранных
АГЯ. Эта программа ведется с 1982 г. С ее помощью было получено несколько интересных результатов: размеры области широких линий оказались в 2 раза меньше, а плотность – в 3 раза
выше. Подтвердилось и то, что с ростом потенциала ионизации
атомов область нахождения соответствующих ионов делается
меньше. В некоторых СГ наблюдались две области излучения
широких линий, связанных с околоядерным диском и оболочкой
радиовыброса. Но, в общем, если результаты эхокартирования“
сравнивать с тем, что получил Дибай для 17” СГ по линии Hβ ,
то результаты оказались схожими:
log MM KO cart. = (1.14 ± 0.18) · log MM KO Dibay − 0.85.
И вообще, надежды с помощью эхокартирования“ получить
” областей не оправдались.
однозначную структуру излучающих
Даже в одном объекте в разное время картина может сильно меняться. Например, В.М.Лютым, В.Л.Окнянским и К.К.Чуваевым по наблюдениям, проводимым в Крымской обсерватории,
3.2. Галактики Сейферта
51
было показано, что яркая СГ1 NGC 4151, находясь в самом глубоком фотометрическом минимуме, начиная с 1967 г. изменила
свой спектральный тип на СГ II. После выхода NGC 4151 из
минимума, ее спектральный тип снова изменился. Кроме того,
надо еще учесть, что сам тип СГ II на является однородным,
т.к. некоторая доля СГ II (примерно 20%) на самом деле является СГ-I типа, у которых область формирования широких
линий закрыта от наблюдателя оптически непрозрачным газопылевым тором. Но, в поляризованном свете, который рассеивается в этом торе, в спектрах таких СГ II появляются широкие
линии. Значит, в этом случае мы имеем дело с влиянием ориентации аккреционного диска + тора по отношению к лучу зрения.
Так что, истинных“ СГ II, на самом деле, меньше, чем наблюдается и ”это надо учитывать при оценках их пространственной
плотности. При делении СГ по типам следует еще учитывать,
что наблюдаемые ширины линий зависят и от степени их замытия континуумом – это так называемый эффект Болдуина. Действительно, при некотором значении величины ионизирующего
потока (≈ 1046 эрг/с) от ядра, весь газ, находящийся в области
формирования широких линий, может быть уже заионизован и
при дальнейшем усилении потока эквивалентные ширины линий
начнут уменьшаться, т.е. линии будут замыты.
Мы уже упоминали о том, что излучение ядер СГ может обладать сильной переменностью с характерными временами от
недель до десятков лет. Причем, как утверждал В.М.Лютый,
который вел систематическое фотометрирование ряда ядер сейфертовских галактик с диафрагмой около 10 , чем более продолжительными были ряды наблюдений, тем все более длинными становились и характерные времена переменности. Так
что складывается впечатление, что в кривых блеска СГ на разных временных интервалах дают вклад и разные механизмы,
ответственные за изменение блеска. Причем, амплитуды переменности, как правило, были обратно пропорциональны ее длительности: более короткие всплески, в среднем имели амплитуду
∼ 1m , а более длительные флуктуации ∼ 0.m 5. Кроме того, выяснилось, что амплитуды переменности возрастали по мере уменьшения длины волны наблюдений, т.е. по мере приближения области наблюдений к источнику континуума. В работе Э.А.Дибая
и В.М.Лютого (АЖ, 61, 10, 1984) была найдена некоторая зависимость между характерными временами коротких вспышек и
массами МКО: log Δt ∼ 3 + 0.43 · log MM KO . Интересно, что еще
один известный сотрудник КрАО, занимающийся вспыхивающими звездами, – Р.Е.Гершберг утверждал, что для вспышеч-
52
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
ной активности у разных объектов (от Солнца и звезд до АГЯ)
наблюдается некоторая закономерность: интенсивность каждого
последующего всплеска пропорциональна квадрату временного
интервала от предыдущего. Из этой эмпирической зависимости
делался вывод, что за природу всплесков ответственны магнитные поля, так как их усиление ∼ Δt2 .
Энергетика вспышек в разных СГ может колебаться в десятки
раз и зависит от продолжительности всплесков. В среднем для
коротких (месяцы) вспышек она составляет 1050−52 эрг, а для
длинных (годы) ∼ 1053−55 эрг. Четких долгоживущих периодов
в переменности излучения от СГ пока не наблюдается, что свидетельствует против двойственности их ядер. Хотя, в принципе,
такая возможность не исключена, как не исключего и присутствие более длительного прецессионного периода (об этом мы
будем говорить в разделе, посвященном квазарам).
Начиная с 1968 г., В.М.Лютый, наблюдая переменность ядер
СГ на своем очень чувствительном фотометре в точностью до
0.m 01, пришел к выводу, что в некоторых из них (NGC 4151,
NGC 7469, NGC 3516 и даже квазаре 3C 273) существует период, равный ∼ 160 минут. (Удивительно, что такой же период
наблюдали А.Б.Северный и В.А.Котов (КрАО) в изменении скоростей линий излучепния в центральной области Солнца). Этот
таинственный“ период до сих пор остается загадкой для астро”физиков, т.к. он выявляется по данным и внеатмосферных наблюдений СГ, но его нет в излучении звезд. Иногда этот период
пропадает, но затем появляется в той же фазе. И самое удивительное, что он и в квазаре 3C 273 равен все тем же 160 минутам,
хотя из-за красного смещения z = 0.16 он должен был измениться. Выводы В.М.Лютого о существовании 160-минутного периода проверяли и другие наблюдатели, но однозначного ответа
так и не было получено. Настораживает близость P = 160m к
величине 1/9 от суток. Здесь стоит заметить, что принципиальным критиком достоверности существования P = 160 минут в
излучении ядет СГ и квазаров является бывший директор Южной базы ГАИШ, известный теоретик и расчетчик оптических
систем В.Ю.Теребиж.
Интересные данные о СГ дают радионаблюдения. Выяснилось, что примерно в половине их ядер существуют компактные РИ и они особенно часты в СГ I. Наблюдаются в СГ и
протяженные компоненты, вытянутые на несколько кпк по обе
стороны от ядра. Причем, они расположены в основном в плоскости диска СГ и из-за этого быстро тормозятся в плотном газе. Это очень сильно отличает РИ, связанные с дисковыми га-
3.2. Галактики Сейферта
53
лактиками, от радиогалактик, которые связаны с массивными
сфероидальными звездными системами – Е-галактиками. Хотя,
известно несколько примеров и SG, у которых радиоструктуры выходят за пределы галактик в перпендикулярном к диску
направлении.
Мы уже упоминали раньше, что СГ избегают центральных
областей скоплений галактик. Хотя иногда центральную галактику в Персее – NGC 1275 (см. цв. рис. 40) относят к СГ на основе вида ее спектра не очень четкой морфологии (см. подробнее в книге И.И.Проник Галактика NGC 1275“, М., Физфак
МГУ, 2013). Заметим, что ”о возможности отнесения этой галактики к типу S-галактики I в 1983 г. говорили М.А.Аракелян и
В.Ю.Теребиж. Но по своим радиосвойствам она, конечно, относится, скорее, к радиогалактикам. Вопрос о преимущественном
вхождении СГ в пары галактик исследовался многими авторами, но четкого ответа на него пока не получено (см., например,
[1310.5148]). Дело в том, что эта проблема является частью вопроса о связи феномена активности ядер с процессами взаимодействия между близкими соседями. Такая связь действительно
наблюдается в некоторых случаях. Известны даже редкие случаи, когда обе дисковые галактики, входящие в состав тесных
пар, имеют ядра типа сейфертовских.
Галактики Сейферта излучают нетепловой спектр в широком диапазоне длин волн от радио до рентгена и даже гамма
(рис. 41). А так как их пространственная плотность выше других объектов с активными ядрами, то они могут давать замет-
Рис. 41. Распределение энергии по спектру в некоторых активных ядрах.
54
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
Рис. 42. Функция светимости сейфертовских галактик и квазаров в оптической полосе B, полученная разными авторами, в том числе А.А.Ермашом
(АЖ, 90, 355. 2013; [1302.2955]).
ный, а, возможно, и решающий вклад в межгалактическое фоновое излучение и обеспечить необходимую плотность жестких
квантов для вторичной ионизации межгалактического водорода
на красных смещениях z ≤ 5. Хотя реальной пространственной
плотности СГ на таких больших z мы не знаем и можем только предполагать, исходя из их функции светимости на малых z
(рис. 42).
3.3
Линия Fe Kα в спектрах сейфертовских
галактик
Наблюдения сейфертовских галактик, которые регулярно проводятся в рентгене с середины 90-х годов, (A.C.Fabian et al.,
MNRAS, 277, L11, 1995; Y.Tanaka et al., Nature, 375, 659, 1995;
K.Nandra, ApJ, 476, 70, 1997) обнаруживают в их спектрах наличие широкой эмиссионной линии железа Kα (6.4 кэВ), а также ряд других более слабых линий. Наблюдаемые линии железа перечислены в табл. 3, а линии других химических элементов – в табл. 4. Необычно здесь то, что измеренная ширина линии соответствует скоростям движения вещества десятки тысяч километров в секунду, достигая максимального значения v ≈ 80000 − 100000 км/с для галактики MCG–6–30–15
(Y.Tanaka et al., Nature, 375, 659, 1995) и v ≈ 48000 км/с для
3.3. Линия Fe Kα в спектрах сейфертовских галактик
Линия
Энергия, кэВ
Fe I - Fe XVI
Fe XVII - Fe XXIII
Fe XXV
Fe XXVI
6.4
6.5
6.68
6.96
55
Таблица 3. Рентгеновские спектральные линии железа.
Линия
Энергия, кэВ
Линия
Энергия, кэВ
O VIII
Ne IX
Fe L
Mg XII
Si XIV
S XV
Ar XVII
0.653
0.915
1.03–1.25
1.47
2.0
2.45
3.10
Fe L
Ne X
Mg XI
Si XIII
S XIV
S XVI
Ar XVIII
0.7–0.8
1.02
1.34
1.85
2.35
2.62
3.30
Таблица 4. Рентгеновские спектральные линии различных химических элементов.
MCG–5–23–16 (K.A.Weawer, J.H.Krolik, E.A.Pier, ApJ, 698, 213,
1998, [9712.035]), а скорость v ≈ 25000 км/с считается обычной и встречается уже у целого ряда галактик. Во многих случаях линия имеет характерный двугорбый профиль (T.Yaqoob
et al., ApJ, 490, L25, 1997) с высоким синим“ максимумом,
низким красным“ и длинным красным ”крылом, которое, постепенно”спадая, достигает уровня фона. Типичные результаты
наблюдений приведены на рис. 43, где показаны спектры трех
сейфертовских галактик после вычитания континуума. На них
линия Fe Kα видна очень отчетливо и просматриваются другие линии. К настоящему времени подобные спектры получены
уже более чем для 100 сейфертовских галактик. Кроме того,
наблюдения показывают и переменность этой линии (Sulentic,
Marziani, Calvani, ApJ, 497, L65, 1998).
На рис. 44 более подробно показан спектр галактики MCG 523-16 вместе с процедурой вычитания континуума, что необходимо для выделения линии Fe Kα . На рис. 45 аналогичная процедура показана для галактики MCG 6-30-15. Там же показана
и форма линии, полученная численным моделированием.
Такая большая ширина линии вместе с ее необычной формой
требует объяснения этого факта и его теоретической интерпре-
56
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
Рис. 43. Наблюдения линии Fe Kα в спектрах сейфертовских галактик.
Рис. 44. Спектр сейфертовской галактики MCG-5-23-16.
3.3. Линия Fe Kα в спектрах сейфертовских галактик
57
Рис. 45. Спектр сейфертовской галактики MCG-6-30-15.
тации. Сначала в научных кругах высказывалась мысль, что два
максимума в линии создаются компонентами джета, проекции
скоростей которых на луч зрения имеют разный знак. Однако,
оказалось, что форму линии так объяснить не удается. Кроме
того, синий максимум часто оказывался вблизи лабораторного
значения частоты, а красный всегда сдвинут в сторону меньших энергий, чему тоже сложно найти естественное объяснение
в модели джета. Попытка объяснить форму линии многократным комптоновским рассеянием энергичных квантов также не
приводит к успеху. . .
Наиболее правдоподобным (и романтичным!) представляется
объяснение, согласно которому линия Fe Kα возникает в самых внутренних областях аккреционного диска (r ∼ 1 ÷ 4 rg ),
вращающегося вокруг сверхмассивной черной дыры, где в полной мере проявляются эффекты общей теории относительности
(ОТО). А астрофизики впервые имеют возможность непосредственно наблюдать излучение из области искривленного пространства. Численное моделирование показывает, что такая модель вполне удовлетворительно объясняет форму линии (G.Bao
et al., ApJ, 435, 55, 1994; V.I.Pariev, B.C.Bromley, ApJ, 508,
590, 1998; A.F.Zakharov, S.V.Repin, Astr. Reports, 43, 705, 1999;
А.Ф.Захаров, С.В.Репин, АЖ, 79, 400, 2002, S.V.Repin, V.N.Lukash, V.N.Strokov, Astr. Reports, 52, 1, 2008.). Типичная форма
монохроматической линии, излучаемой горячим пятном“ (т.е.
”
областью малого линейного размера), которое
движется по круговой геодезической в предельной метрике Керра на расстоянии 4rg и рассматривается удаленным наблюдателем под углом
θ = 30◦ , показана на рис. 46. За единицу энергии принята энер-
58
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
Рис. 46. Типичная форма линии Fe Kα в спектрах сейфертовских галактик.
гия квантов в лабораторной системе отсчета. Синий максимум
образуется тогда, когда горячее пятно движется на наблюдателя, а красный – когда в противоположную сторону. Середина
линии соответствует движению поперек луча зрения. Общий же
сдвиг всей линии в сторону меньших энергий происходит из-за
эффекта гравитационного красного смещения, который, согласно ОТО, возникает в сильных полях тяготения. Очевидно, что
такой же спектр даст и узкое кольцо в аккреционном диске, которое излучает и наблюдается при тех же условиях. Интересно
еще отметить, что при моделировании в рамках ОТО максимумы получаются разной высоты, а вот если учесть только специальную теорию относительности (т.е. рассматривать плоское
пространство), то максимумы получаются одинаковыми и симметричными по форме.
При другом наборе параметров линия может иметь от одного
до четырех максимумов (рис. 47). В последнем случае мы имеем
дело с эффектом ОТО, у которого нет классического аналога.
Именно: если наблюдатель расположен вблизи плоскости диска, то он может видеть как лучи пришедшие от горячего пятна
напрямую, так и лучи, совершившие один полный оборот вокруг черной дыры. Это и приводит к появлению двух синих и
двух красных максимумов (A.F.Zakharov, S.V.Repin, A&A, 406,
7, 2003). Весь набор линий, которые могут наблюдаться от горячего пятна, в зависимости от значения его радиальной координаты и положения удаленного наблюдателя, можно найти в
Интернете по ссылке:
3.3. Линия Fe Kα в спектрах сейфертовских галактик
1
Intensity
0.8
0.6
0.6
0.4
0.4
0.2
0.2
0
1
0.8
Intensity
1

 = 71
r = 1.05 rg
0.8
0.2
0.4

0.6
0.8 1 1.2
0.8
g
0.6
0.6
0.4
0.4
0.2
0.2
0
0.4
0.6
0.8
Energy
1
1.2 1.4

 = 38
r = 2.8 rg
0
0.4
1

 = 88 48
r = 3.1 r
0
0.4
59
0.6
0.8
1
1.2
 
 = 89 6
r=9r
g
0.6
0.8
Energy
1
1.2
1.4
Рис. 47. Различные формы линии Fe Kα в спектрах сейфертовских галактик в зависимости от параметров излучающей области и положения
удаленного наблюдателя.
http://www.asc.rssi.ru/Projects/Review/Fe_Ka_all.ps
Форму линии Fe Kα , излучаемую всем аккреционным диском можно получить интегрированием линии горячего пятна
по радиальной координате, т.е. сложением линий, которые дают узкие колечки при всевозможных значениях радиальной координаты r1 < r < r2 . Конечно, такое интегрирование зависит от модели аккреционного диска и механизма излучения.
При самых простых предположениях о структуре диска (тонкий, непрозрачный, вся поверхность излучает равномерно и изотропно) типичная форма линии, излучаемая таким диском приведена на рис. 48.
Интересно еще отметить, что линия на рис. 47 при r = 1.05rg
на самом деле имеет очень большую ширину, однако при реальных наблюдениях легко может быть интерпретирована как
узкая, поскольку ее длинное красное крыло практически невозможно отличить от континуума при существующей чувствительности аппаратуры. Этот факт требует особой осторожности и
тщательности при обработке данных и интерпретации узких линий излучения.
60
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
Рис. 48. Форма линии Fe Kα аккреционного диска в спектрах сейфертовских галактик.
Форму линии Fe Kα можно использовать для оценки величины магнитного поля в аккреционном диске. Дело в том, что в
магнитном поле должен наблюдаться эффект Зеемана, т.е. расщепление спектральных линий. На рис. 49 показано какой будет форма линии при различных значениях магнитного поля
(A.F.Zakharov et al., MNRAS, 342, 1325, 2003; [0212.008]). Отсюда можно получить верхнюю оценку магнитных полей в аккреционных дисках, которые не должны превышать 1010 Гс.
3.4. О галактиках Сейферта NL Sy I и нашей Галактике
61
Рис. 49. Форма линии Fe Kα с учетом эффекта Зеемана.
3.4
О галактиках Сейферта NL Sy I и
нашей Галактике
Заканчивая рассказ о СГ, нам кажется небесполезным коротко
упомянуть об их особой разновидности – галактиках Сейферта
типа СГ I с узкими разрешенными линиями, которые отождествляются с поздними SG с псевдобалджами (УЛСГ1; NL Sy I).
Этот тип СГ был выделен в работе D.E.Osterbrock, R.W.Rogge
(1975 г.). В настоящее время принято относить к этому типу СГ
объекты с ширинами разрешенных линий < 2000 км/с, слабыми
линиями [O III] 5007 Å и сильными линиями Fe II. Оказалось,
что типа УЛСГ1 галактики составляют ∼ 15% в выборке АГЯ
62
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
по жесткому рентгену и до 30 − 50% от всех СГ1 по мягкому
XR. Эти объекты имеют в XR крутые спектры и светимость
∼ 1042−44 эрг/с, а также сильную переменность. По некоторым
признакам УЛСГ1 напоминают объекты типа LINER и их локальное окружение также похожее. Тот факт, что УЛСГ1 имеют
псевдобалджи, т.е. у них индекс Серсика29 nb < 2 и отношение
B/T ∼ 0.17 (у обычных СГ1 nb > 2 и B/T ∼ 0.4). Такие параметры псевдобалджа приводят к тому, что УЛСГ1 имеют маломассивные ядра MM CO < 107 M , т.е. на порядок ниже, чем у нормальных СГ1. Однако, несмотря на это, ядра почти 10% УЛСГ1
обладают нетепловым излучением, которое имеет вид (SED), похожий на разновидность квазаров – лацертиды (об этом будет
разговор дальше), т.е. они обладают заметным радиоизлучением и излучением в жестком рентгене. Такое сходство проявления активности в этих УЛСГ1 с малыми массами центральных
объектов с активностью объектов с гораздо бо́льшими MM CO
надо как-то объяснять. Стандартным подходом к этому является предположение, что для УЛСГ1 темп аккреции на центр
гораздо выше, чем для обычных СГ1. Тут надо пояснить, что
темп аккреции сравнивают с таким, который обеспечивает от
MM KO так называемую эддингтоновскую светимость.
Эддингтоновской светимостью называется такая светимость,
которая в случае сферически симметричного падения ионизированного газа на компактный объект, будет прекращать аккрецию за счет давления квантов на электроны:
LEdd = 4π ·
Gmp c
M
= 1.2 · 1038
,
σT
M
где G – гравитационная постоянная, mp – масса протона, c –
скорость света, σT – сечение томсоновского рассеяния, а численный результат получается в эрг/с. Таким образом, при аккреции не может выделиться энергии больше LEdd , если только
не реализуется случай падения ионизированного вещества в одних направлениях, а излучение – в другом. В последнем случае
может наблюдаться сверхэддингтоновская“ светимость (такие
примеры известны в ”некоторых активных двойных звездных системах, например, SS-433).
Так как УЛСГ1 примерно в 10% случаев обладают радио и более жестким излучением, напоминающим по своим свойствам (в
29
Индекс Серсика n характеризует наклон в распределении поверхностной яркости дисковой галактики вдоль радиуса: μ(r) = μ0 +
bn (r/re )1/n , где bn ≈ 0.87n − 0.14.
3.4. О галактиках Сейферта NL Sy I и нашей Галактике
63
частности, виду их SED) излучение от объектов BL Lacertae, но
при этом обладают маломассивными ядрами, то для объяснения
их светимости приходится говорить о темпе аккреции сверхэд”
дингтоновском“. Однако, для преодоления этого противоречия
возможен и другой путь. Можно предположить, что УЛСГ1, обладающие быстровращающимися псевдобалджами, могут иметь
и быстро вращающиеся маломассивные ядра. Если компактный массивный объект является ЧД, а его момент вращения
J = aJmax , где Jmax = GM 2 /c, a ≤ 1 безразмерный параметр
спина ЧД
J
Jc
a=
=
.
Jmax
GM 2
Для вращающейся ( керровской“) ЧД угловая скорость враще”
ния
c
,
ΩH = a ·
2rH
где радиус горизонта событий
rg rH =
1 + 1 − a2
2
и гравитационный радиус ЧД
rg =
2GM
.
c2
Энергия вращения такой ЧД
Erot
1
1 2
M
Ωrg
2
2
62
= JH ΩH = a M c = 10 ·
·
≤ 0.29M c2 ,
2
8
109 M
c
где численное значение приведено в эргах. Отсюда ясно, что при
M ≈ 107 M энергии вращения вполне достаточно, чтобы обеспечивать энерговыделение на уровне даже 1044 эрг/с в течение
3 · 109 лет! Приводным ремнем“ от гигантского гироскопа“ к
”
”
реальному энерговыделению
в виде излучения может
служить
магнитное поле.
Конечно, с введением в рассмотрение магнитных полей картина становится более сложной. В ряде аналитических работ было показано, что закрученное вращающимся гравитационным
полем керровской“ ЧД замагниченная плазма сама становится
”
источником
излучения. Это так называемый эффект Блендфорда–Знаека (R.D.Blandford, R.L.Znajek, MNRAS, 179, 433, 1977).
64
3. Галактические ядра и вулканы“ в них
”
По порядку величины энерговыделение при таком механизме
излучения можно получить по аналогии с электромагнитным
излучением вращающегося магнитного диполя:
LM D ∼
B 2 Ω4 R 6
,
c3
если величину линейной скорости ΩR приравнять к скорости
света:
B 2 (ΩR)4 R2
B 2 c4 R2
∼
∼ B 2 R2 c.
LBZ ∼
c3
c3
Так как из выражения v 2 = GM/R имеем R2 = G2 M 2 /v 4 , то
окончательно
B 2M 2
.
LBZ ∼
c3
Такое излучение может обеспечить наблюдаемые потоки от АГЯ
вплоть до 1046 эрг/с. В некоторых работах магнитные замагниченные диски с квазидипольным магнитным полем ∼ 103 Гс,
вращающиеся вокруг МЦО, рассматривали как массивный соосный пульсар и даже находили некоторые аналогичные с пульсарами зависимости (см. подробнее об этом дальше, Я.Н.Истомин,
Б.В.Комберг, АЖ, 78, 871, 2001).
В последние годы в рамках 3-мерных магнитогидродинамических расчетов были проведены численные симуляции, которые
дают представление об аккреционных потоках и выбросах, вблизи МЦО в рамках ОТО (например, [1201.4163]). Картина оказывается очень сложной, зависящей от многих параметров, и, в
том числе от взаимных ориентаций осей вращения МЦО и аккреционного диска. Причем оказывается, что противовращение
диска способствует более эффективному формированию выбросов при одних и тех же значениях магнитных полей и удельных
моментов вращения МЦО.
Заканчивая наш обзор по сейфертовским галактикам, имеет
смысл еще раз вернуться к некоторым особенностям нашей собственной Галактики, хотя ее и не относят к типу сейфертовских.
Это, правда, не означает, что, возможно, в прошлом активность
ее ядра была значительно выше. Об этом, в частности, свидетельствуют особенности ее центральных областей и обнаруженные со спутника Ферми в диапазоне (30 МэВ – 300 ГэВ) протяженные (10 кпк), вытянутые перпендикулярно к плоскости
Галактики образования (см. цв. рис. 18). Ряд авторов как раз
3.4. О галактиках Сейферта NL Sy I и нашей Галактике
65
и считают их существование доказательством прошлой активности нашего ядра, из которого выбрасывались ускоренные до
высоких энергий протоны. Их взаимодействие с окружающим
веществом и могло привести к появлению жестких квантов (см.,
например, Я.Н.Истомин, [1110.5436] или F.Guo, W.G.Mathews,
[1103.0055]). Мы уже отмечали, что наша звездная система по
ряду признаков (псевдобалдж, небольшая MM CO = 4 · 106 M )
напоминает галактики типа УЛСГ1, которые в ряде случаев бывают активными. Во всяком случае в динамическом центра MW
существует переменный, компактный РИ Sgr A West со светимостью ∼ 3 · 1033 эрг/с, размерами ∼ 1015 см и яркостью
Tb ≈ 5 · 109 К. Его максимум излучения приходится на частоту ∼ 3 · 1012 Гц, а хвост тянется до рентгеновского диапазона
LXR ∼ 1035 эрг/с и даже есть заметный поток в аннигиляционной линии 511 кэВ (∼ 2 · 1037 эрг/с) (G.C.Bower et al., [0404.001];
F.Yusef-Zadeh et al., Nature, 310, 557, 1984).
В центральной области на низких частотах 3-10 Гц видна странная цилиндрическая структура диаметром ∼ 100 пк, пересекающая плоскость диска под углом почти 90◦ . В стенках“ этой, по” струйные образовидимому, газовой структуры видны странные
вания, излучающие нетепловое, сильно поляризованное излучение (см. цв. рис. 50) (см. работы W.Kundt, ApSS, 172, 109, 1990;
F.Yusef-Zadeh, [0403.201]). Возможно, эти особенности связаны
с прохождением замагниченного облака через диск Галактики.
Во всяком случае, в линии нейтрального водорода 21 см облака, падающие на нашу Галактику со скоростями ∼ сотен км/с,
наблюдаются ( The Center of the Galaxy“, IAU Symposium, 136,
”
443, 1989).
В самом центре Галактики (ближе 1 ≈ 0.05 пк) на больших
телескопах методом интерферометрии удалось в мазерных ИК
линиях Ne удалось определить орбиты дюжины ярких звезд с
точностью ∼ 0. 05. Одна из них имела период обращения ∼
15.2 года и скорость ∼ 5000 км/с на минимальном расстоянии 2 · 1015 см от ядра. Отсюда была оценена масса центральной, скорее всего ЧД, в 4 · 106 M (см. работы D.N.Burrows et
al., [1104.4787]; S.Gillessen et al., [0810.4674]; M.Etxalose et al.,
[1108.0313]). Были также сообщения, что, возможно, вокруг центральной ЧД в нашем ядре на расстоянии ∼ 1 пк вращается
другой компактный объект с M ∼ 1300M и v ≈ 200 км/с.
Правда, следует отметить, что с моделью центра нашей Галактики далеко не все ясно. Например, спектральные исследования
центральной области (60 × 210 пк) MW в диапазоне 10-35 мк
66
4. Радиогалактики
со спутника Spitzer показали (D.An et al., [1305.0088]), что отношение интенсивностей запрещенных линий в этом диапазоне
не согласуется с предположением об ионизации за счет АГЯ.
Поэтому авторы допускают, что ионизация связана с бурным
звездообразованием в центре нашей Галактики. В свое время о
такой возможности говорил R.Terlevich с соавторами, а недавно
на эту же тему была работа D.An et al. [1305.0088].
Мы уже упомянали, что дисковые галактики очень редко бывают сильными РИ, у которых протяженные компоненты выходят за пределы плотной межзвездной среды хозяйской галактики. Совершенно другая картина наблюдается у РИ, связанных
с массивными сфероидальными галактиками. У последних, наряду с ярким радиоядром, видны протяженные радиоструктуры
вне основного звездного тела галактики. Хотя на глубоких снимках видно, что звездный туман“ обволакивает даже очень про”
тяженные радиоструктуры.
Первые РГ, т.е. РИ, у которых светимость в радиодиапазоне превышает светимость звезд в оптике, были как раз и отождествлены с гигантскими EG в центрах
близких скоплений галактик: это Лебедь А, Дева А, Центавр А,
Персей А, печь А. К рассказу о чрезвычайно разнообразном и
многочисленном классе радиогалактик мы теперь и перейдем.
4
4.1
Радиогалактики
Наблюдательные возможности
радиоастрономов
Прежде чем говорить о наблюдательных возможностях радиоастрономии, стоит хотя бы кратко коснуться ее истории, тем
более, что один из авторов (Б.К.), обучаясь с 1958 по 1964-й годы в ГАИШе, имел возможность наблюдать ее непосредственно.
Дело в том, что в это время отделом радиоастрономии в ГАИШе руководил доктор“ И.С.Шкловский, а вокруг него груп”
пировались талантливые
ученики. Часть из них (см. рис. 51) в
1968 г. перешла на работу во вновь создаваемый Институт космических исследований, который в те годы возглавлял академик
Г.И.Петров. (Об истории развития радиоастрономии в СССР
И.С Шкловский написал в своей брошюре 1988 г., о которой
мы уже упоминали ранее.)
Кратко отметим основные вехи зарождения этого нового направления – радиоастрономии в исследовании космоса.
4.1. Наблюдательные возможности радиоастрономов
67
Рис. 51. В.Г.Курт, В.И.Мороз и Н.С.Кардашев, начало 70-х годов,
ИКИ’вская Стекляшка“.
”
• Начало 30-х годов: К.Янский и Г.Ребер наблюдали радиоизлучение на метровых волнах от области Млечного Пути.
• 1943 – 1945 гг.: на радиолокаторах были зафиксированы
помехи от Солнца, а с 1946 г. началось его прямое наблюдение.
• 1945 г.: студент Я.Оорта в Голландии (X. van de Hulst)
предложил искать линию 21 см сверхтонкого расщепления основного уровня нейтрального водорода. (Статья в
голландском журнале осталась незамеченной.)
• 1949 г.: И.С.Шкловский оценил вероятность этого перехода (3·10−15 с−1 ) и понял, что с учетом обилия нейтрального водорода в Галактике линию 21 см можно наблюдать.
Он обратился к директору Пущинской радиоастрономической станции В.В.Виткевичу30 с просьбой о создании
соответствующего приемника. Однако, работа была приостановлена из-за скептической оценки акад. Л.Д.Ландау.
30
После скоропостижной смерти основателя и первого директора
ПРАО В.В.Виткевича (1917 – 1972) директором стал Аркадий Дмитриевич Кузьмин (1923 – 2009), а, начиная с 1988 г. и по сегодняшний
день, директором ПРАО АКЦ ФИАН бессменно является выпускник
Ленинградского матмеха Р.Д.Дагкесаманский
68
4. Радиогалактики
• 1951 г.: линия 21 см была обнаружена в радиоспектре нашей Галактики сразу в нескольких зарубежных радиообсерваториях.
• 1946 – 1952 гг.: обнаружение и отождествление нескольких
дискретных радиоисточников.
• 1958 г.: Н.С.Кардашев в своей диссертации показал, что
есть аозможность наблюдать и другие рекомбинационные
линии от более высоких переходов у нейтрального водорода.
• 1964 г.: Р.Л.Сороченко (ФИАН) впервые наблюдал радиорекомбинационные линии, предсказанные Кардашевым.
Вопрос о механизмах радиоизлучения от космических радиоисточников тоже имеет свою непростую историю. К примеру,
К.Янский считал, что радиоизлучение от Млечного Пути имеет
тепловую природу и обусловлено излучением зон H II вокруг
горячих звезд. Я.Оорт и И.С.Шкловский допускали, что радиоизлучение Галактики является суммарным излучением от радиозвезд. Ситуация в понимании природы радиоизлучения кардинально изменилась после появления в 1950 г. статьи Киппенхойера и Альвена–Герловсона, которые предлагали в качестве
источника радиоволн синхротронное излучение, т.е. излучение
релятивистских электронов, движущихся в слабых магнитных
полях межзвездной среды. Эту идею подхватил и развил со своими учениками В.Л.Гинзбург. И.С.Шкловский также сразу оценил естественность и неизбежность“ текой интерпретации ра”
диоизлучения
Галактики, так как она связывала концепцию ра”
диогало“ с работами С.Б.Пикельнера относительно квазисферического распределения магнитных полей в межзвездной среде.
Это было необходимо для понимания, каким образом космические лучи высоких энергий удерживаются в Галактике.
В 1953 г. И.С.Шкловский написал работу, в которой доказывал, что оптическое излучение Крабовидной туманности является продолжением ее синхротронного радиоспектра. Отсюда сразу следовал вывод, о том, что такое излучение должно быть
сильно поляризовано (об этом также говорили В.Л.Гинзбург
и И.И.Гордон). Вскоре этот вывод был подтвержден наблюдателями (М.А.Вашакидзе, В.А.Домбровский). Это доказывало,
что магнитное поле в Крабовидной туманности имеет квазирегулярную“ структуру, что по-видимому, обусловлено ”анизо-
4.1. Наблюдательные возможности радиоастрономов
69
тропным характером магнитного поля центральной нейтронной
звезды, являющейся пульсаром.
В 1960 г. И.С.Шкловский, исходя из синхротронной природы
радиоизлучения остатков сверхновых, предсказал, что наклон
радиоспектра остатка Cas A должен со временем укручаться,
что и было вскоре подтверждено радионаблюдениями.
После этого затянувшегося экскурса в историю радиопстрономии перейдем непосредственно к рассказу о радиотелескопах.
Первые небольшие радиотелескопы (РТ)31 давали возможность
измерять лишь суммарные радиопотоки и приблизительные координаты РИ. Первые обзоры дискретных РИ были выполнены английскими радиоастрономами под руководством Мартином Райлом (1918 – 1984), ставшим в 1958 г. директором Маллардской радиоастрономической обсерватории и будущим лауреатом Нобелевской премии. Им и его коллегами в конце 50-х
годов были составлены первые Кембриджские каталоги точечных РИ: 3C на частоте 159 МГц с чувствительностью до 8 Ян
для склонений δ = 52 − 70◦ , содержащий 471 источник [Edge et
al., 1959]; ревизованный каталог на f = 178 МГц с потоками до
9 Ян, охватывающий небо севернее δ = −5◦ [Bennet, 1961]. Вместе они представляют 3CR каталог. В каталоге 4C на 198 МГц
и с чувствительностью до 2 Ян с δ от −70◦ до +85◦ было уже
4843 РИ. Радиогалактики южного неба на частоте 408 МГц (сначала), а потом на частоте и 635 МГц были занесены в Паркский
каталог (PKS, 1966 – 1968 гг.) и их там насчитывалось уже ∼
2000.
В 1983 г. [Laing, Riley, Longer] составили 3CRR каталог на
178 МГц до 10 Ян, который для источниов с угловыми размерами < 10 был полон на 90% и содержал 717 РГ и 25% – точечных
РИ, т.е. QSS, с максимумом по числу на z = 1. Авторы специально интересовались космологической эволюцией РИ и показали,
что при P178 < 1026 Вт/(Гц·стер) (z < 0.1) распределение однородно, при P178 = 1021−27 Вт/(Гц·стер) (z = 0.1 − 0.2) видны
признаки эволюции, а при P178 > 1027 Вт/(Гц·стер) эволюция
уже сильная. Стоит напомнить, что под эволюцией понимается,
увеличение пространственной плотности РИ в данном диапа31
Первый параболический РТ в середине 30-х годов построил американский радиоинженер Г.Ребер (1911 – 2002). Его наблюдения на
этом телескопе (D = 9.5 м, f = 6 м) подтвердили выводы К.Янского
о радиоизлучении Млечного Пути на λ = 1.8 м. В 1942 г. опубликовал
первую радиокарту неба.
70
4. Радиогалактики
зоне светимости или за счет появления новых РИ, или за счет
изменения светимости старых РИ, а, скорее, и того, и другого
одновременно.
В сантиметровом диапазоне первые обширные исследования
были выполнены в Пулковской обсерватории с помощью 130 м
линейного радиотелескопа“ (прообраза 600 м кольцевого РТ в
”
станице Зеленчукской
– РАТАНа), а на метровых волнах – на
крестообразной системе в Гракове (Украина).
В настоящее время существует большое количество разных
каталогов, полученных на разных РТ, с разной чувствительностью (от сотен Ян до микроЯн) на разных частотах от 30 МГц
до 300 ГГц (от 30 м до 1 мм). Все эти каталоги собраны в обобщающие базы данных, одной из которых является база данных
САО РАН (CATS), которую ведет Сергей Трушкин и в которую
входит 400 разных каталогов галактических и внегалактических
РИ.
Все РИ делятся по виду их спектров, которые в линейной аппроксимации можно характеризовать спектральным индексом
– α: log Fν ∼ −α log ν. Плоскими считаются спектры с α =
0 − 0.5; крутыми, если α > 0.5 и ультракрутыми, если α > 1.
Часто встречаются спектры многокомпонентные“, когда раз”
ным участкам спектра соответствуют
разные α. Выяснилось,
что РИ с разными видами радиоспектров соответствуют и разные радиоморфологии. Но, чтобы иметь данные радиоморфологии радиоисточников, потребовались создание больших полноповоротных радиотелескопов (РТ) с диаметрами в десятки метров, которые обладали хорошим угловым разрешением порядка
Δθrad = λ/D. В СССР в начале 50-х годов были построены два
РТ с D = 22 м (в Пущино на Оке и в Кацевели в Крыму) и
две антенны D = 70 м для дальней космической связи в Евпатории и в Уссурийске. Кроме того, были построены еще две
антенны D = 64 м в Медвежьих Озерах и в Калязине. В Пущино успешно работает в диапазоне 111 МГц по мерщающим РИ и
пульсарам большая синфазная антенна (БСА) площадью 72000
м2 и крестообразная антеннна ДКР-1000 в метровом диапазоне.
В Австралии вступил в строй РТ с D = 64 м в Парксе. Еще
бо́льших размеров были построены неповоротные РТ: D = 300 м
в Пуэрто-Рико (а кратере потухшего вулкана, рис. 53) и в СССР
– кольцевой РАТАН с D = 600 м (рис. 54).
К настоящему времени в мире существуют два полноповоротных телескопа D = 100 м: в Германии (Эффельсберг) и
в США (Грин-Бэнк) (рис. 52). В Англии также был построен в радиообсерватории Джордел-Бэнк полноповоротный теле-
4.1. Наблюдательные возможности радиоастрономов
71
Рис. 52. Телескопы в Германии и США с D = 100 м.
Рис. 53. Телескоп в кратере потухшего вулкана D = 300 м, Пуэрто-Рико.
72
4. Радиогалактики
Рис. 54. Российский кольцевой радиотелескоп РАТАН-600.
скоп с D = 60 м. А вот команда М.Райла пошла другим путем и создала систему апертурного синтеза“ – это интерферо”
метрическая система, состоящая
из дюжины небольших полноповоротных антенн (D = 12 м), которые на рельсовых тележках могут менять свое положение относительно друг друга. За
4.1. Наблюдательные возможности радиоастрономов
73
счет этого и еще вращения Земли происходит заполнение так
называемой UV-плоскости. Тем самым получается сканирование протяженных РИ и по разным направлениям и с разным
угловым разрешением. (За это изобретение32 М.Райл вместе с
Э.Хьюишем в 1974 г. получил первую Нобелевскую премию по
астрономии). Самой большой на сегодня системой апертурного
синтеза является система VLA (Very Large Array) в США. Она
имеет Y-образную форму с длиной плеча около 30 км и состоит
из полноповоротных антенн (D = 12 м), поставленных на рельсы (рис. 55). Эта система позволяет получать радиокарты РИ с
угловым разрешением ∼ 1 , т.е. лучше, чем многие оптические
телескопы. Но, и такого разрешения оказалось недостаточно,
чтобы разобраться со структурой околоядерных областей РИ.
Советскими астрофизиками Н.С.Кардашевым, Л.И.Матвеенко
и Г.Б.Шоломицким была предложена в 1965 г. схема интерферометра со сверхдлинными базами (РСДБ) с независимыми регистраторами сигналов, которые затем подвергали корреляционной обработке (см. об этом подробнее в обзоре В.И.Слыша,
УФН, 87 (13), 6, 1965).
Сейчас в мире созданы и работают уже несколько таких глобальных сетей:
• Американская интерференционная сеть VLBA, состоящая
из десятков разных больших РТ, разбросанных по территории США, включая Гавайские острова, с общей базой
∼ 5000 км;
• Международная сеть VLBI, состоящая из десятков больших РТ, расположенных в разных странах с максимальной базой ∼ 8000 км;
• Европейская сеть EVN, в состав которой входит большие
РТ, расположенные в Европе:
• В России уже около 10 лет работает сеть, состоящая из
трех РТ D = 32 м (в пос. Светлое под Санкт-Петербургом,
32
Один из авторов (Б.К.) вспоминает как на отчете акад.
Я.Б.Зельдовича о работе его отдела в ИПМ перед Президентом
АН СССР М.В.Келдышем, последний спросил у Я.Б.: Почему все
”
проекты наших радиоастрономов такие дорогие, а вот англичане
ухитряются делать оригинальные приборы за гораздо меньшие суммы?“ При этом М.В. держал в руках журнал Nature, в котором была
статья М.Райла о методе апертурного синтеза“.
”
74
4. Радиогалактики
Рис. 55. Самая большая в мире система апертурного синтеза.
в станице Зеленчукская недалеко от РАТАНа и в пос. Бодары под Иркутском)33 и других больших РТ, включая 70-м
33
Эта сеть, получившая наименование Квазар“, изначально пла”
нировалась учениками И.С.Шкловского (Н.С.Кардашев, В.И.Слыш и
Г.Б.Шоломицкий) на базе 70-м телескопов (строительство одного из
них было начато на плато Суффа в Узбекистане). Однако, затем группа молодых энтузиастов во главе с А.М.Финкельштейном (рис. 57), отделившаяся от сектора радиоастрономии САО, возглавляемого акад.
Ю.Н.Парийским, взялась за релизацию проекта интерферометрической сети Квазар“. Она была реализована на 32-м антеннах и при”
надлежит Институту прикладной астрономии и входит в состав международной интерферометрической сети EVN.
4.1. Наблюдательные возможности радиоастрономов
75
Рис. 56. Космический аппарат Радиоастрон, D = 10 м.
Рис. 57. Андрей Михайлович Финкельштейн (1942 – 2011).
антенны системы дальней космической связи.
• Есть уже первый опыт создания интерферометров Земля
– Космос. Это японский проект VSOPI с антенной D = 8 м
на низкой околоземной орбите. И российский проект Радиоастрон (рис. 56) с диаметром антенны 10 м, запущенный 18 июля 2011 года, на вытянутую орбиту с апогеем почти до Луны и периодом обращения P = 8 суток. Руководителем этого проекта является академик Н.С.Кардашев,
а его осуществление, затянувшееся почти на 20 лет, обу-
76
4. Радиогалактики
спечивалось коллективом ученых и инженеров сначала из
ИКИ, а потом (с 1990 г.) из Астрокосмического центра
ФИАН.
• Радиоастрон работает в режиме интерферометра со многими крупными РТ на Земле в диапазоне длин волн: 1.35,
6, 18 и 90 см. С помощью этого наземно-космического комплекса уже получены первые научные результаты, а прием
данных со спутника осуществляется на РТ-22 в Пущинской радиоастрономической обсерватории (ПРАО) АКЦ
ФИАН и на антенну Green Bank в США.
В ближайшие годы должны войти в строй гигантские антенные системы, работающие на длинных волнах (дециметры и метры): SKA – международный проект с общей площадью 1 км2 ;
JMRT – в Индии, который по чувствительности в метровом диапазоне лучше, чем антенная решетка БСА в Пущино. В микроволновом диапазоне уже начала работать ALMA (Atacama Large
Millimeter Array) в диапазоне 0.1–3 мм, состоящая из десятков
антенн диаметром от 12 до 7 м. В конце этого десятилетия планируется запуск российского спутника Миллиметрон“ с охла”
ждаемым зеркалом диаметром 10 м, работающим
в диапазоне
0.03–0.8 мм как в режиме одиночной антенны, так и в интерферометрическом режиме с ALMA. Проект Миллиметрон разрабатывается в коллективе сотрудников АКЦ ФИАН.
После этого короткого аппаратурного“ введения можно про”
должить рассказ об удивительном
мире радиогалактик.
4.2
Разнообразие типов радиогалактик
Что прежде всего поражает при рассмотрении радиокарт внегалактических РИ, так это разнообразие их форм (см. цв. рис. 58),
которое обусловлено как большим разбросом мощностей радиовыбросов и их проекций на луч зрения, так и взаимодействием с
межзвездной и межгалактической средой. Вызывает удивление
разброс их размеров: от компактных в сотни парсек до нескольких Мпк. Причем встречаются даже многоэтажные“ РГ, что
”
свидетельствует о рекуррентном характере
феномена активности ядер (см. цв. рис. 77).
Даже морфология одной РГ является довольно сложной и в
некоторых случаях можно в ней выделить несколько характерных структур.
4.2. Разнообразие типов радиогалактик
77
• Компактный (≤ 0. 1) яркий компонент (ядро) с плоским,
даже инвертированным спектром, с меняющейся интенсивностью излучения иногда на временах меньше нескольких дней.
• Радиовыбросы (джеты), состоящие из отдельных ярких
компонент, тянущихся от сотен парсек до десятков кпк, с
более крутыми спектрами, чем в ядрах.
• Протяженные, как правило, двусторонние радиокомпоненты, вытянутые в том же направлении, что и радиовыбросы и с крутыми спектрами. На концах протяженных
компонент в некоторых случаях наблюдаются так называемые горячие пятна“, размерами в кпк и более пологи”
ми спектрами,
чем в протяженных областях. Эти пятна“
”
расположены в согласии с расположением радиовыбросов
с обеих сторон от центрального ядра.
При таком разнообразии форм и структур РГ одной из первых
задач стала какая-то, хотя бы предварительная их классификация. И такие классификации действительно появились.
В 1974 г. по 57 РГ из каталога 3C английские радиоастрономы
Fanaroff R.L., Riley J.M. предложили простую классификацию
протяженных РИ на основе их морфологии на два класса: FR II
и FR I.
РГ типа FR II – это классические двойные РГ с уярчением
протяженной радиоструктуры по краям вблизи горячих радиопятен (см. цв. рис. 59). Встречаются радиогалактики и промежуточных типов (см. цв. рис. 60).
РГ типа FR I – более неправильной формы, меньшего размера
и с уярчением протяженной радиоструктуры к центру хозяйской
галактики (см. цв. рис. 61).
Оба типа РГ различаются и по мощности излучения в радиодиапазоне:
Fnuc
tot
25 W ;
24 W ;
P5nuc
>∼
FR II: P1.4
GHz > 10
GHz > 10
Hz
Hz
Fext
0.015;
Fnuc
tot
25 W ;
24 W ;
P5nuc
>∼ 0.08.
FR I: P1.4
GHz < 10
GHz < 10
Hz
Hz
Fext
У FR II часто наблюдаются односторонние протяженные узкие радиовыбросы, которых нет у РГ типа FR I. Кроме того,
FR II обладают более сильными переменными радиоядрами.
78
4. Радиогалактики
Между FR II и I существуют различия и в оптических спектрах их ядер. Действительно, разрешенные линии в спектрах
FR II широкие и со сложным профилем, а сильные запрещенные
– гораздо уже и сильно смещены в голубую область (что говорит о высокоскоростном ветре из ядер). Многочисленные линии
излучения однажды ионизированного железа Fe II – слабые (такие спектры относятся к типу A). В спектрах FR I, наоборот,
разрешенные линии не такие широкие и с плавным профилем,
а запрещенные линии слабее. А вот линии Fe II более сильные
(такие спектры относятся к типу B). Получается, что в смысле
спектральных особенностей РГ типа FR II похожи на СГ I, а
FR I – на СГ II. Так что, было бы естественнее для РГ поменять
оцифровку на обратную, чем им присвоили Фанарофф и Райли.
Но, этого радиоастрономы делать не стали.
Еще одним бросающимся в глаза различием между FR II и
I является разная вероятность их вхождения в относительно
недалекие скопления галактик. FR II избегают попадания в центральные области скоплений, богатых газом, а FR I – наоборот,
чаще отождествляются с массивными центральными галактиками скоплений.
Как отмечалось в разных работах, каких-то заметных различий в параметрах хозяйских галактик у FR I и II не наблюдается. А после учета эффектов поглощения в межзвездной среде нет и значимой разницы между их абсолютными звездными величинами, которые в среднем равны −21.m 7. Ряд авторов,
правда, отмечают, что звездное население моложе в галактиках,
связанных с FR II по сравнению с FR I.
Функции радиосветимости для FR II и I в диапазоне P151 MHz =
1025−27 Вт/(Гц·стер) похожи, однако при P151 > 1027 начинают
преобладать FR II, а при P151 < 1025 – FR I (рис. 62, MNRAS,
304, 160, 1999).
Радиоразмеры РГ в ростом радиомощности быстрее растут у
0.31
lrF R II ∼
FR I по сравнению с FR II: lrF R I ∼ P1400
MHz ,
0.08
P1400 MHz (излом в зависимости lr (Pr )) происходит примерно при
P1400 ≈ 1025 Вт/Гц, рис. 63). Возможно, такое различие в поведении Lr (Pr ) связано с разной плотностью межгалактической
среды, в которой происходит расширение протяженных радиокомпонент. В этой же работе подтверждается зависимость lr (Pr )
для FR I и II типа тех, которые давались и другими авторами.
То, что разные РИ расширяются с разной скоростью заметил по гораздо более бедному и неоднородному списку еще И.С.
Шкловский [АЖ, 39, 591, 1962]. На плоскости (P-D диаграмма):
4.2. Разнообразие типов радиогалактик
79
Рис. 62. Функции радиосветимости для радиогалактик типов FR II и FR I.
Рис. 63. Излом в зависимости lr (Pr ) при P ≈ 1025 [9908.336].
абсолютная радиозвездная величина на 100 МГц34 – радиоразмер (в пк) он расположил данные и примерно 30 измеренных
к тому времени внегалактических РИ (рис. 64). Оказалось, что
РИ располагались по-разному: одни легли“ на последователь”
ность гигантов“, а другие – на главную
последовательность“.
”
”
В каком-то смысле первая из них соответствует РИ типа FR II,
а вторая – FR I. Попытки построения P-D диаграмм по более
обширному материалу (см., например, R.D.Ekkers, IAU, 1974;
34
Mr = Mr + 5 − 5 log Rpc ;
αr = 0.75).
mr = 11.6 − 2.5 log F178 (Ян)
(при
80
4. Радиогалактики
Рис. 64. Зависимость между радиомощностью и радиоразмером для 30
внегалактических радиоисточников, построенная И.С.Шкловским.
J.E.Baldwin, IAU, 1991; N.S.Kardashev, B.V.Komberg, V.I.Zhuravlev, Astr. Astrophys. Trans., 18, 39, 1999) привели к тому,
что последовательности Шкловского размываются, но намек на
их реальность остается. Согласно данным A.K.Single (MNRAS,
263, 139, 1993), полученным по 800 FR II получается:
lr = l0
где
P
P0
β
· (1 + z)n ,
W
,
β = 0.35, n = −3.0.
Hz
В литературе высказывались мнения, что различие в свойствах FR II и I может быть связано с реальными различиями
P0 = 1026.5
4.2. Разнообразие типов радиогалактик
81
в самих ядрах их хозяйских галактик. Так, например, в работах T.L.Zirbel, S.A.Baum, C.P.O’Dea [ApJ, 448, 521, 1995; 451,
88, 1995] на основе сравнения свойств радиоизлучения ядерных
и протяженных областей РГ типов FR II и I с интенсивностью
излучения в линиях от их ядра и со светимостями их хозяйских
галактик делается предположение о заметно большем моменте вращения (спине) ядер FR II по сравнению с FR I. Кроме
того, в работах [1004.1166; 1004.2843] указывалось на важную
роль противовращения“ аккреционного диска в формировании
” радиовыброса у FR II.
мощного
На основе имеющихся данных приходится согласиться с тем,
что зависимости lr (Pr ) связаны с изменением как свойств со временем самих РИ, так и с влиянием межгалактической среды
при движении в ней расширяющихся радиокомпонент. Дело в
том, что протяженные РГ типа FR II и I на ранних этапах своей эволюции относились к типу компактных симметричных“
”
объектов (CSO), а потом со временем
в десятки миллионов лет
могли только наблюдаться как FR II и FR I (см. рис. 65 из работы T.An, W.A.Baan, [1211.1760]). Надо заметить, что вопрос
об эволюции РИ тоже не до конца ясен. Пока можно говорить
только о дорожной карте“этой проблемы. Ясно, что компактные, более” молодые РИ со временем превращаются в протяженные, а эволюция последних сильно зависит от многих факторов. Например, в работе C.A.Jackson, J.U.Wall, о которой мы
упоминали выше, полагали, что основную роль в наблюдаемых
свойствах протяженных РИ играет ориентация радиовыбросов
Рис. 65. Эволюционные треки для галактик FR I и FR II.
82
4. Радиогалактики
по отношению к лучу зрения. Отсюда следовал вывод, что оба
типа РГ (FR II и I) на самом деле являются одним и тем же
РИ, но наблюдаемыми под разными углами по отношению к релятивистским выбросам (имеется в виду так называемая уни”
фицированная схема“). Однако, сами релятивистские выбросы
у FR II и I имеют разные свойства и поэтому, при наблюдении
под малыми углами к ним, объекты считаются, соответственно,
то радиоквазарами, то лацертидами (разговор о которых у нас
еще впереди).
В общем, получается, что наблюдаемые различия в свойствах
РГ типов FR II и I могут объясняться как различием в мощности центральной машины“, так и разной ориентацией реля”
тивистских
выбросов из их ядер по отношению к лучу зрения.
Кроме того, не следует упускать из вида и отличия в плотностях
межгалактической среды, через которую пробиваются их протяженные радиокомпоненты. Для более мощных выбросов из ядер
FR II внешняя среда имеет меньшее значение, так как на ранних
этапах своей эволюции, даже если они расположены в областях
будущих скоплений галактик, которые еще не успели сжаться до
современных размеров, их радиокомпоненты успевают вырваться на оперативный простор“ и уйти за пределы не только корон
своих”хозяйских галактик, но даже и за пределы своих скоплений. В последнем случае мы имеем дело с гигантскими старыми
РГ, размеры которых больше 1 Мпк, а иногда и больше 5 Мпк.
(Ведь не даром Шкловский назвал область их расположения на
диаграмме Pr − lr последовательностью гигантов“). А вот для
”
менее мощных радиовыбросов
FR I внешняя среда может играть определяющую роль, останавливая расширение протяженных радиокомпонент и даже уменьшая их размеры во времени
под давлением стекающего газа к центру скопления. Последовательность, которую Шкловский назвал главной“, с этой точки
”
зрения следовало бы назвать подчиненной“
эволюции скопле”
ний. Судя по виду ФС FR II и I (рис. 62 из Jackson, Wall, 1999)
и зависимости Pr − lr эволюции размеров FR II и I идут сначала более или менее одинаково. Но по мере сжатия скопления и
увеличения плотности газа в нем эволюционные пути FR II и I
начинают расходиться. Радиогалактики типа FR II продолжают
расширяться во все менее плотной среде, одновременно уменьшая свою светимость в радио. Увеличение же радиоразмеров
FR I, расположенных в скоплениях, останавливается, а потом и
их размеры начинают уменьшаться, одновременно с уменьшением светимости. (Напомним, что FR I встречаются только в
близких скоплениях галактик, а FR II – только в далеких бо-
4.2. Разнообразие типов радиогалактик
83
лее молодых скоплениях.) Так как свойства FR I и II частично
перекрываются, то нельзя исключить, что РГ типа FR I – это
просто более старые“ FR II, которые из-за меньшей мощности
” не смогли преодолеть сопротивление возрастаюрадиовыбросов
щей со временем плотности газа в эволюционирующих скоплениях. Косвенным доводом в пользу такой точки зрения является факт, что массы ядер у FR I несколько больше, чем у FR II.
(Вопрос об оценке возрастов РИ мы обсудим отдельно). Межгалактическая среда скоплений влияет не только на размеры
радиоизображений, но и на их форму. Действительно, у РГ, которые расположены вне центров скоплений и быстро движутся
относительно среды, наблюдается снос“ протяженных радио”
компонент в сторону, противоположной
движению, т.е. их радиоструктура приобретает кометообразную“ форму. Примером
” скопления в Персее – РГ 3C 83.1,
такой ситуации является член
движущаяся по отношению к центральной РГ NGC 1275 (3C 84)
с необычно большой скоростью – 2500 км/с (см. цв. рис. 66).
Хвостатой“ радиогалактикой является и другой член скопле” в Персее – радиогалактика Ic 310, которая связана с тесной
ния
парой небольших галактик, расположенных в конце цепочки галактик, берущих начало от центральной – NGC 1275.
Кроме перечисленных особенностей радиоструктуры у РГ надо еще обратить внимание на разного рода асимметрии в морфологии многих РИ (см. обзор на эту тему в работе Б.В.Комберга,
АЖ, 71, 617, 1994). Особенно это проявляется в радиоструктуре сильных двойных РИ. Уже давно наблюдатели отмечали обратную пропорциональность между полными потоками от радиолобов“ (протяженные радиоструктуры) и расстояниями” их
ярчайших областей (горячих пятен) от ядер хозяйских галактик: F2 /F1 = θ1 /θ2 . В рамках простой кинематической модели
(например, M.Ryle, M.S.Longair, MN, 136, 123, 1967), когда из
активного ядра выбрасываются в противоположных направлениях одновременно под углом φ к лучу зрения два компонента
(jet и contra-jet) со скоростями v0 , получаем
1 + βj cos φ n+ᾱ
Fj
≡R=
Fcj
1 − βj cos φ
и
1 + βj cos φ
θj
≡Q=
θcj
1 − βj cos φ
(здесь β = v0 /c, ᾱ – средний спектральный индекс, n = 2 или 3
в зависимости от конкретной модели). Из обработки каталога
84
4. Радиогалактики
3CR получалось: R̄ = 2, Q̄ = 1.3. При этом в 65% случаев ярчайший протяженный компонент располагается ближе к ядру,
так как расстояние компонент от ядра и их яркость разные изза разного времени прохождения света от них до наблюдателя и
уменьшения собственной яркости компонент со временем. Ведь
они наблюдаются в разное собственное время:
1 − βj cos φ
tcj
=
tj
1 + βj cos φ
Асимметрия светимостей компонент может быть также связана
с разной плотностью межзвездной среды с разных сторон от ядра. Например, в [McCarthly, ApJ, 371, 478, 1991] отмечается, что
со стороны более яркого радиокомпонента, который виден ближе к ядру, наблюдается и более яркая протяженная оптическая
область, излучающая в запрещенной линии O III (∼ 5000 Å),
возбуждаемая ударными волнами, возникающими при взаимодействии радиокомпонент со средой. (Ситуация, кстати, напоминающая то, что наблюдается в галактиках Сейферта и которую
мы условно называем конусами активности“, в которых даже
”
может наблюдаться активное
звездообразование). Расчеты показали, что в этом случае
13/8 1/8
L1
ρ1
L1 ρ2 1/4
·
и
Q=
R=
L2
ρ2
L2 ρ1
и при ρ2 /ρ1 ≈ 2 можно получить Q ≈ 1.2, что близко к наблюдаемому Q̄ = 1.3. В пользу анизотропного распределения вещества говорят и многочисленные случаи морфологии РИ, которые не укладываются в рамки простой кинематической модели,
так как у них радиовыброс направлен в сторону более близкого и более яркого протяженного радиокомпонента (например,
D.J.Saikia, MNRAS, 209, 525, 1999).
Таким образом получается, что помимо чисто кинематических
эффектов, обусловленных релятивистскими скоростями выбросов, надо учитывать и возможную неоднородность среды. Кроме того, сами выбросы могут возникать не одновременно и двигаться в противоположные стороны с разными скоростями и не
коллинеарно. В работе [Б.В.Комберг, В.И.Журавлев, АЖ, 76,
163, 1999] даже высказывалась гипотеза, согласно которой выбросы из ядер могут идти поочередно в противоположные стороны (модель ваньки-встаньки“, flip-flop). Согласно такой мо” L.M.Ensman, J.S.Ulvestad, AJ, 89, 1275, 1984)
дели (см. также
4.2. Разнообразие типов радиогалактик
85
величина
T − τ /g
,
T
где τ – время жизни РИ, T – возраст более далекой от ядра компоненты, g – число переходов“ (модель перекидного рубиль”
ника“) за время τ , τ”/g – длительность цикла.
Отсюда следует,
что
T − Δt
l2
< 1.
=
R≡
l1
T
R=
В работе Комберга и Журавлева по наблюдениям было построено распределение N (R), которое сравнивалось с теоретическим
при разных параметрах РИ.
Помимо разного рода морфологических асимметрий в двойных РИ были обнаружены и другие нестандартные“ их особенности. Например, было найдено, что” протяженные компоненты
со стороны радиовыброса имеют, как правило, большую среднюю поляризацию (P %) и, соответственно, меньшую деполяризацию,35 чем противоположный (со стороны cj) компонент.
Этот эффект носит имена его первооткрывателей ГаррингтонаЛейнга (Garringtom-Laing), 1988 г.
Кроме асимметрий, связанных с морфологией, расположением протяженного ионизированного газа и поляризаций (деполяризаций) в двойных РИ наблюдается и асимметрия средних
спектральных индексов по протяженным радиокомпонентам, что
свидетельствует об их разных синхротронных возрастах“. Было установлено, что в среднем, ”в протяженной радиокомпоненте
с меньшей DP и спектр положе на Δα ≈ 0.2. И это справедливо
для РИ вне зависимости от того, видны ли в них радиовыбросы
или нет.
По поводу природы поляризационных асимметрий в литературе высказывались разные точки зрения. Наиболее разработанные из них связывают асимметрию с наличием фарадеев”
ского“ экрана между РИ и наблюдателем. Таким экраном
может служить замагниченный горячий газ центральных областей
скоплений, который наблюдается по рентгеновскому излучению
от него. Примерные параметры этого газа: ne = 10−2÷−3 см−3 ,
35
О величине деполяризации (DP ) можно судить или по отношению величин поляризация P % на разных длинах волн:
2
рассеяния
DP = P %2 (λ22 )/P
%1 (λ1 ), или по дисперсии фарадеевского
D(RM ) = 810 ne B dl, где ne выражено в см−3 , B в μГс, l в кпк.
Надо помнить, что RMнабл = RM0 /(1 + z)2 .
86
4. Радиогалактики
TXR = 107−8 К, lXR ∼ 100 кпк, MXR ≈ 1013−14 M , LXR =
1044−46 эрг/с, B ∼ 10−6 Гс. (Заметим, что именно на таком газе в скоплениях работает“ знаменитый эффект Зельдовича–
”
Сюняева (Ya.B.Zeldovich,
R.A.Sunyaev, AP&SS, 7, 3, 1970), который позволяет по радиоданным находить далекие рентгеновские скопления (подробнее об этом эффекте см. в пункте 6.2)36 .
Однако, как видно из предыдущего, свой вклад в разного рода
асимметрии у двойных РГ могут давать и другие, отмеченные
нами ранее, факторы. Для прояснения этого вопроса было бы
полезно провести сравнение свойств (с точки зрения значимости
асимметрий) для близких РГ в скоплениях (FR I) и вне (FR II).
Конечно, различие в свойствах РГ типов FR I и FR II могут
быть обусловлены несколькими разными причинами. Так, например, в работе E.L.Zirbekk, S.A.Baum (ApJ, 448, 521, 1995)
было проведено сравнение свойств хозяйских галактик (по параметрам: M∗ , Lem , Lr ) для большой выборки FR II и FR I.
Выяснилось, что при одинаковых M∗ или Lr у РГ типа FR II
примерно в 10 раз выше светимость в линиях (Lel ), чем у FR I
или в радиоспокойных галактиках;
Lel = 0.75 · P408
M Hz
+ 14.8 = 0.62 · P5
GHz
+ 19.9
для FR II;
Lel = 0.28 · P408
M Hz
+ 26.3 = 0.30 · P5
GHz
+ 26.3
для FR I.
Было также показано, что для FR I есть корреляция между Lr
и M∗ , которой нет для FR II. Авторы подчеркивают, что в спектрах FR I не наблюдаются широкие эмиссионные линии, что может свидетельствовать о возбуждении околоядерного газа в них
излучением от горячих звезд хозяйской галактики. В то время
как возбуждение газа в FR II обусловлено жестким излучением
от АГЯ (см. также S.A.Baum et al., ApJ, 451, 88, 1995).
Все перечисленные факты свидетельствуют, по мнению авторов, о существенных различиях в устройстве центральной машины“ у FR II и FR I. Для объяснения природы” такого различия
авторы вспоминают работу M.Rees (1982), в которой было сделано предположение, что в FR II и I реализуется разный темп
аккреции на ядро, что формирует и разные аккреционные диски: при большом темпе аккреции формируется RG типа FR II, а
при низком – FR I. Кроме того, по мнению авторов, существенную роль может играть и величина спина ядер (ŝ), который для
36
Изложение основ этого эффекта можно прочитать в книге
О.В.Верходанова и Ю.Н.Парийского Радиогалактики и космология“,
”
Москва, Физматлит, 2009.
4.2. Разнообразие типов радиогалактик
87
FR II значительно выше, чем для FR I. Отсюда следует, что со
временем, по мере уменьшения ṁаккр и ŝ радиогалактики могут
эволюционировать от FR II к FR I.
В работах M.Chiabergo et al. [990764; 0002.018] и Ghisellimi,
Celitti [А&А, 379, L11, 2001] также говорится о разных свойствах центральной машины“ у FR II и FR I, которые зависят от
темпа ”аккреции. При ṁаккр > ṁкрит = ṁаккр /ṁЭдд = 6 · 10−2 η
(где η – к.п.д. процесса, ṁЭдд = L̇Эдд /c2 ). по их мнению образуется стандартный“ аккреционный диск Шакуры-Сюняева
(1973 г.) ”(т.е. диск оптически толстый, но геометрически тонкий) и формируется РИ типа FR II. Однако, при ṁаккр < ṁкрит
аккреционный режим сменяется на режим адвекции (ADAF) и
может формироваться РИ типа FR I. Отмечается, что РИ типа
BL FR II с сильным и широкими линиями, имеющие нормаль”
ные“ околоядерные диски, со временем могут превращаться
в
РИ типа NL FR II со слабыми узкими линиями, которые очень
похожи на РИ типа FR I.
Здесь хотелось бы заметить, что различие в свойствах между
FR II и FR I, которое можно рассматривать как различие между
BLFR II и NLFR II, напоминает различие в свойствах между
BL Sy I и NL Sy I (о чем мы упоминали раньше). Только в
последнем случае массы ядер NL Sy I на порядок ниже, чем у
BL Sy I, а для FR II и FR I ситуация как будто обратная. (Но,
по этому вопросу, как нам кажется, полной ясности пока нет.)
Кроме того, в цитируемых работах как-то мало уделено внимания влиянию внешней среды на будущую эволюцию радиовыбросов: у FR I выбросы движутся сквозь межгалактический
газ скоплений галактик, а у FR II (во всяком случае для близких) это не так. Более далекие FR II также часто наблюдаются в
скоплениях, однако из-за бо́льшей энергетики их выбросов даже
среда скоплений, по-видимому, не смогла их остановить. А вот
про FR I (менее энергичных РИ) этого сказать нельзя. Поэтому можно предположить, что на диаграмме Шкловского“ (см.
”
рис. 64) РИ типа FR II эволюционируют
вдоль последователь”
ности гигантов“, а FR I – вдоль главной последовательности“,
”
но в обратном направлении по сравнению с той эволюцией, которую предполагал И.С.Ш.
Сильно искажаются формы РГ и в случае взаимодействий
с соседними галактиками. И если обе галактики являются РГ,
то РИ может приобрести Х-образную форму (см. цв. рис. 67).
Наблюдаются интересные особенности в радиоструктурах у РГ,
входящих в состав галактических линейных“ структур: цепоч”
88
4. Радиогалактики
ки галактик и крупномасштабные филаменты, в состав которых
входят и отдельные галактики, и отдельные скопления галактик. Особенность радиоструктур у таких РГ заключается в том,
что их радиокомпоненты вытянуты вдоль галактических структур. Хорошим примером этого служит РГ 3C 31 типа FR I (см.
цв. рис. 68), взодящая в цпочку галактик Arp-329, состоящую из
пяти членов. Центральная E-галактика этой цепочки и является РГ 3C 31 (см. подробнее в п. 9.4). В литературе встречались
разные объяснения этого феномена. Одно из них связано с наличием газовых потоков, текущих по филаментам к их устьям“,
связанным с богатыми скоплениями. Но, в этом случае,”казалось
бы радиоструктуры у РГ в филаментах были бы смещены по направлению потоков, если сами хозяйские галактики движутся с
меньшей скоростью, хотя и в ту же сторону. На наш взгляд более естественно было бы предположение о том, что оси вращения
галактик в филаментах коррелированы с вытянутостью самих
филаментов: тогда Е-галактики должны быть слегка сплюснуты в направлении, перпендикулярном к оси вращения. А это, в
свою очередь, приводит к выбросу радиокомпонент вдоль малой
оси хозяйской галактики.
4.3
О синхротронном излучении
Мы уже говорили, что радиоизлучение от космических источников в основном обусловлено синхротронным механизмом, т.е.
движением заряженных частиц, которые накручиваются на силовые линии магнитного поля. При этом единичный электрон,
обладающий энергией E, будет вращаться по кругу радиуса RL
(ларморов радиус) с циклотронной частотой
ωH =
eH⊥
.
4πmc
Но если энергия электрона (= 33.36 EМэВ /H⊥эрст ) гораздо выше
его m0 c2 = 0.5 МэВ, т.е. электрон является релятивистским, то
его циклотронная частота возрастает в (Ee /m0 c2 )2 раз и становится синхротронной“, которая в максимуме спектра, имеющего вид”(рис. 69), равна
6
νmax = 1.4 · 10 H⊥
Ee
m0 c2
2
2
= 4.6H⊥ EeB
· 10−6 Гц.
4.3. О синхротронном излучении
89
Рис. 69. Спектр синхротронного излучения электрона. Вверху – для одного
электрона, внизу – для ансамбля электронов.
При этом электрон будет излучать за 1 с энергию
2
эрг 2 e2 c E 4
E
−15
2
=
= 1.6 · 10
HГс
=
W
с
3 R2 m0 c2
m0 c2
2
2
HГс
.
= 6 · 10−15 EМэВ
При таком излучении электрон теряет 50% своей энергии за
время
−3/2
−1 −1
−1/2
Eev = 5 · 1011 νmax
H⊥
t1/2 = 2.6 · 1014 H⊥
с.
Если имеется ансамбль релятивистских электронов в единичном
объеме:
N (E) dE = Ke E −γ dE,
где
7.4 · 1021 Iν
Ke =
a(γ) lH
ν
6.26 · 1018 H⊥
γ−1
2
,
90
4. Радиогалактики
l – длина свободного пробега, a(γ) = 0.1 ÷ 0.2 для γ = 1.5 ÷ 5.
Тогда спектр излучения таких частиц будет степенным: Fν ∼
ν −α , где α = (γ − 1)/2.37 В объеме V имеем:
N (E) = Ke V E −γ .
Величины H, V и K будут зависеть от геометрии излучающего
объема:
κ
l0
2 – сфера
H = H0
l
3 – диполь
κ=
−β
1 – конус
l0
V =
3 – сфера
l
−β γ−1
2 – диполь
β
=
l0
l0
K = K0
1 – конус
l
l
Рис. 70. Временна́я эволюция спектра ансамбля релятивистских электронов.
Со временем синхротронный спектр излучения ансамбля частиц изменяется (рис. 70), что было исследовано для разных вариантов в известной работе Н.С.Кардашева [АЖ, 39, 591, 1962].
При этом потери энергии начинают зависеть от скорости расширения РИ, что приводит к изменению размера, величины магнитного поля и плотности излучающих частиц. Синхротронная
37
Это равенство было получено советским физиком А.Корчаком и
носит его имя.
4.3. О синхротронном излучении
91
светимость при этом будет изменяться:
−β+γ−1 κ( γ+1 ) −β −2β+γ−1+κ( γ+1 )
2
2
l0
l0
l0
l0
∼
.
Lν ∼
l
l
l
l
В предположении: N (E) ∼ KE −γ , K ∼ r −(γ+2) , E ∼ r −1 , H ∼
r −2 , n ∼ r −3 , l ∼ r 3 плотность синхротронного излучения ∼
krH 2 E 3−γ ∼ r −8 . В работе Кардашева получились следующие
зависимости −dE/dt = f (r, E):
dE
∼ r −1 E ∼ r −2
dt−4 2
∼ r E ∼ r −6
∼ r −8 E 2 ∼ r −10
∼ r −3 E ∼ r −4
∼ r −4 E ∼ r −5
−
простое расширение
синхротронные потери
потери на обратный комптон
потери на тормозное излучение
набор энергии за счет
статистического ускорения частиц
Спектр синхротронного излучения на некоторой частоте ν ∗ ломается и изменяется с вида Fν ∼ ν −α на Fν ∼ ν −(α+0.5) . Со временем частота излома сползает в сторону низких частот (рис. 70).
Здесь уместно сказать об известной формуле В.И.Слыша
(рис. 71), которая была получена им в работе (Nature, 199, 682,
1963) и позволяла для сферического, оптически толстого синхротронного радиоисточника с самопоглощением оценивать величину его углового размера при известных из наблюдений величин Fνmax и νmax :
16
θ(рад) = 4.3 · 10
Fν1/2
max
Вт
−5/4
· νmax
(Гц) · B 1/4 (Гс)
м2 Гц
(В более общем виде, без привязки к наблюдаемому виду синхротронного спектра, зависимость между θ и величинами Fνmax
и νmax была получена в докторской диссертации известного горьковского радиофизика В.А.Разина.)
Мы здесь не будет подробно рассматривать вопрос о поляризационных свойствах синхротронного излучения. отметим только,
что для наблюдателя в плоскости орбиты электрона излучение
будет поляризовано линейно с электрическим вектором, лежащим в плоскости орбиты. Если наблюдатель смотрит на орбиту
сверху, то излучение будет обладать 100-процентной круговой
92
4. Радиогалактики
Рис. 71. Вячеслав Иванович Слыш (1935 – 2008), Владимир Гдалевич Курт
и Иосиф Самуилович Шкловский, 1973 г.
поляризацией. Под остальными углами поляризация будет эллиптической, причем разных знаков по обе стороны от плоскости. При этом интенсивность последней будет заметно меньше линейной поляризации, которая для случая однородного поля может достигать величины ≈ 70%. Усредненная по интенсивностям излучение системы релятивистских электронов будет
поляризовано линейно, с электричиским вектором, направленным перпендикулярно к однородному магнитному полю (все эти
качественные рассуждения относятся к случаю оптически тонкой среды по рассеянию на электронах). Наблюдениями поляризованного излучения от активных ядер много занимались и
советские астрофизики. В частности, в группе А.З.Долгинова
из Ленинградского университета и в Крымской обсерватории
Н.М.Шиховской и Ю.С.Ефимов (рис. 72).
В синхротронном излучении могут наблюдаться и более тонкие эффекты, например, для случая очень сильных магнитных
полей в пульсарах. Это связано с тем, что у электронов есть спины, которые могут переворачиваться под воздействием сильного магнитного поля. Эти вопросы в середине 60-х годов активно
изучались на кафедре теоретической физики физфака МГУ в
гуппе проф. И.М.Тернова, а затем в Томском университете в
4.3. О синхротронном излучении
93
Рис. 72. Юрий Сергеевич Ефимов (1935 – 2011).
группе проф. В.Багрова.
Один из авторов (Б.К.), обучаясь в ГАИШе, писал дипломную работу как раз по этой тематике в ФИАНе у В.Л.Гинзбурга
(рис. 73). И, хотя Виталий Лазаревич сразу предупредил, что
эффект от спинов электронов в обычных радиоисточниках будет
ненаблюдаемым, однако, тему диплома все же утвердил. Оценки
степени круговой поляризации, возникающей при переворотах
спинов электронов в магнитных полях, показали, что В.Л. был
прав. По оценкам оказалось, что степень круговой поляризации
Рис. 73. Виталий Лазаревич Гинзбург (1916 – 2009).
94
4. Радиогалактики
больше 0.1 может наблюдаться лишь в областях циклотронных
гамма-квантов, когда величина Ee (БэВ) × B(эрст.) > 109 , что
может быть достигнуто только вблизи нейтронных звезд. Кроме
того, требуется наличие механизма, обеспечивающего ускорение
электронов с преимущественной ориентацией спинов.
При упрощающих предположениях об однородности и изотропии распределения излучающих частиц и хаотичности магнитных полей в РИ были получены выражения для синхротронного
потока излучения на данной частоте
γ+1
Fν ≈ R3 KH⊥2 ,
где
H = H0
R0
R
2
K = K0
,
R0
R
(γ−1)+3
.
Считая, что N (E)dE = K(R)E −γ dE и E = E0 (R0 /R), получают
(см. И.С.Шкловский, АЖ, 37, 256, 1960; M.S.Longair, M.Ryle,
P.A.Schener, MNRAS, 104, 243, 1973):
Fν ∼ R−2γ ∼ R−(4α+2)
или при ᾱ = 0.75 имеем
Fν ∼ R−5 .
Переходя к поверхностной радиояркости
Σν ≡
что при ᾱ = 0.75 дает
R2
Fν
,
∼ R−4(α+1)
Σν ∼ R−7 .
В ряде работ такую зависимость строили для разновозрастных
остатков СН в нашей Галактике. Она искалась в виде:
Ян
= −β ln Dν (пк) + ln A.
ln Σν
угл. мин.2
В работе [Ф.Х.Сахибов, М.А.Смирнов, ПАЖ, 8, 281, 1982] для
оболочечных остатков получили β̄ = 3.4 ± 0.5, а для остатков
4.4. Время жизни радиокомпонент
95
СН типа плерионов“ – β̄ = 2.35 ± 0.2. И.С.Шкловский в 1976 г.
(ПАЖ, 2,” 244, 1976) обратил внимание на расхождение величины β в теории и в наблюдениях. Поэтому он предлагал брать
зависимость H(R) в виде H ∼ R−1.5 , что при α = 0.5 давало
β = 4.2.
В работе Б.В.Комберга и М.А.Смирнова [Астрофизика, 22,
257, 1985] подобная же зависимость Σ(D) искалась для протяженных компонент двойных РГ. Для анализа были отобраны
55 отдельных компонент с z < 0.1 и для них строилась зависимость
Ян
Fν
.
Σ1,2 (ν) =
θν (
) × θν (⊥)
угл. сек.2
Получили при ᾱ = 0.75: β̄ = 2.5 ± 0.5 и Ā = 9.81 ± 1.14 с коэффициентом корреляции r = 0.82. Этот результат мог свидетельствовать или об отсутствии потерь при расширении радиокомпонент (расширение в пустоту), или о компенсации потерь на расширение за счет продолжающейся поставки энергичных частиц
из ядра. Последнее кажется более реальным и свидетельствует о
том, что подпитка может продолжаться продолжительное время
(τ ≥ 106 лет) даже на расстояниях ≥ 100 кпк. И здесь возникает важный вопрос об оценках времен жизни радиоисточников,
которые имеют разброс от меньше тысячи лет для компактных
РИ до десятков миллионов лет для, так называемых, гигантских
РИ (ГРИ).
4.4
Время жизни радиокомпонент
Действительно, в радиодиапазоне наблюдаются несколько типов
компактных РИ, которые можно отнести к разряду молодых“:
” спектра
(например, [I.Snellen, 0802.1976]) это GPS (РИ с пиком
на 1 GHz), CSO (компактные симметричные объекты) и CSS
(компактные РИ с крутыми спектрами).
GPS имеют 2-компонентную структуру с общим угловым размером 10−100 mas, с завалом спектра на ν < 1 GHz, что обусловлено синхротронным самопоглощением неоднородного по плотности и величине магнитного поля центрального компонента.
GPS, связанные с квазарами на z > 2, сильно переменны и имеют морфологию типа ядро–джет (в этом случае их относят к
типу FSQ – квазаров с плоским спектром).
РИ типа CSS по угловым размерам в десятки раз больше (∼
несколько угловых секунд). Они имеют крутые (αr > 0.7) спектры с изломом на ∼ 100 MHz, который также связан с син-
96
4. Радиогалактики
хротронным самопоглощением, частота которого ∼ θ 4/5 . Морфологически CSS схожи с GPS, показывают признаки сильного
взаимодействия с окружающим газом и расположены на ярком
конце функции радиосветимости для CSS. Те CSS, у которых
наблюдаются двухсторонние структуры типа jet/lobe, называют MSO (medium symmetric).
Обнаружены еще более компактные чем GPS радиоисточники, у которых излом спектра лежит на ν > 5 GHz –HFS (с изломом на высокой частоте). Высказывалась точка зрения, что
РИ типов GPS/CSO и CSS/MSO можно рассматривать в рамках единой эволюционной схемы: GPS/CSO (τ ∼ 102−3 лет) →
CSS/MSO (τ = 104−5 лет).
Под марку“ HFS в основном, по-видимому, попадают объ” BL Lacertae (Blazars) с радиовыбросом, направленекты типа
ным на наблюдателя, хотя часть из них относится и к молодой
популяции РИ типа ультракомпактных симметричных (USO).
Первым о молодости объектов такого типа стал говорить еще в
1965 г. И.С.Шкловский [Nature, 206, 176, 1965] на основе данных о GPS РИ B1934-63 в связи с его возможным отношением
к внеземным цивилизациям“.
”
По данным VLBI были получены оценки скорости расширения
некоторых наиболее изученных GPS/CSO (например, W.Tschager
et al., A&A, 360, 887, 2000). Она оказалась ∼ (0.1−0.2) c, что давало оценку кинематического возраста порядка сотен или тысяч
лет. Возраста более протяженных РИ типа CSS оценивались на
основании изломов в их синхротронных спектрах и приводили
к оценкам ∼ 104−5 лет.
Естественно, что обнаружение молодых РИ поставило перед
радиоастрономами вопрос об их возможной эволюционной связи с РИ других типов. В работе [0802.1976] этот круг проблем
очерчивается следующим образом.
1) Долговременная эволюция активности в ядрах галактик. Если РИ типов GPS/CSS со временем эволюционируют в классические РИ типа FR II/I, то надо ответить на целый ряд вопросов: относительно эволюции светимости/энергии
во время радиовспышки; длительности вспышки; все ли радиовспышки эволюционируют в классическпе РИ или некоторые
вспышки являются короткоживущими; как часто в ядре хозяйской галактики может происходить активность? При этом надо
учесть, что вспышки в XR или оптике дают информацию об относительно текущем“ состоянии активности, а в протяженных
”
радиокомпонентах
сохраняется информация о прошлых циклах
4.4. Время жизни радиокомпонент
97
активности.
2) Причины начала активности ядер. Возраст РИ типа
GPS всего 102−3 лет, что совершенно несопоставимо с возрастом
их хозяйских галактик. Поэтому, изучая хозяйскую галактику
и ее окружение, мы фактически изучаем ее на момент начала
активности, который может быть связан с процессом слияния
галактик, богатых газом (хотя, между этими двумя феноменами
может быть временная задержка, так как на слияние“ первым
”
реагирует темп звездообразования и лишь после
– активность
ядра).
3) Надо учитывать, что сама активность ядра оказывает влияние на характер эволюции само́й хозяйской галактики. В частности, ветер от активного центра может гасить
темп звездообразования и регулировать в массивных EG взаимосвязь между подсистемами с разным звездным населением
(например, J.Silk, M.Rees, A&A, 331, L1, 1998). И сравнивая
особенности хозяйских галактик с молодой активностью в ядрах (типа GPS) и со свойствами хозяйских галактик, у которых
активность была долговременная (типа FR II/I) можно делать
выводы о взаимодействии радиовыбросов на разных временных
масштабах с межзвездной средой их хозяйских галактик.
Ясно, что на другом конце временной шкалы активности ядер
по отношению к молодым“ РИ лежат наиболее протяженные
”
РИ, размеры которых
могут достигать нескольких мегапарсек,
которые получили название гигантские РГ“. К рассказу об их
”
свойствах и свойствах их возможной
родительской популяции
мы теперь и перейдем.
Гигантские РГ (ГРГ) с общими размерами > 1 Мпк известны с 1974 г. [A.G.Willis, R.G.Strom, A.S.Wilson, Nature, 250, 625,
1974]. Ими оказались РГ 3C 236 (z = 0.1) и DA 240 (z = 0.04)
(см. цв. рис. 74). Гигантские РГ, которых к настоящему времени
известно уже порядка пары сотен и угловые размеры которых
достигают десятков угловых минут, интересны по многим причинам: и с точки зрения понимания их эволюции, и оценки с
их помощью параметров межгалактической среды, и их корреляции с вытянутостью крупномасштабной структуры близких
к ним галактик, и их возможного вклада в неоднородность по
углам интенсивности реликтового излучения за счет вклада от
эффекта Зельдовича–Сюняева, т.е. рассеяние квантов CMB на
энергичных электронах в протяженных компонентах ГРГ. (На
рис. 75 представлены распределения ГРГ по z, угловым размерам, P1.4 Вт/Гц, [0901.3721].) Во многих работах, посвященным
исследованию свойств ГРГ (см., например, обзор: Б.В.Комберг,
98
4. Радиогалактики
Рис. 75. Распределения гигантских радиогалактик (по литературе).
И.Н.Пащенко (АЖ, 86, 1, 2009; [0901.3721]), было показано, что
примерно 10% от всех РГ с P1.4 ≈ 1024 − 1028 Вт/Гц относятся
к типу ГРГ и что ∼ 15% ГРГ представляют из себя гигантские радиоквазары с широкими линиями излучения в спектрах.
Около 50% ГРГ имеют спектры с линиями низкого возбуждения
(LERG), а ∼ 35% – имеют спектры с узкими линиями (NLRG)
высокого возбуждения (HERG). Большинство ГРГ имеют морфологию типа FR II, хотя пару десятков встречается типа FR I и
промежуточных типов. Исследования показали, что ни по мощности центральной машины“, ни по параметрам центральных
” включая массы ядер, ни по виду асимметрий радиообластей,
морфологии, ни по плотности окружения ГРГ заметно не отличаются от нормальных мощных РГ. По положению ГРГ на
плоскости Lr − lr (рис. 76) видно, что в среднем они менее светимы, чем нормальные по размерам РГ. В работе [C.H.IshwaraChandra, D.J.Saikia, MNRAS, 309, 100, 1999] утверждается, что
в ГРГ доминируют потери на обратный комптон, в отличие от
4.4. Время жизни радиокомпонент
99
Рис. 76. Положение ГРГ на плоскости Lr − lr .
нормальных РГ, у которых доминируют синхротронные потери.
Отсюда следует вывод, что пространственная плотность ГРГ будет уменьшаться с ростом z, т.к. плотность квантов CMB там
делается выше.
Время жизни релятивистских электронов на наблюдаемой частоте ν0 с учетом как синхротронных, так и потерь на обратный
комптон (ОК) можно оценить по формуле:
5 · 104
τ (106 лет) ≈
[(1 +
3/2
z)ν0 ]1/2 Beq
1+
Bok
Beq
2 ,
где магнитные поля выражены в единицах 10−6 Гс. Отсюда, согласно [C.H.Ishwara-Chandra, D.J.Saikia, MNRAS, 309, 100, 1999]
для ГРГ с lr = 2 Мпк, Bok /Beq = 3 и z̄ = 0.1 получается
τГРГ ≈ 3 · 108 лет для ν0 = 327 MHz. А кинематическое время при v = 0.1 c оценивается ∼ 7 · 107 лет.
Вопрос об эволюционных связях ГРГ с другими типами РИ
до сих пор не до конца ясен. Можно предполагать из анализа
имеющихся наблюдательных данных, что для ГРГ менее важен
эффект ориентации радиовыбросов по отношению к лучу зрения, но гораздо сильнее эффект влияния межгалактической среды. Действительно, из того факта, что гигантские радиоквазары
100
4. Радиогалактики
оказались не более асимметричными, чем ГРГ можно сделать
вывод, что главной причиной проявления асимметрии является
не ориентация, а неоднородность межгалактической среды на
масштабах сотен кпк и даже Мпк. Было показано в ряде работ,
что появления ГРГ на связано с бо́льшей мощностью выброса из
их ядер, чем у нормальных РГ. Интересно, что пока не найдено
заметной корреляции между вытянутостью ГРГ и неоднородностью в распределении близких к ним галактик, входящих в
состав крупномасштабной структуры (LSS).
Наиболее вероятной причиной существования ГРГ является,
по-видимому, бо́льшая продолжительность активности в их ядрах. Это подтверждает тот факт, что среди ГРГ наблюдается относительно бо́льшая доля радиоморфологий типа double” Вмеdouble“ (см. цв. рис. 77) по сравнению с нормальными РГ.
сте с выводом о примерно равных их наблюдаемых пространственных плотностях, получается, что ∼ 10% РГ типа FR II
являются долгожителями“ и со временем могут эволюциони”
ровать в ГРГ.
В то же время радиоквазары, о которых речь
пойдет ниже, всегда являясь RS типа FR II, не имеют морфологического типа double-double“. Последнее можно связать с
меньшим временем” жизни объектов, которые по светимости в
оптике относят к квазарам. И тогда напрашивается вывод о том,
что ∼ 10% радиоквазаров по каким-то причинам являющимися
долгоживущими“, со временем превращаются в долгоживу”щие“ РГ типа FR II, а последние через τ ≥ 108 лет
” могут уже
наблюдаться как гигантские РГ. Все это, естественно, относится только к очень мощным RS, для которых энергия выбросов
оказывается достаточной, чтобы уйти за пределы не только короны хозяйской галактики, но, иногда, и за пределы хозяйского
скопления галактик.
В промежутке между совсем молодыми“ компактными РИ
” целый зоопарк“ РГ разных
и очень старыми ГРГ обнаружен
”
lobe
светимостей, размеров, форм и отношений Lя
r /Lr .
Особый интерес представляют РГ с односторонними выбросами из ядер, которые V.K.Kapahi (JAA Japan, 2, 43, 1981) даже
выделил в отдельную группу – D2 (в отличие от РГ с двусторонними выбросами – D1). Автор отмечает, что к РИ типа D2
чаще всего относятся квазары, а не РГ при одинаковых полных
радиомощностях. При этом у РИ типа D2 наблюдается примерное равенство между Prя и Prlobe . Интересно, что размер РИ типа
D2 в среднем меньше, чем полуразмер типа D1: k̄rD2 = 75 кпк,
k̄rD1 /2 = 125 кпк, что объясняется, по-видимому, молодостью
4.5. Проблема superluminal“
”
101
РИ типа D2, а не их ориентацией на нас. Дело в том, что односторонние радиовыбросы часто бывают направлены в сторону протяженных радиоструктур, которые расположены дальше от наблюдателя, чем ядро. Конечно, в некоторых случаях релятивистский радиовыброс на наблюдателя может быть
заметно ярче, чем контрвыброс, т.к. Fнабл (ν) = F0 (ν) · δn+α ,
где параметр
доплеровского уярчения δ = γ −1 (1 − v0 cos θ/c)−1 ;
γ = 1/ 1 − v02 /c2 – лоренц-фактор; n = 2 − 3 в зависимости от
модели, v0 – скорость выброса, θ – угол с лучом зрения, α – спектральный индекс. К тому же контрвыброс может быть ослаблен
при малых θ и поглощением в околоядерном торе.
4.5
Проблема superluminal“
”
Нельзя не упомянуть еще об одной наблюдательной особенности, характерной для некоторых центральных радиокомпонент
в РГ, квазарах и даже микроквазарах. Эта особенность заключается в том, что в ряде случаев парсековые VLBI-компоненты изменяют свое видимое местоположение в радиовыбросах со скоростями, большими, чем скорость света c. Впервые речь об этом
эффекте зашла после того, как по данным радиоинтерферометрии с большими базами выяснилось, что в ядрах некоторых
переменных РИ отдельные компактные (пк) радиокомпоненты
движутся со сверхсветовыми“ скоростями.
” получил название superluminal“ и не нарушаЭтот феномен
ет постулат ОТО о невозможности ”физических скоростей больше скорости света. Просто, как быстро выяснилось, речь шла о
фазовой“ скорости, т.е. о скорости движения светового зайчи”ка“. Ведь нас не удивляет, что яхта под косым
” парусом может
38
идти со скоростью, больше скорости ветра . Впервые речь об
этом эффекте зашла после того, как по данным радиоинтерферометрии с большими базами получалось, что в ядрах некоторых переменных РИ отдельные компактные (пк) радиокомпоненты движутся со скоростями vнабл > c! В работах разных
авторов (например, P.A.G.Schener, A.C.S.Readhed, Nature, 277,
18, 1979; M.J.Rees, MNRAS, 345, 1135, 1967; R.H.Sanders, Nature,
38
Вспоминается, что Я.Б.Зельдович прямо у доски объяснил именно
таким образом появившееся в литературе сообщение, которое, правда, потом оказалось ошибочным, что эмиссионная туманность вокруг
квазара 3C 286 быстро исчезла“. Формально, скорость ее исчезнове”
ния была 106 c, что вызвало недоумение автора.
102
4. Радиогалактики
248, 390, 1979; R.D.Blandford, A.Königl, ApJ, 232, 390, 1979) для
объяснения этого факта была предложена модель идеального“
радиовыброса, в которой вводилось 3 параметра: L”0 – собственная светимость компонента, θ – угол, под которым компонент
движется со скоростью v0 по отношению к лучу зрения и лоренцфактор γ (или Γ) = [1 + (v0 /c)2 ]1/2 . В этом случае
β0 sin θ
vнабл
=
,
c
1 − β9 cos θ
βнабл =
где β0 = v0 /c и
Lнабл = L0 δn ,
где допплер-фактор
δ=
1
,
γ (1 − β0 cos θ)
n = αr + p, α – спектральный радиоиндекс (Fν = ν α ), p =
2 ÷ 3 в зависимости от геометрии модели, δ ≈ βнабл (см., например, M.H.Cohon et al., [0611. 642]). В недавней работе M.L.Lister
et al. [1308.2713] на основе результатов наблюдений на 15GHz
(VLBA)39 почти 200 РИ, полученных за период с 1994 по 2011 гг.,
исследовалась кинематика парсековых радиоструктур в ярких
выбросах из АГЯ, для которых имелись на VLA40 радиоизображения. Анализируя 60 более надежно наблюдаемых выбросов,
авторы пришли к выводу, что последние со временем изменяют свою ориентацию на небесной сфере на углы от 10 до 150◦ ,
что соответствует внутренней переориентации от 0.5 до 2◦ . Кроме того, для почти 70% от наблюденных 560 движущихся парсековых компонент выяснилось увеличение vнабл вдоль выброса как у РГ, так и BL Lac (рис. 78). По зависимости между
vнабл и LV LBA (Вт/Гц) (рис. 79) был сделан вывод, что у РИ
с L0 > 1026 Вт/Гц величина допплер-фактора может достигать
40 (!), хотя у менее светимых РИ он гораздо меньше. Последнее, по мнению авторов, не связано с тем, что более молодые
выбросы видны под меньшими углами к лучу зрения, т.е. тут не
замешана унифицированная схема“.
”
39
VLBA – Very Large Base Array – американская интерферометрическая система с большой базой, состоящая из десятка больших РТ.
40
VLA – Very Large Array – американская система апертурного синтеза.
4.5. Проблема superluminal“
”
Рис. 78. Увеличение vнабл вдоль выброса, [1308.2713].
Рис. 79. Зависимость между vнабл и LV LBA , [0611.642].
103
104
4. Радиогалактики
Было бы преувеличением говорить, что со сверхсветовыми“
”
скоростями VLBI компонент в выбросах из некоторых
АГЯ все
уже ясно. Например, некоторые из таких компонент не меняют свое положение, а другие – даже перемещаются в обратном
направлении, т.е. в направлении к ядру. На этот счет высказывались разные соображения, которые, как правило, связываются с
присутствием в радиовыбросах стоячих ударных волн. Встречались и другие объяснения этого феномена. Например, в работе
Б.В.Комберга (АЖ, 63, 874, 1986) было сделано предположение,
что VLBI-компоненты – это области взаимодействия прецессирующего релятивистского выброса с плотными газовыми облаками, вращающимися вокруг активного ядра. При этом, если
эти облака имеют кометообразную форму (более плотная го”
лова“ и длинный более разреженный хвост“), то область вза”
имодействия с прецессирующим выбросом может перемещаться
вдоль этого хвоста“ с фазовой скоростью больше скорости света. А так как” облака могут вращаться в разные стороны, то и их
вытянутые хвосты“ тоже будут направлены в разные стороны
” к направлению выброса. Это означает, что обпо отношению
ласти взаимодействия вещества в хвостах“ с прецессирующим
выбросом будут перемещаться или” в сторону ядра, или наоборот.
В целом ряде работ были предприняты попытки использовать
данные о виде усредненной зависимости между угловой скоростью (μ) движения VLBI-компонент на разных красных смещениях для оценки величины константы Хаббла (H0 ) в некоторых
предположениях о других параметрах космологической модели.
Например, в работе M.H.Cohen et al. (ApJ, 329, 1, 1988, рис. 80)
в предположении о случайной ориентации выбросов из АГЯ по
отношению к лучу зрения приведены следующие теоретические
зависимости:
masec
μнабл = 2.11 · 10−4 β(γH9 ) · g(q0 , z)
год
для γH0 = 900 и 400, где функция g(q0 , z) = Ψ−1
θ (см. в конце
п. 2.1, стр. 19).
А в работе Y.W.Zhang, J.H.Fan (China J.Astron., 8, 385, 2008)
на основе данных о 224 отдельных релятивистских компонент
от 123 РИ (с zmax = 2.4) получены зависимости:
log μ = −(0.28 ± 0.11) log z − (0.75 ± 0.28)
и
log β = (0.59 ± 0.13) log z − (0.99 ± 0.11).
4.5. Проблема superluminal“
”
105
Рис. 80. Слева: зависимость угловой скорости VLBI компонент от z,
[0403.320]. Справа: наблюдаемая скорость VLBI компонент от z, [0812.3130].
Авторы приходят к выводам, что средние μ растут при переходе
от QSS → BL Lac → RG, что, по-видимому, связано с тем, что в
этом же направлении уменьшаются средние расстояния до этих
объектов. Приведем еще вывод из работы B.Lew et al. [0509.154],
в которой из анализа данных по 234 VLBI компонент получается
в модели движущейся релятивистской сферы: β0 = 0.987, θ = 9◦
и H0 = (71 ± 7) км/(с·Мпк), что не противоречит параметрам,
полученным другими авторами из совершенно других соображений.
В заключение разговора о радиогалактиках было бы полезным более подробно остановиться на хорошо исследованных относительно близких представителях этого класса АГЯ: РГ типа
FR II – Лебедь A и типа FR I – Печь A, Центавр A, Дева A и Персей A. Но, в рамках нашего учебного пособия мы этого делать
не станем, поэтому отсылаем читателя к описанию этих РГ в
уже упоминавшейся книге О.В.Верходанова и Ю.Н.Парийского:
Радиогалактики и космология“.
”
106
5
5. Квазары
Квазары
5.1
Начало
Мы уже кратко описывали драматическую“ историю41 обнаружения в начале 60-х годов ”звездоподобных внегалактических
объектов – квазаров (квази-звездных источников КЗИ). У читателей могло сложиться впечатление, что открытие могло состояться лет на 15 раньше, но это не так. Дело в том, что в
конце 40-х годов на их поиск не было заявки“ со стороны тео”
ретиков. Во-первых, считалось, что внегалактичексие
объекты
должны быть, по примеру галактик, протяженными, во-вторых
в те времена не было и подсказки со стороны радиоастрономии,
где надо искать эти необычные объекты. Но даже после обнаружения квазаров – этих самых светимых в оптике и самых
переменных источников Вселенной, прошло не одно десятилетие прежде чем прояснилось их место в ряду других объектов,
объединенных понятием феномена АГЯ.
Почти сразу после открытия квазаров делались попытки построения их функции светимости, которая, естественно, изменялась по мере обнаружения все большего числа КЗИ. И даже
пытались получить для них некий аналог закона цефеид“, т,е,
” временем переменнайти возможную связь между характерным
ности и их светимостью в оптике. В частности, Я.Б.Зельдович
(1914 – 1987), который с 1962 г. возглавлял отдел теоретической астрофизики в Институте Прикладной Математики, проявлял большой интерес к обнаружению первых квазаров. Уже в
1964 г. им вмести с И.Д.Новиковым (рис. 81) был предложен метод оценки нижнего предела массы квазара по его светимости в
предположении сферической аккреции (ДАН СССР, 155, 1033,
1964). Уже отсюда было видно, что сначала КЗИ воспринимались многими теоретиками как некий вариант сверхзвезд“ – ги”
потеза, которая впоследствии была признана негодной
(об этом
подробнее будем говорить дальше).
В 1966 г. Н.С.Кардашев и Б.В.Комберг [АЦ, 357, 1966] для
дюжины КЗИ с известными z и UBV42 построили зависимость
Δ = f (z), где Δ = αU B − αBV ; α – наклон спектра в соответствующих диапазонах. Эту зависимость можно было описать в
диапазоне от z = 0.16 до 1.2 кривой типа синусоиды (см. левую
41
См. свежую статью на эту тему K.I.Kellerman [1304.3627]
UBV – стандартные широкополосные фильтры с максимумом пропускания на длинах волн, соответственно, 3600, 4410 и 5225 Å.
42
5.1. Начало
107
Рис. 81. Яков Борисович Зельдович и Игорь Дмитриевич Новиков (семидесятые годы прошлого века).
сторону рис. 82). И, в принципе, для КЗИ с z < 1.2 по этой
зависимости можно было оценивать z при известных данных
об UBV. Авторы предположили, что наблюдаемая зависимость
Δ(z) могла быть обусловлена изломом (ступенькой) в непрерывном спектре вида F ∼ λα−2 на длине волны λ̄0 = 2250 Å. Эта
длина волны совпала с широкой линией поглощения от углеродной пыли λ = 2300 Å в межзвездной среде. Однако, после
опубликования данных по новым КЗИ выяснилось, что зависимость Δ(z) становится при заданном Δ неоднозначной по z. И
в работе Б.В.Комберга, Е.А.Карицкой [АЦ, 379, 1966] было показано по данным о 57 КЗИ, доложенных на симпозиуме МАС
в Бюракане, что причиной появления зависимости Δ(z) является вклад в цвета квазаров за счет широких линий излучения
Lyα и C IV в их спектрах. Этот вывод был подтвержден в работе P.A.Strittmatter, G.R.Burbidge (1967 г.) на основании расчета
зависимости Δ(z) для стандартного непрерывного спектра квазара с наложенными на него линиями Lα, C IV, [C III], Mg II,
[Ne V], [O II], Hγ с эквивалентными ширинами, соответственно,
175, 124, 13, 94, 16 и 26 Å (см. среднюю часть рис. 82). Таким
образом, вопрос о природе зависимости Δ(z) был закрыт, а чтобы усилия в этом направлении не пропадали даром, A.Sandage
рассчитал (рис. 82, верхний правый график) усредненный оп”
108
5. Квазары
Рис. 82. Спектры квазаров из разных работ с учетом широких линий излучения.
тический спектр“ квазара с учетом вклада в него линий излучения и поглощения на λ0 = 2250 Å. И уже этот усредненный
” так назыспектр“ предложил использовать для грубых оценок,
ваемой K-поправки: K = 2.5(1−α) log(1+z), которая учитывает
наблюдаемое ослабление в оптике нетеплового спектра (с наклоном α) от объектов на разных z.
5.2
Неоднородность распределения
квазаров по небесной сфере
Следующий этап операции по осаде квазаров относится к вопросу о неоднородности их распределения как по небесной сфере,
так и по красным смещениям. Изначально их скученность“ на
некоторых участках неба воспринималась как ”чистая селекция,
связанная с тем, что довольно слабые объекты типа КЗИ наблюдались только на небольшом числе обсерваторий с большими
5.2. Неоднородность распределения квазаров по небесной сфере
109
телескопами. Однако, по мере накопления наблюдательных данных выяснилось, что существует и истинная скученность КЗИ
на масштабах групп и скоплений галактик. Ожидать, что квазаров в таких комплексах будет много не приходится, так как
квазаром по определению называют объект с абсолютной звездной величиной < -23, т.е. эти объекты в оптике ярче самых массивных галактик в центрах скоплений. А в астрофизике хорошо
известна закономерность: чем ярче объект, тем он реже встречается и тем меньше длительность его существования в своей яркой фазе. Именно по этой причине ярких квазаров вблизи нашей
Галактики нет и в близких скоплениях галактик они отсутствуют. А вот в далеких скоплениях они уже встречаются, так как
пространственная плотность квазаров растет ∼ (1 + z)5−6 при
одинаковой же светимости (рис. 83). Наблюдения показывают,
что общая пространственная плотность КЗИ вблизи нас равна
примерно 1/109 Мпк3 , а при z = 2 − 3 она уже в 1/106 Мпк3 .
Причем это уже не только радиоквазары, которых ∼ 10% от
всех, а и радиоспокойные квазизвездные объекты (КЗО).
Рис. 83. Пространственная плотность квазаров из работы G.Hasinger et al,
A&A, 441, 417, 2005.
Чтобы двигаться дальше в рассказе о свойствах квазаров нам
придется нарушить хронологию накопления знаний о них и хотя
бы коротко поговорить о том, что мы знаем на сегодняшний день
(т.е. через 50 лет после их обнаружения) об их статистических
110
5. Квазары
свойствах.
Рис. 84. Распределение квазаров из каталога SDSS по видимой звездной
величине.
Число известных КЗО с измеренными тем или иным способом43 красными смещениями с z ≈ 0.045 ÷ 8 (!) достигло ∼
100000. Их видимые звездные величины колеблются от 13m до
28m (рис. 84), а абсолютные – от −23 (по уговору“) до −33 (!),
”
т.е. перекрывает в оптике интервал в 104 раз. Максимумы в распределениях N (mv ) и N (Mv ) приходятся на ∼ +19m и ∼ −27m ,
соответственно, т.е. в среднем квазары ярче всей нашей Галактике в более чем 100 раз.
Из-за большого разброса собственых светимостей в оптике
КЗО не годятся для построения по ним хаббловской зависимости, так как они, как класс, не являются стандартной све” некоторые подчой“ (cм. рис. 85). Однако, это не означает, что
классы КЗО не могут обладать более или менее одинаковыми
светимостями. Весь вопрос в том, как такие подклассы КЗО
выделить. В старой работе финского астронома из обсерватории Tuorla Пекка Террикорпи предлагал более подробно изучить свойства тех КЗО, которые попадают на зависимость m(z),
43
Кандидаты в КЗО вылавливаются“ или по фотометрии в узких
”
фильтрах, или по рентгеновскому излучению от точечных“ источни”
ков. Для достоверного отождествления КЗО надо получать спектры
с хорошим спектральным разрешением и желательно по нескольким
спектральным линиям.
5.2. Неоднородность распределения квазаров по небесной сфере
111
Рис. 85. Зависимость M (z) для квазаров мз каталога SDSS.
построенную по ярчайшим галактиким скоплений. Возможно,
что именно эти квазары могут являться стандартными свечами“. Несколько другой подход для поиска”квазаров, являющихся standard Eddington candles“ предлагают в недавней работе
”
P.Marziani,
J.W.Sulentic, [1310.3143].
Самый простой способ оценки степени неоднородности объектов по небу – построение для них 2-точечных корреляционных
функций (КФ):
γ
r
Nнабл (r)
−1 =
= Ar γ ,
ξ(r) =
Nслуч (r)
r0
где r0 – радиус корреляции, A – амплитуда корреляции = r0−γ =
ξ(r = 1 Мпк); ξ(r0 ) = 1, Nнабл – число наблюдаемых объектов в круге с радиусом r. Как было показано в работах по га-
112
5. Квазары
лактикам (например, N.Bahcall, A.Chokshi, ApJ, 380, L9, 1991),
приближенно: r ≈ 0.4d и A ≈ 4N ∗ ≈ (0.4d)−γ , где N ∗ – число
галактик, которые на 2m слабее, чем 3-я по яркости галактика в R ≤ 1.5h−1 Мпк от центра системы44 , d = n−1/3 – среднее
расстоянием между объектами в выборке, n – пространственная
плотность объектов в выборке. Для наблюдений по галактикам
получается: γ = −1.8, A ∼ n−3/5 .
В работе Б.В.Комберга и А.В.Кравцова [Astr. Astrophys. Trans.,
8, 241, 1995], были построены КФ для галактик сейферта (N =
959, z < 0.2) и получены следующие результаты: r0 = (9 ±
2)h−1
100 Мпк, γ = −(1.7 ± 0.2), A = 50. Для других близких типов галактик и их скоплений результаты брались по литературе
(табл. 5.).
Объекты
γ̄
r0 , Мпк
A = (r0 )−γ
Скопления галактик
Группы галактик
Галактики
РГ
СГ
−1.81
−(1 ± 0.5)
−1.8
−1.8
−1.7
22 ± 10
≈6
≈5
≈ 11
9±2
300
25
18
15
50
Таблица 5. Близкие галактики и скопления галактик.
Для построения КФ квазаров приходится учитывать неоднородность в их выборке, т.к. последняя к 1995 г. была невелика
(NКЗО ≈ 5000). Для начала отобрали 875 КЗО с z = 0.5 − 1 и
для нее получили: r0 = 4.5 Мпк, γ = −1.8, A = 20. По более
обширной выборке КЗО становится ясно, что КФ зависит от их
светимостей и от z: γ ∼ (1 + z)−3 . Это связано с тем, что A ∼
n−3/5 , а n ∼ (1 + z)5−6 . Для M = −24 (на z̄ = 0.6) получают
ξ(r = 5 Мпк) = 0.64, а для M = −25.8 (на z̄ = 0.8) – ξ = 1.63.
То есть по свойствам КФ видно, что более близкие и не очень
яркие КЗО похожи на СГ, а более далекие и более яркие – на РГ.
А так как РГ входят в состав скоплений галактик, то и квазары
должны входить в состав далеких скоплений и сверхскоплений.
Поэтому имело смысл поискать в распределении КЗО на небесной сфере какие-то групп квазаров с линейными размерами в
44
Таким способом Abell характеризовал классы богатства скоплений галактик.
5.2. Неоднородность распределения квазаров по небесной сфере
113
десятки Мпк. Такая работа проводилась многими авторами. Например, Webster (1982) обнаружил группу из 4 квазаров в области ∼ 75h−1 Мпк на z = 0.37. Через 5 лет Crampton, Cowley,
Hartwork нашли еще более впечатляющую большую группу квазаров в области ∼ 60h−1 Мпк на z = 1.1 – в нее входило уже
два десятка объектов. В 1991 г. Clowes, Compusano нашли большую группу КЗО в области 150 × 100 × 60h−1 Мпк3 на z = 1.3,
в которую входило уже несколько десятков квазаров. В работе [B.V.Komberg, A.V.Kravtsov, V.N.Lukash, MNRAS, 282, 713,
1996] были обнаружены 12 больших групп квазаров45 (среди них
есть и группа Clowes, Compusano) в диапазоне z = 0.5 ÷ 2. По
мнению авторов большие группы КЗО обозначают местоположение будущих сверхскоплений галактик. Интересно, что появляются работы, в которых ставятся, в каком-то смысле, обратные задачи – поиск далеких скоплений и сверхскоплений вблизи
от областей, где расположены не только большие группы КЗО,
но и пары или тройки КЗО. Действительно, например, в работе
K.Husband et al. (1304.3726) показано, что даже очень далекие
квазары (z ≈ 4.9–5.2) из каталога SDSS46 расположены в областях с повышенной плотностью галактик (кстати это создает
трудности для стандартной теории формирования и эволюции
крупномасштабной космологической структуры галактик, которая казалось бы должна формироваться на меньших z). Получается, что сегодняшние массивные группы и скопления галактик начали формироваться гораздо раньше, чем предполагалось
прежде.
Добавим к этому еще, что вопрос об истинной пространственной скученности квазаров не так прост, так как большинство
оценок делалось в предположении сферической симметрии. А
на самом деле большие группы квазаров имеют вытянутую и
неправильную форму, для оценки вероятности неслучайного существования которой требуются другие методы47 . Пример тако45
Под большой группой понимается образование, состоящее не менее, чем из 10 КЗО в области с размерами от 70 до 160 Мпк. Пространственная плотность КЗО в таких группах должна превосходить
плотность фоновых КЗО не менее, чем в 2 раза.
46
Обзор северного неба, проводимый на специализированном 2.5 м
телескопе фонда Слоана (рис. 86).
47
Например, метод наименьшего покрывающего дерева“ (НПД),
”
когда все анализируемые в данной выборке КЗО соединяются отрезками прямых линий и ищется минимальная суммарная их длина.
114
5. Квазары
Рис. 86. Специализированный 2.5 м телескоп фонда Слоана.
го подхода был дан в недавней работе С.В.Пилипенко, который
этим новым методом переработал результаты работы P.G.Clowes
et al. [1211.6256], в которой утверждалось, что была найдена
группа квазаров, состоящая из 73 членов на z̄ = 1.27 и представляющая из себя цепочку“ размером ∼ 1240 (!) Мпк. Однако, об”
работка этих данных
методом НПД показал, что наблюдаемая
гигантская гирлянда КЗО – случайное образование.
5.3
Неоднородность распределения
квазаров по z
Другой интересной проблемой, которую квазары поставили перед наблюдателями – это их распределение не по небесной сфере, обусловленное их скученностью (истинной или мнимой), в
которую замешаны эффекты гравитационного линзирования“
” а по красным смещениям. Вот
(о чем речь еще будет дальше),
к рассказу об этой почти детективной“ истории, которая и до
”
сих пор еще не до конца
распутана, мы и перейдем.
Началась эта история в 1968 г. когда американский астрофизик Джеффри Бербидж, которого Я.Б.Зельдович в шутку называл адвокатом дьявола“, на основании распределения N (z) для
”
73 объектов
с нетепловыми оптическими спектрами (квазары,
ядра СГ, РГ и компактные галактики) с z ≤ 0.6, построенном
с шагом по z равным 0.01, стал утверждать, что оно подчиняется закону: zem = 0.06 · n, где n – целое число. У Бербиджа
было много последователей. Например, J.G.Hartnett [0712.3833]
по гораздо бо́льшей выборке КЗО из Слоановского обзора так-
5.3. Неоднородность распределения квазаров по z
115
же на основании спектрального анализа Фурье пришел к выводу, что в распределении Nq (z) имеет место квантование“ с
”
n = 3, 4, 5, 6, 7, 10, 20. То есть максимумы в распределении
Nq (z)
будут при zmax = 0.169, 0.249, 0.316, 0.455, 0.62 и 1.17.
Сам Дж.Бербидж также возвращался к этому вопросу, оперируя уже большей статистикой. В работе [ApJ, 585, 112, 2003]
он приводит формулу, по которой можно предсказать (i + 1)-й
максимум в распределении Nq (z), зная предыдущий“ i-й мак”
симум:
log(1 + zi+1 ) − log [1.225 · (1 + zi )]
В такой последовательности расстояния по z между соседними
максимумами можно высчитать:
Δ log(1 + z) = 0.089
или
Δ ln(1 + z) = 0.19.
Здесь стоит упомянуть, что о некоторой периодичности“ в распределении КЗО писал в 70-х годах ”харьковский астроном
М.Ф.Ходячих. По его данным о 400 КЗО получалось, что и оптические звездные величины, и радиовеличины КЗО удовлетворяли некоторой зависимости по z с периодом p ∼ ln(1+z) = 0.19.
Когда речь шла об оптических величинах, то тут могло оказывать влияние поглощение по дороге, но для радиовеличин этот
аргумент уже не работал.
В обсуждении этой проблемы существует один селекционный
эффект, на который обратили внимание Е.А.Карицкая и Б.В.
Комберг еще в 1970 г. (АЖ, 47, 43, 1970). Ими было показано,
что в этом вопросе надо учитывать влияние сильных линий излучения в спектрах квазаров (табл. 6 и рис. 87), от попадания
которых в диапазон наблюдений может сильно зависеть возможность отождествления КЗО. Поэтому в некоторых интервалах
по z число отождествленных КЗО может быть бо́льшим. С этой
Линия
λ0 (Å)
Δz влияния
Mg II
C IV
C IV
Lyα
2798
1909
1549
1216
0.2 − 1.15
0.7 − 2.1
1.1 − 2.8
> 1.7
Таблица 6. Сильные линии излучения в спектрах квазаров.
116
5. Квазары
Рис. 87. Типичный спектр квазара с сильными линиями излучения,
[0911.2983].
точки зрения резкое уменьшение числа КЗО при z∗ > 1.95, о котором писал Бербидж, может быть связано с тем, что при z > z∗
не входит в диапазон наблюдений (λ = 3300 Å) самая сильная в
спектрах квазаров линия Lyα (1216 Å).
Анализ распределения Nq (z) (рис. 88) по большим выборкам:
N = 22500 из каталога 2dF, покрывающего 2 квадратных гра-
800
700
600
500
400
300
200
100
0
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
ln(1+z)
1.2
1.4
1.6
1.8
2
Рис. 88. Распределение квазаров по красным смещениям z по каталогу
SDSS DR 7.
5.3. Неоднородность распределения квазаров по z
117
дуса северного неба, и N = 46420 из SDSS (DR3), проведенный в
работе S.M.Tang, S.N.Zhang [0506.366], не показал достоверной
периодичности“ в распределении. К схожему выводу пришли
”и авторы С.В.Репин, Б.В.Комберг и В.Н.Лукаш (АЖ, 89, 778,
2012), анализирующие эту проблему по данным 22270 КЗО из
каталога 2dF и 63255 КЗО из SDSS (DR7). Их вывод гласит, что
в распределении квазаров по z отсутствует периодическая компонента на сколько-нибудь существенном уровне достоверности.
А некоторое чередование горбов и впадин (рис. 89) объясняется
селекционными эффектами влияния сильных линий излучения
в спектрах квазаров, о котором давно предупреждали спектроскописты.
Рис. 89. Спектр распределения квазаров по красным смещениям, полученный разными методами.
Вопрос о пространственном распределении квазаров на разных красных смещениях, естественно, напрямую связан с вопросом об их эволюции со временем. Причем наблюдаемая картина зависит как от эволюции светимости, так и эволюции числа квазаров. Максимум пространственной плотности квазаров
достигается при z ∗ = 2 − 3, а при меньших z их пространственная плотность резко заваливается (рис. 83). При z > z ∗ падение
пространственной плотности происходит гораздо медленнее и
хвост“ распределения тянется до z ≈ 6 − 7. Интересно и важ”но, что вид зависимости пространственной плотности квазаров
от z похож на аналогичную зависимость для темпа звездообразования в галактиках (рис. 90), что свидетельствует о тесной
взаимосвязи этих феноменов. Причем эта взаимосвязь носит довольно сложный характер. С одной стороны, поступление газа в
центральные области галактик при аккреции вещества из внешних структур типа межгалактичеких филаментов или при взаимодействии (или даже слиянии) галактик приводит сначала к
118
5. Квазары
Рис. 90. Зависимость сопутствующего темпа звездообразования от красного смещения, [0701.095]. Синие кресты – данные по ультраглубокому полю“
”
HST. Красные кресты – данные после интегрирования по ФС для галактик
∗
L1500 = 0.3Lz=3 .
вспышкам“ звездообразования и лишь спустя миллионы лет к
”
активности
ядер. А с другой стороны – активность ядер и сопровождающий этот феномен мощный отток газа от центра к
периферии (околоядерный ветер) приводит к подавлению звездообразования в галактиках и даже к ослаблению активности в
ядрах из-за уменьшения темпа аккреции.
5.4
Далекие галактики и квазары
1. Так как квазары в среднем в сотни раз ярче даже ярких
галактик, то их обнаружение позволило скачком“ расширить
границы наблюдаемой Метагалактики. По”мере увеличения чувствительности оптических телескопов в каталоги заносилось все
большее количество квазаров и их красные смещения к настоящему времени приближаются к z ∼ 7, хотя пространственная
плотность квазаров начиная с z ∼ 3 медленно падает с ростом z.
В первые годы после обнаружения квазаров галактики сильно
отставали от них по красным смещениям, но в последние годы ситуация изменилась – уже обнаружены галактики с z ∼ 10
5.4. Далекие галактики и квазары
119
Рис. 91. Число обнаруженных квазаров в разные годы.
(рис. 91). Здесь следует заметить, что ценность обнаружения
далекой галактики выше, чем обнаружение далекого квазара.
Дело в том, что по звездным спектрам галактик можно получить гораздо больше информации, чем по нетепловому континууму от квазаров. В частности, по цветам галактик можно делать выводы о темпе звездообразования и химическом составе в
них. И первое, что удивило астрономов – это то, что химсостав
далеких галактик оказался не сильно отличным от того, что наблюдалось в близких. То есть, получалось, что даже в очень
далеких системах уже прошел процесс звездообразования и при
этом эволюция темпа звездообразования со временем оказалась
подобной эволюции пространственной плотности галактик (см.
рис. 90).
Как правило, кандидаты в далекие объекты выделяют по фотометрии с набором узких фильтров, что позволяет отлавливать“ объекты, в спектрах которых на том или ином ”z наблюдается лаймановский скачок“ на λ = 1216(1 + z) Å. Это так
”
называемое
фотометрическое красное смещение, для подтверждения которого на больших телескопах проводят уже более
точное спектроскопическое подтверждение этого zфотом. . Астрономы для поиска далеких объектов используют также и эффекты гравлинзирования, которые позволяют получить выигрыш
в несколько раз по светимости. Для этого на небе выбираются области, занятые более близкими массивными скоплениями
120
5. Квазары
галактик, которые служат как бы добавочным телескопом“ и
позволяют увеличивать предельную” наблюдаемую звездную величину для слабых фоновых объектов.
Мы уже отмечали раньше, что по некоторым своим свойствам
далекие галактики могут сильно отличаться от сегодняшних и
поэтому трудно установить между ними однозначное соответствие. Это связано с тем, что мы не знаем особенностей эволюционного пути молодой“ галактики из варягов в греки“.
”
” ожидать со стороВозможно здесь некоторую
помощь можно
ны радиоастрономии, так как сильные радиоисточники связаны,
как правило, со сферическими звездными системами и для них
должна существовать некоторая связь между радиомощностью
и оптической светимостью (см. цв. рис. 92). Отсюда следует, что
далекие галактики можно искать там, где расположены сильные
и далекие радиоисточники. Там же могут находиться и далекие
скопления галактик (см., например, [1309.6645], [1310.5710]).
2. Знакомство одного из авторов (Б.К.) с этой проблемой началось лет 30 назад, когда Николай Семенович Кардашев (рис. 93)
задал неожиданный вопрос: Как будет выглядеть галактика
” нас на z > 5?“ Ответ типа, что
Андромеда, если ее удалить от
мы ее на z = 5 не узнаем, так как она не будет похожа на сегодняшнюю Андромеду, не удовлетворил Николая Семеновича.
Ответ-то был в общем правильный, но не слишком продуктивный. Поэтому пришлось задуматься над несколько другим вопросом: Есть ли возможность на основе данных о радиогалак”
тике делать
выводы о ее связи с далекой галактикой, не имея
данных о красных смещениях?“ Попытка ответа на этот вопрос
была предпринята в препринте ИКИ No.971 (1985), который на-
Рис. 93. Слева: Николай Семенович Кардашев, справа: Г.Б.Шоломицкий,
И.С.Шкловский и Н.С.Кардашев.
5.4. Далекие галактики и квазары
121
зывался Проблема поиска молодых галактик“. Нам кажется
уместным” привести здесь полностью отрывок из абстракта этого препринта.
В работе на основании гипотезы о существовании
двух поколений квазаров (Б.В.Комберг, АЖ, 59, 1062,
1982; Астрофизика, 20, 1973, 1984), из которых КЗОI
– стадия активного ядра в формирующихся далеких одиночных галактиках, предполагается проводить отбор кандидатов в молодые далекие Е-галактики по их радиосвойствам. Такая возможность может быть связана с тем, что примерно 10% из таких
галактик имеют ядра, активные в радиодиапазоне.
В результате их активности могут образоваться относительно долгоживущие (∼ 109 лет) протяженные
радиокомпоненты, которые остаются связанными с
родительскими галактиками и после угасания КЗО в
оптике (через 107 −108 лет). Поэтому появляется возможность наблюдать звездные молодые галактики,
привязываясь к их радиокомпонентам и после угасания КЗО в оптике. В работе делается вывод, что
молодые далекие Е-галактики надо искать, отождествляя их со слабыми (F1.4 < 0.01 Ян) компактными (< 50 кпк) радиоисточниками с очень крутыми
спектрами (αr > 1).
В работе Б.В.Комберга (АЖ, 66, 710, 1989) Компактные радиоисточники с крутыми спектрами и далекие” галактики“ было выделено несколько критериев для отбора далеких галактик
среди множества слабых радиоисточников (F1.4 < 1 Ян):
1. Относительная компактность РИ (Lr < 50 кпк, θr < 20 ),
не выходящих за пределы оптической галактики;
2. Крутые радиоспектры (αr > 1) на частотах (ν > 108 Гц) с
завалом на низких частотах за счет поглощения в плазме.
Выбор этих критериев был связан с некоторыми предположениями о свойствах далеких галактик, в которых еще много
газа, который сдерживает расширение радиокомпонент. Последнее может приводить к индуцированному“ звездообразованию
” следствие, вытянутости подсистемы
в молодой галактике и, как
молодых звезд вдоль радиооси. Кроме того, замедленное расширение радиокомпонент может приводить к удлинению времени
122
5. Квазары
их жизни (τ > 108 лет) за счет уменьшения синхротронных потерь релятивистских электронов, что и способствует формированию крутых радиоспектров.
Характерным представителем объектов такого типа можно
считать РИ 4C 40.36 (K.C.Chambers et al., ApJ, 327, L47, 1988).
Он состоит из двух радиокомпонент с угловыми размерами ∼
2 , разнесенных на ∼ 4 без заметного радиоисточника в ядре. Слабая хозяйская галактика (mr = 21.7), вытянута в направлении радиооси и имеет протяженность около 20 кпк при
zem = 2.27. Радиомощность этого радиоисточника составляет на
частоте максимума спектра (ν0 ∼ 3 · 107 МГц) ∼ 4 · 1043 эрг/с.
По своим основным характеристикам РИ 4C 40.36 напоминает
радиоспокойные КЗО. Объектов такого типа, находящихся на
нижнем конце функции радиосветимости (Lr ∼ 1042 эрг/с) на
z ∼ 2 − 3, можно ожидать порядка 103 на квадратный градус.
Оценки показывают, что суммарное излучение таких слабых РИ
может дать заметных вклад в фоновое излучение на частоте ∼ 3·
107 /(1+z) МГц. При z ≈ 2−3 это дает ≈ 10−20 Вт/(м2 · Гц· стер).
Интересно, что наблюдаемое фоновое излучение на λ = 30 м
имеет как раз похожий эксцесс, который в несколько раз превышает экстраполяцию от более высоких частот с αr = 0.5 − 0.6
(R.Wielebinski, R.W.Yates, Nature, 205, 581, 1965).
3. В заключение этой исторической справки“ можно упомя”
нуть, во что вылилась стратегия“
поиска далеких галактик на
”
основании отбора по критерию αr > 1. Начало этой истории
относится к концу 80-х годов, когда Б.В.Комберг рассказал о
своем Препринте директору РАТАН-600 акад. Ю.Н.Парийскому.
Это и послужило началу большой работы, которая получила
образное название Большое трио“, в которой предполагалось
” радиогалактик с помощью двух больших
начать поиск далеких
радиотелескопов: РАТАН-600 (САО РАН), VLA (NRAO) – система апертурного синтеза, состоящая из 30-ти 12-метровых антенн (рис. 55, стр. 74) и 6-метрового оптического телескопа БТА
(САО РАН).48 (подробности о проекте Большое трио“ можно
”
узнать в интересной книге О.В.Верходанова
и Ю.Н.Парийского
Радиогалактики и космология“, Москва, Физматлит, 2009.)
” Результатом проекта Большое трио“ явилось обнаружение
”
в сантиметровом диапазоне
длин волн в узкой полосе на небе
(шириной 40 ) вокруг склонения необычного галактического ис48
Ю.Н.Парийский предпочитал своим Программам давать поэти”
ческие“названия. Можно вспомнить, например, его проекты: Холод“
”
и Ген Вселенной“.
”
5.4. Далекие галактики и квазары
123
точника SS-43349 (чтобы заодно получать и данные о его переменности в радиодиапазоне) 1140 радиоисточников. Для них
с помощью каталога Дугласа и др. (1980 г.) на λ = 82 см были
оценены спектральные индексы. И оказалось, что почти 10% обнаруженных радиоисточников имели αr > 0.9. Для выявления
среди них далеких РГ авторами обзора был проведен еще целый ряд селекций: по радиоморфологии, по многоцветовой фотометрии, по спектральному и оптическому отождествлению на
БТА. И только после этого был составлен каталог, состоящий
из 60 далеких радиогалактик и был сделан вывод, что отбор
далеких РИ по крутым радиоспектрам оказался более продуктивным, чем выделение далеких РГ в оптическом диапазоне (см.
также M.Pedani, New Astronomy, 8, 805, 2003). Остается только
добавить, что в каталоге Большое трио“ самая далекая радиогалактика RCJ 0311+0507” имеет z = 4.5.
Конечно, поиск объектов на высоких z по выделению крутоспектральных радиоисточников не является единственным методом, хотя с его помощью был получен интересный результат:
для РГ с большой радиосветимостью на всех z сохраняется примерное отношение Lr /Lopt ∼ 1 (для РГ с меньшими радиосвети2
мостями Ltot
r ∼ Lopt ). То есть массивные и светимые EG, являющиеся мощными РГ, можно использовать в качестве стандарт”
ных свечей“ не только в оптическом, но и в радиодиапазоне.
4. С появлением больших широкоугольных“ каталогов оптических объектов и глубоких” обзоров в небольших площадках
небесной сферы появилась возможность вести поиск далеких
объектов с помощью разных методик, которые перечислены в
работе M.Iye [0809.0050]:
• получение изображений в узких спектральных фильтрах,
центрированных на λ 1216·(1+z) Å, позволяющих выявить
объекты с мощным излучением в линии Lyα (LAE);
• multi-band“ фотометрические обзоры для выявления объ”
ектов с поглощением на лаймановском пределе 912 · (1 +
z) Å (LBG);
• получение спектров гравлинзовых“ дуг в полях близких
”
богатых скоплений галактик;
49
Об объекте SS 433 разговор будет дальше, в разделе Микроква”
зары“.
124
5. Квазары
• получение спектров слабых галактик вокруг далеких квазаров и гамма-всплесков.
В этой же работе приводятся функции светимости для объектов
типа LAE на z = 5.7 и 6.6. Кроме того, дан спектр галактики
LBG на z = 7.6 и построена гистограмма количества далеких
объектов, обнаруженных с 1960 по 2010 гг. (рис. 91).
В работе D.P.Schneider et al. [1004.1167] приведены сведения
о 1248 КЗО с z > 4 и 56 КЗО с z > 5. Они были обнаружены
на основании спектроскопии объектов из каталога SDSS DR7
при mi > 15 и Mi < −22. В работе приведено распределение
числа квазаров по z и по Mi , из которого видно, что максимум
распределения приходится на z ≈ 2 (правда, в рассматриваемую статистику частично попадают и сейфертовские галактики). В более ранней работе S.Cristiane et al. [0403.494] отмечалось, что пространственная плотность КЗО средней светимости
на z > 4 оказалась заметно ниже, чем это следовало из продолжения данных, полученных по каталогу SDSS для более ярких
квазаров. Об этом же свидетельствует и данные обзоров типа
GOODS (Greet Observatories Origins Deep Survey), из которых
следует, что для КЗО слабее M = −25 наблюдается уплощение функции светимости. По мнению авторов, это может быть
связано с тем, что в ранние космологические эпохи были подавлены или темп питания АГЯ, или темп их формирования.
К похожим результаты приходят и авторы работы E.Glikman et
al. [1101.0537], анализирующие полную выборку квазаров ярче
mr = 24 на площадке в 3.8 квадратных градуса. Из их данных
следовало, что наклон функции ФС на ярком конце (M < −24)
составлял ∼ 3.3, а на слабом (M > −24) – всего 1.6. Пространственная плотность квазаров на звездной величине перегиба“
ФС оказалась равной ≈ 1.3 · 10−6 /Мпк3 (см. цв. рис. ”94).
В обзоре R.A.Windhorst et al. [0703.171] суммированы результаты, полученные на больших телескопах, относительно вида
интегральных функций светимости для объектов на z = 5.5÷6.5.
По анализу данных с HST в Ultra Deep Field“ было показа” достигает величины ≈ 1.9. Это
но, что наклон на слабом конце
может свидетельствовать о том, что необходимый для производства вторичной ионизации на z ≈ 6 ультрафиолетовый фон
обеспечивается, в основном, не квазарами, а карликовыми галактиками со вспышками звездообразования (см. цв. рис. 95).
В этой же работе отмечалось, что галактики при m > 28 должны иметь размер re < 0. 1 и поэтому остаются неразрешенными
даже при наблюдениях на HST.
5.4. Далекие галактики и квазары
125
5. Проблема поиска далеких галактик, которые должны быть
более молодыми, чем близкие к нам, не отменяет проблемы поиска молодых близких галактик. Мы уже рассказывали раньше, что галактики разных масс эволюционируют с разной скоростью и поэтому маломассивные объекты могут переживать
свою молодость и в нашу эпоху – чем позже формируется маломассивная галактика, тем, в среднем, моложе в ней звезды, чей
средний возраст log(log M∗ )1.6 [L.Oser, J.P.Ostriker, T.Naab et al.,
ApJ, 725, 2312, 2010]. Формирующиеся в более поздние эпохи
маломассивные галактики обладают, как показали наблюдения,
рядом особенностей: у них нет классических“ балджей, а есть
только псевдобалджи“ и менее”массивные ядра. Если класси”
ческие“”балджи по своим характеристикам близки к сферическим подсистемам, то псевдобалджи“ похожи на дисковые под” звездным населением. Граница между
системы с более молодым
двумя типами балджей проходит вблизи отношения B/T ≤ 0.2
и по индексу Серсика50 n < 2. Считается, что в отличие от
классических“ балджей псевдобалджи“ формируются в про”цессе внутренней секулярной
” эволюции, связанной с неустойчивостью в диске, т.е. их родительские галактики не претерпевали
на z < 1.5 больших слияний. Ряд авторов считают, что различие в свойствах классических“ и псевдобалджей“ связаны не
”
”
столько с их массами,
определяемыми
по дисперсии скоростей
звезд, а, скорее, с их удельными моментами вращения, которые заметно выше у псевдобалджей“. Поэтому такие изолиро”
ванные дисковые галактики
поздних морфологических типов с
псевдобалджами“ будут обладать затянутой эволюцией и их
”можно считать относительно более молодыми образованиями с
маломассивными ядрами в фазе первичной активности. Такие
объекты в работе Б.В.Комберга и А.А.Ермаша́ были отнесены
к АГЯ III типа (АЖ, 90, 443, 2013).
С другой стороны было выяснено, что некоторые близкие галактики по своим параметрам похожи на компактные далекие
(z ≥ 1.5) галактики с продолжающимся звездообразованием.
Например, в работе P.Saracco et al. (MNRAS, 408, L21, 2010) было показано, что среди галактик ранних морфологический типов
(ETG) с mv ≤ 20.2 и z = 0.9 − 2.0 с одинаковыми M∗ почти 50%
имеют размеры в 3-6 раз меньшие, чем у таких же галактик при
z = 0. По мнению авторов эти далекие компактные ETG могут
являться предшественниками современных массивных галактик
с σ∗ > 300 км/с, расположенных в центрах богатых скоплений.
50
См. сноску на стр. 62.
126
5. Квазары
То есть, за время своей эволюции эти компактные галактики набрали массу за счет major mergers. К похожим выводам приходят и авторы работы [1212.3207], согласно которой на z = 1 − 2
сосуществуют популяции массивных галактик (M∗ > 1010 M )
как компактных (Re < 2 кпк), так и с нормальными для своего морфологического типа Re . Интересно, что по данным обзора близких галактик (SDSS) с M∗ > 3 · 1010 M компактных
ETG оказывается всего ∼ 4%, а вот в богатых скоплениях их
доля достигает уже 20%. Такое различие в частоте встречаемости компактных массивных галактик в зависимости от богатства
окружения может быть объяснено обдиранием“ периферии га” со стороны других члелактик за счет приливных эффектов
нов центральной области скопления (например, F.Antonini, ApJ,
763, 162, 2013). В работе P.Saracco (MNRAS, 422, 3107, 2012)
было показано, что центральная массовая плотность в пределах
Re ∼ (M∗tot )−0.6 . Отсюда авторы приходят к выводу, что особенности эволюции ETG связаны не столько с увеличением их M∗
путем внешней аккреции (inside-out), сколько с ранней фазой их
формирования (фаза in situ“). (Действительно, согласно выводам А.Г.Дорошкевича,” сделанных на основе анализа численных
симуляций разных авторов, красные смещения эпох формирования (zf ) звездных систем в гало темной материи можно оценивать по их средней массовой плотности – чем плотность выше, тем при бо́льших zf происходило формирование.) Так что
присутствие на больших z двух разных типов массивных галактик (с компактными и нормальными Re ) может быть связано с
разной плотностью их окружения, т.е. с разным темпом minor
mergers на их центральную область.
Интересный пример подобной ситуации можно рассмотреть
на примере близкой компактной S0 галактики NGC 1277 (см.
цв. рис. 96) с необычно высокой концентрацией массы в центре.
По данным спектров, полученных с длинной щелью на телескопе D = 9.3 м, выяснилось, что среди 700 близких галактик из
каталога протяженных объектов 2MASS с mk < 11 оказались
6 галактик с необычными свойствами: при небольших размерах
(< 3 кпк) они имели очень большую дисперсию скоростей звезд
(σ∗ > 350 км/с) в центральных областях. Для одной из них –
NGC 1277 в рамках некоторой самосогласованной модели были
получены оценки: M∗ = 1.2 · 1011 M и MКЦО = 17 · 109 M . С
учетом того факта, что в псевдобалдже“ NGC 1277 с R1/2 ∼
”
0.3 кпк заключено ∼ 24% от ltot получается необычно большая
величина MКЦО /Mbulge ≈ 0.6 (!), хотя, в среднем, для галактик
5.4. Далекие галактики и квазары
127
ранних типов это отношение ∼ 10−3 .
По нашему мнению, рассуждая о возможной природе галактик типа NGC 1277, следует обратить внимание на тот факт,
что они по некоторым своим параметрам схожи с компактными, далекими (z > 2) галактиками, о которых мы говорили
ранее. Упомянали мы уже и о том, что галактики с подобными свойствами довольно часто встречаются в плотных областях
скоплений галактик. Это, кстати, относится и к NGC 1277, которая расположена в центральной области рентгеновского скопления Perseus A. Исходя из вышеизложенного, можно предположить, что галактики типа NGC 1277 могут являться потомками
компактных далеких галактик ранних морфологических типов,
которые в плотном окружении не смогли сформировать (или
она была разрушена позже) протяженную периферию за счет
аккреции или маломассивных спутников, или газовых облаков,
аккрецирующих вдоль межгалактических филаментов. Конечно, в такой схеме остается вопрос о механизме быстрого набора
массы их центральных областей за время фазы in situ“. Да, и
”
пока нет ясности в вопросе: все ли галактики типа
NGC 1277
имеют аномально большие отношения M• /Mbulge ? На этот счет
есть некоторые наблюдательные аргументы, заключающиеся, в
частности, в том, что как будто наблюдается рост оценок M• с
ростом z (см. рис. 16). Если этот факт подтвердится в дальнейшем, то это будет означать, что темп поставки вещества в центр
галактики на фазе in situ“сильно недооценен или даже при”
дется допустить существование
первичных массивных черных
дыр.
В рассматриваемом объяснении необычных свойств галактик
типа NGC 1277 остается еще и вопрос: почему не все близкие
массивные компактные галактики имеют необычно высокую концентрацию массы в центре? По-видимому, это можно объяснить
тем, что не все они на своей ранней фазе успели сформировать
такую особенность. И в этом случае высокой концентрации массы в центре не возникает и при дальнейшей эволюции.
В заключение стоит отметить, что поисками далеких галактик
и квазаров астрофизики занимаются не только из-за спортив” во Всеного интереса“ обнаружения самых далеких объектов
ленной, но, главным образом, для решения важнейшей проблемы современной астрофизики – формирование первых объектов
в Метагалактике. При работе с наземными инструментами наблюдатели вынуждены вести поиск в окнах прозрачности атмо” где отсутствуют сильные
сферы“, т.е. в тех диапазонах спектра,
полосы излучения молекулы гидроксила, в основном создающие
128
5. Квазары
Рис. 97. Окна прозрачности, обусловленные излучением ночного неба в
линиях молекулы OH облегчают поиск объектов, излучающих в линии Lyα
на указанных красных смещениях.
светлый фон ночного неба (рис. 97). Наблюдения проводятся в
узких фильтрах в диапазоне λ > 800 нм, куда смещается сильная линия излучения водорода Lyα (121.5 ни) при z > 5.6, по
которой, как правило, и проводится отождествление молодых
галактик с высоким темпом звездообразования. В них горячие
массивные звезды ионизируют межзвездный газ, который, рекомбинируя, и дает сильную линию излучения в лайман-альфа
”
эмиттерах“.
Далекие галактики с высоким темпом звездообразования можно искать и по характерным скачкам в непрерывном спектре, это
лаймановский скачок (λ0 = 91.2 нм) и бальмеровский скачок
(λ0 = 400 нм). Наборы узких спектральных фильтров, которые
есть у космических телескопов Хаббл“ и Спитцер“, позволяют
находить по этим особенностям” галактики” с z ∼ 6–10.
Для увеличения проницающей способности телескопов астрономы при отождествлении очень далеких объектов ведут их
поиск на фоне богатых скоплений галактик, которые служат
при этом гравитационными линзами. Такой прием позволяет наблюдать более слабые источники вплоть до звездных величин
28m ÷ 29m , что на 1.5–2 звездные величины больше, чем без использования бесплатного космического телескопа“. К примеру,
” галактик А1689 была обнаружена по лаймановза скоплением
скому скачку в фильтре z“ галактика с красным смещением 7.6.
А космический телескоп” Спитцер“ обнаружил в спектре источ”
5.4. Далекие галактики и квазары
129
ника HCM6A, расположенного за скоплением галактик A370,
линии излучения Lyα и Hα , смещенные в микроволновую область, что указало на zem = 6.56. При этом неожиданным оказался тот факт, что по излучению в Hα темп звездообразования
в этой галактике оказался заметно выше, чем по линии Lyα . Это
может означать сильное поглощение пылью, существование которой на столь ранних эпохах маловероятно, если не предполагать, что звездообразование началось при очень больших z ≈ 20.
Рис. 98. Максимальное красное смещение z галактик, квазаров и источников гамма-всплесков, открытых к указанному году.
С развитием техники и созданием чувствительных приемников субмиллиметрового диапазона появляется все больше данных о далеких галактиках и квазарах (z > 6). Причем далеких галактик сейчас обнаружено больше, чем далеких квазаров
(рис. 98). Это связано с тем, что поверхностная плотность числа квазаров при m(0.9–1.1 мкм) > 24m становится меньше, чем
плотность числа галактик. (при m = 24 их плотности примерно равны и соответствуют пространственной плотности порядка
10−7 /Мпк3 при z ≈ 6).
130
5.5
5. Квазары
Переменность излучения и возможная
двойственность
Почти сразу после обнаружения на месте компактных РИ квазизвездных объектов И.С.Шкловский понял, что они могут
иметь переменное излучение и предложил двум сотрудникам
звездного отдела ГАИШа А.С.Шарову и Ю.Н.Ефремову просмотреть старые фотопластинки, на которых мог быть виден довольно яркий (m̄B = 13) квазар 3C 273. В результате просмотра
44 пластинок, полученных на разных телескопах в России за период с 1896 по 1960 гг. выяснилось, что этот квазар действительно изменял свой блеск на 0.2m –0.3m . Заметка на этот счет была
опубликована в No.23 Информационного бюллетеня перемен”
ных звезд“ за 1963 г. Через
2 года после этого Г.Б.Шоломицкий
(аспирант И.С.) обнаружил переменность с характерным временем ∼ 100 дней в радиодиапазоне у квазара СТА-102, что
было интерпретировано его руководителем, то ли в шутку, то
ли всерьез, как намек на искусственное происхождение трапецевидной кривой блеска этого объекта. (Об этом даже появилась
заметка в газете Правда“). А в ГАИШе состоялась памятная
”
многим пресс-конференция
с участием многих зарубежных TVкомпаний. Однако, последующие наблюдения СТА-102 не показали его радиопеременности, так что Шоломицкий даже не вставил это открытие в свою кандидатскую диссертацию. И только
много позже переменность СТА-102 была подтверждена и стало ясно, что у квазаров амплитуда переменности сама может
изменяться со временем.
Длительные ряды наблюдений квазаров, проводимые разными авторами на разных телескопах и на разных длинах волн,
выявили некоторые характерные особенности их кривых блеска.
К примеру, выяснилось, что длиннопериодическая переменность
(годы) имеет меньшую амплитуду по сравнению с короткопериодической (недели, месяцы). А еще более короткие всплески (дни)
могут достигать амплитуд в оптике в несколько звездных величин. Как правило, всплески на более коротких волнах приходят
с опережением по отношению к всплескам на длинных волнах.
При этом с ростом интенсивности спектр, чаще всего, уплощается и время нарастания потока оказывается заметно короче его
спада. (Интересно и важно, что эти закономерности относятся
не только к излучению квазаров, но и, вообще, к излучению
АГЯ.)
Естественно, что после обнаружения переменности в излуче-
5.5. Переменность излучения и возможная двойственность
131
нии АГЯ наблюдатели попытались найти в их кривых блеска
какие-либо намеки на периодичность. Дело в том, что в литературе стали появляться гипотезы о возможной двойственности ядер квазаров. Одним из первых такую точку зрения высказал Б.В.Комберг в работе [АЖ, 44, 906, 1967] на основании раздвоенности линий излучения в спектрах КЗО PHL5260
и PHL938. По его оценкам наблюдаемую раздвоенность линий
можно было бы объяснить двойственностью ядер с M1 = 109 M
и M2 = 108 M и размерами пары ∼ 1017 см. При этом орбитальные скорости компонент пары будут соответствовать ширине линий (∼ 104 км/с), а Pорбит. ≈ 10 лет. И.С.Шкловский в работе
[ПАЖ, 4(11), 493, 1978] из анализа интерферометрических наблюдений ядра РГ NGC 1275 (Pers. A) и раздвоенности линии
Hβ также говорил о возможной двойственности в ее ядре.
Однако, во многих случаях раздвоенность линий в спектрах
КЗО может быть связана с вращением облаков газа в аккреционных дисках, а не с двойственностью ядер. Вместе с тем многие авторы приводят разные аргументы, как теоретические, так
и наблюдательные, в пользу предположения о двойственности
ядер в активных галактиках. О такой точке зрения говорит и
возможная связь между феноменом активности и слиянием галактик (см., например, M.C.Begelman, R.D.Blandford, M.J.Rees,
Nature, 287, 307, 1980; O.K.Sil’chenko, V.M.Lipunov, A&SS, 117,
293, 1985; N.Rool, ApJ, 334, 95, 1988; M.Gaskell, ApJ, 464, 407,
1991; J.Roland et al., [1307.3700]). На основании кривых блеска
в радио и оптическом диапазонах считается, что двойные ядра
имеются, к примеру, у следующих объектов: 3C 273, 3C 390.3,
3C 120, oJ 287, 3C 345, ON 231 (табл. 7). В ряде случаев добавляются и спектроскопические аргументы, как, к примеру, в
случаях близких к нам гигантской EG M87 и даже Андромеды и М83. Важные многолетние наблюдения в оптике некоторых из перечисленных выше объектов проводились на Бюраканской базе Ленинградского университета М.К.Бабаджанянцем и
Источник
3C 273
3C 390.3
3C 120
OJ 287
3C 345
ON 231
P1 , дни
P2 , годы
300
∼ 15
270
∼ 18
300
∼ 12
180
∼ 12
700
∼6
714
∼4
Таблица 7. Примерные периодичности в оптических кривых блеска некоторых квазаров.
132
5. Квазары
B-band flux density (mJy)
8
6
C5
C3a
C8
C4
C7
C3
4
C6
2
0
1965
1975
1985
1995
2005
Epoch (years)
Рис. 99. Кривая блеска 3C 345 в фильтре B.
Е.Т.Белоконь (см. Астрофизика, 21, 217, 1984). В полученных
ими кривых блеска (рис. 99, 100) хорошо прослеживаются на
фоне плавных долгопериодических (десятки лет) колебаний
блеска более короткие двугорбые всплески, длительностью у основания ∼ 400 дней, а между горбами ∼ 150d , чередующиеся
примерно через несколько лет. Двугорбость всплесков (рис. 101)
объясняется, по-видимому, усилением яркости при входе и выходе менее массивного компонента ядра (M2 ) в аккреционный
диск, сформировавшийся вокруг более массивного M1 . Указанные авторы нашли также, что начала оптических всплесков коррелируют с некоторой задержкой с выбросом релятивистских
Рис. 100. Плотность радиопотока квазара 3C 345 в максимуме VLBI компонент на 22 ГГц.
5.5. Переменность излучения и возможная двойственность
133
Рис. 101. Двугорбый вид оптических всплесков в кривой блеска квазара
3C 345.
компактных радиокомпонент и, значит, по оптическим наблюдениям можно предсказывать появление радиовспышек. При этом
не исключается, что вспышечное“ оптическое излучение и са”
мо возникает в релятивистском
джете и само может быть анизотропным, т.е. усиленным в направлении выброса.
В заключение обсуждения вопроса о возможной двойственности ядер в некоторых АГЯ (см. табл. 7, взятую из литературы)
отметим, что в кривых блеска часто просматриваются два периода. Меньший из них, скорее всего, является орбитальным, а
второй – прецессионным. В простейших предположениях о модели двойной системы можно записать:
−1/2
Pорб. = 1.6 a3/2 M•
−3/2
Pпрец = 6 · 102 a5/2 M•
лет,
лет,
где a – размер пары (в ед. 1016 см) и MЦМО (в ед. 108 M ). Время слияния компонент пары за счет излучения гравитационных
волн:
M•2
1
, где q =
.
τ = 7 · 104 M•−3 a ·
q(1 + q)
M•1
134
5. Квазары
Мы уже говорили, что периодичности ищут не только в оптике,
но и в радио, а также и в более жестких диапазонах – рентгене и
гамма. При этом надо учитывать поправки не только на красные
смещения из-за допплера, но и собственное движение vz потока
в выбросе. Поэтому
vz
cos i Pсобств .
Pнабл = (1 + z) 1 −
c
Если релятивистский выброс направлен под углом i к лучу зрения и имеет лоренц-фактор γ, то
Pнабл ≈
1+z
Pсобств .
γ2
Для типичных КЗО с релятивистскими выбросами под малми
углами к лучу зрения – это объекты типа BL Lacertae или квазары с высокой степенью поляризации (HPQ),51 имеем i ≈ 1/γ,
γ = 5 − 15. В работе F.M.Rieger [0611.224] дана таблица, в которой приведены сведения о 8 источниках, которые автор причисляет к блазарам, для которых есть сведения о периодах в
оптике и радио (BL Lac, 3C 273, AO 0235+16, 3C 446, OJ 287),
только в оптике (ON 231, 3C 66A), только в рентгене/гамма
(Mkn 501). Из оценок, приведенных в этой таблице, автор делает вывод, что оптическая долгопериодическая переменность
связана с взаимодействием аккреционных дисков, расположенных вокруг M1 и M2 ; периодичность в радиодиапазоне связана
с прецессией джета, а периодичность в жестком диапазоне обусловлена орбитальным движением джета, выбрасываемого из
M1 .
Следует еще заметить, что при более углубленном анализе вопроса о периодичностях в кривых блеска КЗО, обнаруживаются
их изменения в зависимости от эпохи наблюдений. По-видимому,
речь может идти о квазипериодах, характерных при возникновении разного рода неустойчивостей в околоядерных аккреционных дисках. И тогда речь уже не может идти о двойственности
самих ядер. Хотя, конечно, нельзя исключить, что в некоторых
объектах ядра могут быть двойными.
51
BL Lac вместе с HPQ составляют подкласс blazars (блазары). Сюда же часто относят компактные РИ с плоскими спектрами FSRQ,
которые имеют свойства HPQ.
5.5. Переменность излучения и возможная двойственность
135
Рис. 102. Форма распределения энергии AGN по спектру.
Из всего вышеизложенного должно быть ясно, что единой точки зрения на природу квазипериодической переменности в излучении АГЯ пока нет. Некоторые авторы считают, что переменность нетеплового излучения связана со столкновением ударных волн, возникающих в самом джете, что позволяет объяснить существование очень коротких (дни) всплесков даже вдали
от ядра. Другие авторы переменность объясняют за счет разного рода неустойчивостей, развивающихся в аккреционном диске
по мере приближения вещества к центру. Например, в работе
E.Hatziminaglou, A.Scemiginovska, M.Elvis [ApJ, 547, 90, 2001] в
рамках осесимметричного решения рассматривалась проблема
развития тепловой неустойчивости и было показано, что в диске возникают квазипериодические осцилляции. Последние приводят к рекуррентному увеличению светимости в оптике и УФ
с характерными временами между соседними максимумами
136
5. Квазары
2
M•
Δt = 2 · 10
лет.
106 M
Возможно, что с помощью этого механизма объясняются долгопериодические изменения блеска АГЯ.
2
5.6
Блазары
Раз уж мы ввели в наш рассказ такие объекты как блазары,
то имеет смысл поговорить о них несколько подробнее. Этот
подкласс квазаров обладает рядом особенностей. По своим радиосвойствам они напоминают РГ типа FR I (хотя встречаются
среди них и FR II), но с гораздо более мощным РИ в ядре, что
трактуется как аргумент в пользу направленности их радиовыбросов под малыми углами к лучу зрения.
Как и другие АГЯ, квазары излучают непрерывный нетепловой спектр в широком диапазоне длин волн от радио до гамма. Вид непрерывного спектра удобно представлять в координатах νFν (Вт/МГц) – ν (Spectrum Energy Distribution – SED)
(рис. 102). В общем виде SED представляется двугорбой кривой, на которую в оптическом диапазоне наложены широкие
линии излучения и ультрафиолетовый бамп“ от квазитеплового излучения аккреционного диска, а в”области ИК – тепловой
горб от нагрева за счет активного ядра или вспышки звездообразования в центре. Обращает на себя внимание, что SED выглядят по-разному для радиосильных (radioloud) и радиотихих
(radioquiet) объектов. Оптическая часть SED у этих двух типов
АГЯ схожи по виду, а вот в радиодиапазоне и в области жесткого рентгена и гамма есть различия: где сильное радио, там
и выше самый жесткий конец спектра. Многие КЗО показывают довольно сильную переменность, которая имеет бо́льшие
амплитуды и меньшие характерные времена на более высоких
частотах.
Четкого деления между радиогромкими (RL) и радиотихими
(RQ) квазарами нет, хотя условно их делят по радиосветимости:
5 · 1041 − 5 · 1042 эрг/с для RLQ,
L5 ГГц =
5 · 1039 − 5 · 1040 эрг/с для RQQ
или
1025 − 1026 Вт/Гц для RLQ,
P5 ГГц =
1022 − 1024 Вт/Гц для RQQ.
5.6. Блазары
137
Иногда деление между RL и RQ объектами проводится по величине
Fr
> 1 для RLQ,
=
R≡
< 10−1 для RQQ.
F0
Доля RQQ в выборке всех квазаров изменяется в зависимости
от их оптической светимости и от z: при z > 3 и MB < −24
доля RQQ равна ∼ 95%, а при z < 0.4 – 75%. В то же время
доля RQQ составляет ∼ 20% при R < 10−2 и почти 50% при
R < 10−2 . Другими словами, чем ярче объект в оптике, тем он
с большей вероятностью будет радиосильным ([0909.0932], см.
цв. рис. 103), в то же время с ростом z вероятность КЗО быть
радиосильным падает.
Блазары делятся на несколько подтипов в зависимости от значений частот горбов – это, так называемая, последовательность
” рис. 104):
блазаров“ (см., например, [1104.0006], см. цв.
1. low BL Lac (LBL) с низкочастотным горбом на ν1 peak =
1013−14 Гц (синхротронный) и с высокочастотным горбом
на ν2 peak = 1021−22 Гц (обратно-комптоновский);
2. high BL Lac (HBL)
c ν1 peak = 1016−17 Гц и ν2 peak = 1024−25 Гц;
3. very high BL Lac (VHBL)
c ν1 peak > 1017 Гц и ν2 peak > 1025 Гц.
Обращает на себя внимание, что νpeak смещается в сторону
меньших энергий по мере уменьшения радиосветимости блазаров: log Lr ≈ 0.67 log ν1 peak + 53 (см. цв. рис. 105).
Природа последовательности“ блазаров и причины, приво”
дящие к переходам
от одного типа к другому не совсем ясны. По-видимому, в этом решающую роль играет темп остывания релятивистских электронов, ответственных за синхротронное излучение. В пользу такой точки зрения говорит, возможно, наблюдательная
зависимость между лоренц-фактором γ =
= 1/ 1 − (v/c)2 релятивистских электронов, ответственных за
горб на ν1 peak , и плотностью энергии квантов, на которых эти
электроны рассеиваются (в сопутствующей системе). Откуда исходят эти кванты тоже не до конца ясно. Для случая самосинхрокомптона они идут из области радиовыброса, а могут идти
из области формирования широких линий излучения (BLR) или
от оптически толстой части диска, или даже от газо-пылевого
138
5. Квазары
тора. Такие внешние кванты используются и в моделях внут”
ренних ударных волн“, распространяющихся с субрелятивистскими скоростями внутри выбросов и обеспечивающих очень
быструю переменность в XR и γR. Так, например, в известном
блазаре S5 0716+714 (z = 0.3), который из-за своих необычных свойств (например, он не изменяет наклон спектра в оптике при изменении яркости) долго считали затменно-переменной
звездой, наблюдается на λ = 2.8 см, так называемая intraday
переменность (Δt ≈ 1d !) (A.C.Gupta et al., 1207.5942). Интерес к исследованию блазаров особенно повысился в последние
годы в связи с обнаружением от них сильнопеременнего излучения в γ-диапазоне, которое исследуется с помощью космической γ-обсерватории FERMI (рис. 106), на которой с помощью
прибора LAT (Large Area Telescope) с чувствительность в 20 раз
Рис. 106. Гамма-обсерватория FERMI.
лучшей, чем у прибора EGRET, установленного на предыдущей
γ-обсерватории CGRO, обнаружено ∼ 1300 γR источников (из
них 852 – это АГЯ, большинство из которых являются блазарами). Мы уже говорили, что к классу блазаров относят объекты типа BL Lacertae (BL Lac) и плоскоспектральные радиоквазары (FSRQ) или, иначе, HPQ (квазары с поляризацией в
оптике > 3%). В нескольких работах (см., например, [0909.0932,
1011.0169, 1108.0927, 1109.0015, 1205.0647]) делаются попытки
разделения этих двух подтипов по тем или иным свойствам.
Перечислим наиболее важные из них, которые упоминались в
указанной выше литературе в произвольном порядке.
1. По эквивалентным ширинам разрешенных линий EWBL :
< 5Å – BL Lac, > 5Å – FSQR.
5.6. Блазары
139
2. По радиоморфологии: FR I – BL Lac, FR II – FSRQ (как
правило).
3. По значению частоты синхротронного пика:
ν1 peak < 1014.5 Гц для FSRQ (вне зависимости от способа селекции), ν1 peak > 1015 Гц (в зависимости от способа
селекции).
4. По отношению светимости диска к эддингтоновской:
Ld = 1045−47
эрг
≥ 10−2 LЭдд
с
для FSRQ
эрг
< 10−2 LЭдд
с
для BL Lac
(10−2 ÷ 0.6)LЭдд
для FSRQ,
Ld < 1045
то есть
Ld
=
LЭдд
< 10−2 LЭдд
для BL Lac
(это деление напоминает деление по параметру
ṁакк /ṁЭдд = 10−2 для RLQ и RQQ.)
5. По распределению числа объектов по z, т.к. BL Lac объекты имеют, как правило, z < 0.6.
6. По темпу космологической эволюции, который невелик
для BL Lac.
7. По наклону спектра в диапазоне 100 МэВ – 100 ГэВ (Γγ ):
Γ̄γ =
2.4 ± 0.17
1.99 ± 0.22
для FSRQ,
для BL Lac
(Γ̄γ уплощается от 2.48 до 1.96 при переходе от FSRQ –
LBL – IBL – SBL.)
8. По положению на зависимости Γγ − log Lν (100 МэВ –
10 ГэВ) эрг/с или на зависимости log(LBLR /LЭдд )−
− log(Lγ /LЭдд ) (см. [1108.0927], см. цв. рис. 107).
140
5. Квазары
В последней работе авторы подчеркивают, что разделение между FSRQ и BL Lac происходит при log(LBL1 /LЭдд ) ≈ 5 · 10−4 ,
что близко к параметру log(Lbol /LЭдд ) ≈ 5 · 10−(2−3) , делящему объекты типа RQQ и RLQ, а также РГ типов FR I и II. Во
всех этих объектах, как и в FSRQ и BL Lac, наблюдается одна и та же закономерность: при переходе от бо́льших значений
Lbol /LЭдд > 10−(2−3) к меньшим Lbol /LЭдд < 10−(2−3) объект переходит из разряда“ радиотихого (RQ) в разряд радиогромкого
”
(RL). Получается,
что появление FSRQ или BL Lac обусловлено
сменой режимов аккреции.
Вообще, вопрос о смене режимов аккреции не такой простой,
так как он связан с проблемой потери энергии релятивистскими частицами, ускоренными вблизи центральной машины“, на
” взаимодействии с фонообратно-комптоновское излучение при
выми низкоэнергичными квантами. Последние могут идти от
разных источников, связанных или с космологическим планковским реликтовым излучением, или с синхротронным излучением от релятивистских частиц, или с квазитепловым излучением
от аккреционного диска или от области формирования широких
линий излучения (BLR). Ускоренные тем или иным механизмом,
природа которого до конца не ясна, заряженные частицы формируют узконаправленный пучок (струю или джет), который
движется с релятивистской скоростью, что увеличивает его яркость в направлении движения (допплеровское уярчение). При
наличии магнитных полей релятивистские частицы и их сгустки будут излучать синхротронным механизмом и, как показали наблюдения, энергия излученный квантов может достигать
десятков ТэВ (1 ТэВ = 1012 эВ). А дальше вступает в работу
некоторый каскад“ (см., например, [1109.0015]): сверхэнергичные кванты”при взаимодействии с низкоэнергичными фотонами
фона рождают пары e+ e− с энергиями ∼ 5 ТэВ, что соответствует их лоренц-фактору ∼ 107 . Последние посредством механизма обратного комптона передают свою энергию квантам
фона, превращая их в гамма-излучение с энергией в сотни ГэВ,
распространяющимся в направлении первичного пучка релятивистских электронов. При низких значениях магнитного поля в
области рассеяния на расстояниях ∼ 103 Rg от ядра вся энергия
первичных тэвных квантов будет переизлучена в узком конусе на более низких частотах. Но при бо́льших значениях магнитного поля конус излучения расширяется за счет вклада от
синхротронного излучения. При этом
Pr ≈ 1.3 · 107 L0.8
γ эрг/с,
5.6. Блазары
141
где Lγ = (0.1–10) ГэВ. (В работе [1109.0015] приводится таблица, в которой даны вычисленные параметры для объектов типа
BL Lac и FSRQ.
Еще одной неожиданностью, которую приподнесли наблюдателям блазары – это очень быстрая переменность излучения в
гамма-диапазоне. Например, в BL Lac PKS 2155-304 и Mkn 501
время удвоения потоков в гамма оказалось всего 3–5 минут (!).
Для объяснения такого феномена в литературе предлагались
несколько моделей. Одна из них – модель внутренних удар”
ных волн“, когда всплеск гамма-излучения объясняется
столкновением двух релятивистских оболочек примерно одинаковой
толщины, разнесенных друг от друга на расстояние ∼ Rg . При
этом предполагается, что первая“ оболочка движется с лоренц” оболочка – с лоренц фактором 2γ.
фактором γ, а догоняющая
Оболочки сталкиваются между собой на расстоянии от цен”
тральной машины“ ∼ Rg γ 2 . Для наблюдателя, расположенного
на оси выброса, допплеровское сжатие будет приводить к укорачиванию наблюдаемого времени переменности ∼ Rg /c ≈ 3 часа
для M• ≈ 109 M . Однако, наблюдаемая переменность гораздо
короче – сотни секунд, что требует Rg < 3 · 1013 tперем γ см. Это
означает, что область гамма-излучения является очень компактной и быстро движущейся в направлении наблюдателя. Для реализации такого механизма предлагалась модель jet in jet“, ко” релятивистгда один релятивистский поток двигается в другом
ском потоке. Рассматривалась также модель магнито-центробежного ускорения“ заряженных частиц вдоль” жесткого“ вращающегося магнитного поля (модель пращи“).”
”
Этим проблемам посвящено много работ, в том числе и российских авторов. В частности, в недавнем обзоре В.С.Бескина
МГД модели астрофизических струйных выбросов“ (УФН, 180,
”1241, 2010) отмечалось, что . . . мы еще очень далеки от пол”
ного понимания сути физических
процессов, происходящих в
компактных источниках. Фактически, на сегодня имеется согласие между теорией магнитогидродинамической модели струйных выбросов и численным счетом в рамках идеальной МГД. . .
Прогресс, достигнутый в последнее время, дает надежду, что в
ближайшее время будут проведены тестовые наблюдения, способные прояснить природу физических процессов, происходящих в АГЯ.“
142
6
6.1
6. О параметрах и моделях АГЯ
О параметрах и моделях АГЯ
Соотношения между параметрами ядер
и хозяйских галактик
Если говорить о далеко проэволюционировавших галактиках ранних морфологических типов, то в их центральных областях сформировались компактные массивные объекты (КМО), являющиеся, скорее всего, массивными черными дырами. Для нормальных галактик со слабой активностью в ядрах массы КМО оцениваются с не очень хорошей точностью по наблюдательным
зависимостям, связывающим MКМО с некоторыми параметрами хозяйских галактик. Например, согласно J.Kormendy, L.C.Ho
[1304.7762]:
⎫
LK,bulge 1.21±0.09 ⎪
M•
⎪
= 0.542 ·
⎪
⎬
109 M
1011 LK
4.38±0.29 ⎪ (см. цв. рис. 108, 109)
⎪
M•
σ∗
⎪
⎭
= 0.309 ·
9
10 M
200 км/с
M•
Mbulge 1.16±0.08
(см. цв. рис. 110).
= 0.49 ·
105 M
1011 M
Здесь следует заметить, что в последние годы было показано:
массивные черные дыры присутствуют не только в массивных
галактиках, но и в галактиках без заметного балджа и даже
в некоторых карликовых сфероидальных системах (см., например, F.R.Marleu wt al., [1212.0980]). Отсюда можно сделать вывод, что балджи и МЧД в их центрах могут формироваться не
только в процессе major mergers, но и при minor mergers и даже
вековой эволюции вещества в дисках. Наблюдения показали, что
для галактик разных морфологических типов существует более
общая зависимость:
log
M tot
M•
= (8 ± 0.2) + (1.14 ± 0.1) · log 11∗
.
M
10 M
Например, в работе [1311.1531, см. цв. рис. 111] по выборке из 35
галактик разных морфологических типов делается вывод, что
для оценки величины M• лучше использовать полную светимость галактики, так как она, в отличие от величины Lbulge , не
6.1. Соотношения между параметрами ядер и хозяйских галактик
143
зависит от способов декомпозиции на разные подсистемы светимости центральной области галактики.
Для галактик типа E, S0 понятие балджа заменяют понятием
центральной области“ (ядро) и для 100 объектов (31 ИК КЗО,
” радиотихих КЗО, 38 NL СГ I) получена зависимость:
41
M•
Lbol
= −10.5 + 1.51 · log
,
log
M
L
где Lbol лежит в диапазоне 8–1000 мк (Б.В.Комберг, АЖ, 83,
489, 2006).
Галактики типа E по своей оптической светимости и профилю
поверхностной яркости делятся на
• более яркие (MV < −22), с профилем типа core“ – boxy
”
EG и
• менее яркие (MV < −20.5), с профилем типа power-law“ –
”
disky EG.
Для boxy EG имеем (см. R.P.Vander Marel, 1998):
M•
Lbol
= −1.83 + log
,
log
M
L
которая годится и для шаровых скоплений и дает для них в
среднем log(M• /M ) ≈ 3. Эта оценка не противоречит выводу,
что в ярких шаровых скоплениях могут формироваться КМО
промежуточных масс (например, [0601.450]).
Для галактик с активными ядрами и квазаров, в спектрах которых видны сильные линии излучения, массы КМО оцениваются из предположения, что ширины линий определяются вириальными скоростями облаков газа в околоядерных дисках (например, [0412.040]):
M•
≈ 107
M
L Hβ
40
10 эрг/с
0.5 ΔV1/2 (Hβ ) 2
·
6000 км/с
или (например, [0009.192]):
M•
≈5
M
λLλ (5700 Å)
1044 эрг/с
0.7 ΔV1/2 (Hβ ) 2
·
.
6000 км/с
144
6. О параметрах и моделях АГЯ
Более точные оценки MКМО получаются методом эхокарти” задержрования“ (reverberation), когда оценивается временна́я
ка (Δt) изменений профиля широких линий излучения по отношению к изменению наблюдаемого потока ионизирующего континуума от АГЯ. В простейшей модели движения излучающих
линии облаков, вращающихся в некоторой плоскости, развернутой под углом θ к наблюдателю Δt = (1+cos θ)R/c и v = vorb sin θ
можно ожидать:
M•
2
≈ 70 · Δt (годы) · ΔV1/2
(км/с)
M
(например, B.M.Peterson, K.Horne, [0707.598]). Правда, этот метод имеет целый ряд ограничений (например, C.M.Gaskell, [0910.
3945]), да и картина изменений профилей линий оказалась более
сложной, чем ожидалось. Мы уже отмечали, что это может быть
связанным как с существованием нескольких областей формирования широких линий и с наличием высокоскоростного ветра,
расширяющего линии, особенно высокоионизированных ионов
(например, C IV).
6.2
Рентгеновское излучение от корон
вириализованных систем и эффект
Зельдовича–Сюняева
1. Важным свойством вириализованных систем является присутствие в их коронах горячего газа, обнаруживаемому по диффузному XR-излучению.52 Это, в первую очередь, относится к
коронам скоплений галактик. температура которых достигает
∼ 108 К, что соответствует кинетическиой температуре движения в них галактик-членов скоплений с σgal ≈ 1000 км/с.53 Но,
это относится и к газу в коронах массивных E/S0 галактик.
52
Как-то на семинаре известному московскому астрофизику
А.Г.Дорошкевичу был задан вопрос: Как так получилось, что в груп”
пе Я.Б.З. присутствие такого газа в скоплениях галактик не было
предсказано раньше?“ Ответ был лаконичный: Мы не ожидали, что
”
в скоплениях осталось так много газа.“
53
Некоторый вклад могут давать в нагрев короны скоплений и АГЯ,
сосредоточенные в центральных областях. Особенно gEG в центрах
скоплений.
6.2. Рентгеновское излучение от корон вириализованных систем...
145
Долгое время считалось, что большое количество газа характерно только для дисковых галактик с активным звездообразованием. При этом разговор шел, в основном, о холодном нейтральном газе. Однако, в конце 70-х годов с рентгеновского спутника UHURU, запущенного с космодрома в Кении (UHURU на
местном наречии означает Свобода“), было обнаружено в цен”
тральных областях скоплений
большое количество газа (T =
7
8
10 − 10 К) с максимумом излучения в диапазоне нескольких
кэВ. А после запуска рентгеновской обсерватории HEAO II ( Эйн”
штейн“) удалось разделить рентгеновское излучение от скоплений на излучение от отдельных галактик и от межгалактической
среды. Таким образом было показано, что рентгеновское излучение скоплений не сводится просто к суммарному излучению
галактик в нем.
Полученные с рентгеновских спутников данные позволили выявить целый ряд зависимостей между свойствами горячего газа
в коронах вириализованных систем и параметрами самих этих
систем (см., например, обзор A.C.Fabian, S.W.Allen, [0304.0200)).
Например, в работе A.C.Edge et al. (MNRAS, 253, 414, 1991) по
данным о 45 XR-скоплений, полученных на спутнике EXOSAT
(0.1–20 кэВ), имеем:
3
≈ 1041 NB3
LXR ≈ 1037 σgal
эрг/с,
где σgal – дисперсия скоростей галактик в скоплениях, NB –
плотность числа галактик. Причем вид зависимостей для систем
разного богатства получается разной. Например, согласно ApJ,
569, 101, 2002, для богатых скоплений имеем:
6±1.3
3±0.65
∼ TXR
∼ L3.5±0.5
,
LXR ∼ σgal
зв.
а для групп галактик или gEG:
3.9±1.2
4.9±0.9
∼ TXR
∼ L2.2±0.3
.
LXR ∼ σgal
XR
Излом в виде зависимостей происходит при LXR ≈ 1042 эрг/с,
TXR ∼ 1 кэВ и Mзв ≈ −21. Такие различия, по мнению авторов,
могут быть связаны с разной эффективностью звездообразования, которое может оказывать заметное влияние на свойства
газа в коронах.
Теоретически, если газ и галактики находятся в гидростатическом равновесии, то должно быть:
2
,
TXR ∼ σзв
4
3
LXR ∼ f 2 σзв
∼ TXR
,
146
6. О параметрах и моделях АГЯ
где f = Mgal /Mtot . В работе R.E.White, C.L.Sarazin (ApJ, 367,
476, 1991) для галактик ранних морфологических типов на большом наблюдательном материале была получена зависимость (типа фундаментальной плоскости“):
”
LB
LB
2
2 log σзв = 22+1.19 log
σзв .
log LXR ≈ 22+1.33 log
L
L
которая не противоречит теоретической для газа, находящегося
в равновесии и подогреваемого за счет движения звезд, теряющих свой газ в виде ветра.
В общем, для сфероидальных вириализованных систем разной оптической светимости (LB ) можно составить таблицу параметров (здесь табл. 8 из работы Б.В.Комберга, (АЖ, 83, 489,
2006)).
Сфероидальные галактики
LB /L
LXR (эрг/с)
TXR (кэВ)
1010
1039
0.3
5 · 1010
2.5 · 1040
0.6
1011
1041
0.8
Скопления галактик
5 · 1011
2.5 · 1042
1.5
1012
1043
2
1013
1045
9
Таблица 8. Таблица параметров из работы Б.В.Комберга (АЖ, 83, 489,
2006).
Рентгеновское излучение обнаружено и от корон массивных
галактик и оно, естественно, менее интенсивно, чем от скоплений, однако, выше, чем ожидалось для случая гидростатического равновесия в статическом гравитационном поле:
2
/k ≈ (1.4 − 5.4) · 106 К при σзв. = 150 − 300 км/с
TXR ∼ μmp σзв.
(здесь μ – хим. потенциал газа, mp – масса протона, k – постоянная Больцмана). Зависимость LXR ∼ LβB должна иметь разные
значения β при разных механизмах подогрева газа:
β=
1 – за счет вспышек СН,
1.6 – за счет аккреции остывающих потоков,
2 – за счет гидродинамики.
2. В работе W.Forman et al. (ApJ, 429, 77, 1994) и F.de Paolis
et al. (ApJ, 439, 83, 1995) по данным со спутника HEAO II получили для EG после вычитания рентгеновского излучения от
6.2. Рентгеновское излучение от корон вириализованных систем...
147
дискретных источников:
log LEG
XR
41
= 10
Lβ
1011 L
2
19
≈ 10
Lβ
L
2
.
С учетом зависимости
M•
Lbol
= −1.83 + log
,
log
M
L
полученной для boxy EG в работе R.P.Van der Marel (Pr. Sp. Tel.
Sci. Inst, No.1302, 1998), можно записать:
M• 2
EG
22
LXR ≈ 5 · 10
M
(см. работы Б.В.Комберг, АЖ, 83, 489, 2006; C.M.Booth,
J.Schaye, [0911.0935]). Из этой зависимости следует, что измеряя рентгеновскую светимость корон массивных галактик (типа
boxy EG) можно оценивать и массы их центральных массивных
объектов (M• ).
По аналогии с зависимостью LXR (M• ) для E/S0 галактик можно ожидать подобную же зависимость и для скоплений галактик, где вместо массы МЦО(M• ) будет стоять масса центральной галактики скопления (как правило, это галактика типа cD).
И такая зависимость, действительно, была получена в работе
Б.В.Комберг, С.В.Пилипенко (АЖ, 89, 899, 2012). На основании выборки, состоящей из 50 ярких XR-скоплений (F0.5−2 кэВ >
5 · 10−12 эрг/(см2 ·с)), и данным о светимости в K“-диапазоне
”
их ярчайших галактик имеем:
2
20 LEG
≈
1.7
·
10
.
LCl
0.5−2 кэВ
L
С другой стороны, из уже упоминавшейся работы A.C.Edge следует:
LCl
XR ≈ 3.86 − 1.75MEG ,
где MEG – абсолютная звездная величина. Учитывая, что для
5/4
массивных галактик в центрах скоплений M̄EG ∼ LEG , получаем:
MEG 2
9/5
Cl
∼ M̄EG ,
LXR ∼
Lβ
148
6. О параметрах и моделях АГЯ
которая близка к зависимости
LEG
XR
∼
M•
M
2
,
полученной для центральных EG. Таким образом для вириализованных систем разных масштабов получаются похожие зависимости
2
∼ M̄центр. объект ,
Lкорона
XR
где под центральным объектом понимают или ядро E/S0, или
центральную массивную галактику.54
В уже упоминавшейся работе Комберга и Пилипенко вывод,
о котором говорилось выше, был подтвержден получением зависимости между дисперсиями скоростей (σgal ) галактик примерно 40 вириализованных скоплений и дисперсиями звезд в
центральных массивных галактиках этих скоплений:
log σ∗ ≈ 0.12 · log σgal + 2.1.
Соединяя эту зависимость с зависимостью из B.Czerny, M.Nikolayuk [0910.0313]
log M• ≈ 8 + log
получаем
σ∗
200 км/с
4.24
,
log M• ≈ 7.28 + 0.5 log σgal .
Последняя зависимость
σgal ∼ lXR ∼ M•2
2
и является подтверждением вывода, что LXR − MЦО
для вириализованных систем.
54
Возможно, что полученное соотношение можно связать с понятием энтропии“ вириализованной системы, которая, например, для
”
черных дыр тоже ∼ M•2 . В очень интересной переводной книге
Л.Сасскинда (Изд. ПИТЕР“, 2013) дается доказательство этому в
”
рамках утверждения, что . . . энтропия BH, измеряемая в битах ин”
формации, равна площади (а не объему!) горизонта BH, если его выразить в единицах планковской длины“ (lpl = 10−33 см)“ (см. раздел
”
в нашей книге: Большие числа“.)
”
6.2. Рентгеновское излучение от корон вириализованных систем...
149
В заключение разговора об особенностях вириализованных систем разных масштабов (от шаровых скоплений до гигантских
скоплений галактик) хотелось бы обратить внимание на интересную, с нашей точки зрения, наблюдаемую их особенность, заключающуюся в некоторой структурности их параметров, которая, возможно, связана с эволюционной структурностью внешних условий. Попробуем пояснить эти предположения на некоторых конкретных примерах.
Например, в работе A.V.Kravtsov, O.Y.Gnedin (ApJ, 623, 650,
2005), в которой проводилась численная симуляция процесса
формирования шаровых скоплений, они сделали вывод, что последние могут быть ядрами молекулярных облаков, формирующихся в толстых дисках сливающихся галактик. При этом было
получено, что среднее отношение между массами шаровых скоплений и массами молекулярных облаков равно ∼ 10−3 . В то же
время в работе P.S.Behrouzi et al. (ApJ, 726, 3113, 2013), посвященной эволюции эффективности звездообразования в галактигало , приводится полученная в численной
ках в зависимости от MDM
h
h , которая
и MDM
симуляции связь между величинами M∗ /MDM
не зависит от эпохи. Эта связь имеет колоколообразный вид с
h
h
= 10−3 при MDM
≈ 1012 M .
максимумом равным M∗ /MDM
Следует еще вспомнить, что среднее отношение M• /Mbulge также равно ∼ 10−3 . Отталкиваясь от этого отношения“, равного
”
и его DM-гало,
∼ 10−3 , между массами центрального объекта“
”
можно записать некоторую последовательность для вириализованных масс:
10+3 M − 106 M − 109 M − 1012 M − 1015 M − 1018 M ,
в которой каждая последующая масса – это масса гало, а предыдущая – масса центрального объекта. Если переходить к привязке этой последовательности к реальным объектам, то можно
предположить, следующее соответствие:
• 1018 M – масса сверхскопления галактик типа Большого
Аттрактора (БА) – гигантского сверхскопления галактик
в 40 Мпк от нас;
• 1015 M – масса богатого скопления галактик;
• 1012 M – масса центральной галактики богатого скопления;
• 109 M – масса ядра массивной галактики и/или Mdw.sph;
150
6. О параметрах и моделях АГЯ
• 106 M – масса ядра dw. sph и/или масса первичного шарового скопления (возможно, и масса центрального скопления звезд);
• 103 M – масса ядра шарового скопления.
Безусловно, величины в рассматриваемой последовательности
являются, на самом деле, средними величинами некоторых распределений, крылья которых перекрываются.
Если такая последовательность действительно имеет место, то
она должна отражать некоторые вириальные соотношения для
вириализованных систем разных масштабов. И для них должно
выполняться соотношение
σ∗1
σ∗2
2 R1
R2
≈
M1
≈ 10−3 ,
M2
что, кажется, и наблюдается в реальных системах, успевших вириализоваться.
3. Присутствие горячего рентгеновского газа в массивных вириализованных системах разных масштабов (от десятков кпк
– короны массивных галактик до сотен кпк – центральные области богатых скоплений) привело к предсказанию интересного
эффекта, на который сначала обратил внимание Я.Б.Зельдович,
а потом для обсчета его величины привлек своих сотрудников:
А.Ф.Илларионова и Р.А.Сюняева. Так в современную астрофизику был введен новый метод для исследования свойств газовой среды, который получил название эффекта Зельдовича–
Сюняева (ApSS, 4, 285, 1969; 9, 20, 1969). Физика этого эффекта
заключается в рассеянии квантов фонового реликтового излучения с T = 2.73 К (с максимумом на λmax = 1.87 мм) на горячих
(T ∼ 107−8 К) электронах рентгеновского газа. При этом, так
называемом, обратном комптоновском рассеянии, кванты получают дополнительную энергию, что приводит к сдвигу планковской кривой распределения тепловых квантов в сторону больших частот. В связи с этим кривая при λ > λmax понижается,
а при λ < λmax – повышается55 (рис. 112). Здесь же мы только
отметим, что при радионаблюдениях на λ > λmax уменьшение
TCM B будет на
55
Подробности про эффект Зельдовича–Сюняева см. в обзоре
M.Birkinshaw ([9808.050]; Phys.Reps, 310, 97, 1989).
6.2. Рентгеновское излучение от корон вириализованных систем...
151
Рис. 112. Эффект Зельдовича–Сюняева на рентгеновском газе в скоплениях галактик или в коронах массивных E-налактик.
ΔTЗ-С = −TCM B · 2
kTe
me c2
τe ,
где Te – температура электронов в газе, TCM B – зависящая от
эпохи температура реликтовых квантов; оптическая томсоновская толща в электронном газе
lXR
τe =
ne σT dl,
0
152
6. О параметрах и моделях АГЯ
где σT = 8πr02 /3 = 6.65 · 10−25 см−2 , а r0 – классический радиус
электрона. Часто для оценок величины эффекта Зельдовича–
Сюняева используют параметр
ΔTЗ-С
=
y=
T
lXR
kTe
n e σT
dl.
me c2
0
Можно также записать, что
l Te
n
≈ −2 · 10−4 К
ΔTЗ-С = 0.2mk
108 К
10−3 см−3
1 Мпк
для характерных для центральных областей богатых скоплений
величин.56 Отсюда видно, что эффект может быть наблюдаем,
т.к. он больше типичных для флуктуаций реликтового излучения (ΔT /T ∼ 10−5 , см. цв. рис. 113), обусловленных флуктуациями плотности в расширяющейся Вселенной на момент рекомбинации (z ≈ 1200).
Кроме теплового“ эффекта Зельдовича–Сюняева, описыва”
емого знакопеременной
в зависимости от частоты наблюдений
функцией, в работе Зельдовича и Сюняева (ПАЖ, 6, 737, 1980)
был рассмотрен и кинематический“ эффект З–С, который учи” смещение частоты квантов, рассеиваемых
тывал допплеровское
энергичными электронами, движущимися вместе со скоплением. На низких частотах отношение между кинематическим и
тепловым эффектами З–С не зависит от τe и равно
1 vr me c2
ΔIкинет.
=
ΔIтепл.
2 c kTe
где vr – радиальная пекулярная скорость облака по отношению
к наблюдателю (т.е. за вычетом скорости хаббловского расширения). Когда облако движется к наблюдателю – эффект будет
положительный, а при движении от наблюдателя – отрицательный. После пересчета на флуктуацию по температуре можно
56
Параметры газа в скоплениях, определяемые по мощности рентгеновского излучения, получаются в предположении однородности и
сферической симметрии: ne ≈ 10−3 − 10−2 см−3 , Mgas ≈ 1014−15 M ,
что составляет заметную часть от суммарной звездной массы скопления.
6.2. Рентгеновское излучение от корон вириализованных систем...
153
записать для кинематического эффекта
vr
ΔT
= ± τ,
T
c
которое не зависит от частоты, а только от направления движения облака. В.К.Дубрович (ПАЖ, 27, 243, 2001) предлагал
за счет этого эффекта объяснять наблюдаемые иногда отрица”
тельные РИ“ в фоне, если существуют очень далекие ионизированные облака, движущиеся от нас с пекулярными скоростями
∼ 1000 км/с.
Кинематический эффект, в принципе, позволяет оценивать и
поперечные скорости газовых структур, если измерять степень
поляризации рассеянного излучения (R.A.Sunyaev, Ya.B.Zeldovich, MNRAS, 150, 413, 1980)
v 2
I − I⊥
⊥
= p% = 0.1 · τ
.
I + I⊥
c
Как отмечалось в работе А.Г.Дорошкевича и С.В.Пилипенко
(АЖ, 88, 617, 2011), флуктуации TCM B , связанные с кинематическим эффектом, сопровождаются флуктуациями E- и B-мод
поляризации, которые возникают при рассеянии квадрупольной
компоненты фонового излучения или при рассеянии изотропного фона на квадрупольной компоненте в распределении скоростей в рассеивающей среде (т.е. влияние v⊥ ), а также из-за
многократного рассеяния при заметном τ . Зависимость величины p% от частоты и влияние профиля плотности и скорости
в рассеивающей среде рассматривались в работе S.Y.Sazonov,
R.A.Sunyaev (MNRAS, 310, 765, 1990). При больших красных
смещениях из-за уменьшения TXR роль теплового эффекта З–С
падает, а кинематического – возрастает. А на малых z наоборот,
ΔT
ΔT
∼ 0.1 ÷ 0.2
.
T к
T тепл
Если говорить о наблюдательной реализации обнаружения эффекта З–С, то на начальных этапах продвижение было слабым
ввиду трудности выделения сигнала от эффекта З–С на фоне
флуктуаций реликта на уровне ΔT /T ∼ 10−5 . Первые наблюдения были проведены Ю.Н.Парийским на РАТАНе уже в 1972 г.
(Правда, оценка эффекта оказалась завышенной, так как ме”
шающие“ РИ в скоплении Coma убирались вручную.) Однако,
154
6. О параметрах и моделях АГЯ
пробивная энергия Сюняева и его настойчивость в конце концов
возымели свое действие. И в настоящее время несколько групп
наблюдателей проводят поиск скоплений галактик ориентируясь на тепловой эффект З–С, используя тот факт, что его величина не зависит от красных смещений.57 Поэтому эффект“
”
заметен даже от скоплений, которые не проявляют себя
ни в
оптике, ни в рентгене. Оценки показали, что при чувствительности РТ на уровне ∼ 0.1 Ян на λ = 2 мм плотность обнаруживаемых скоплений может достигать местами 10 на квадратный
градус. На европейском спутнике Planck“ было зарегистриро”
вано ∼ 190 кандидатов в рентгеновские
скопления на основе как
раз теплового эффекта. Их них 20 скоплений были неизвестны
ранее. Эти скопления находятся в диапазоне z = 0.01 − 0.55 и
M = (0.9 − 15) · 1014 M .
В предположении однородности ne по области излучения рентгеновского газа и его сферической симметрии можно по известной рентгеновской светимости и величине теплового эффекта
З–С оценивать размер излучающей области, а, значит, и расстояние до скоплений галактик, не используя данные о красных
смещениях. В принципе, это позволяет оценивать величину хаббловской постоянной. Такие оценки для нескольких не слишком
далеких скоплений были выполнены, но точность их оказалась
невелика из-за неизвестной реальной комковатости“ рентгенов”
ского газа в конкретном скоплении. Возможно,
в будущем, получая рентгеновские спектры с хорошим спектральным разрешением и оценивая интенсивности рентгеновских линий излучения
от богатых скоплений, от этого недостатка“ метода, связанного
”
с тепловым эффектом З–С, удастся
избавиться.
Надо еще добавить, что тепловой эффект З–С не работа”
ет“ для далеких скоплений, так как при z > 2 они
еще не
успели вириализоваться и их TXR не превышает, скорее всего 107 К. Кроме того, не следует забывать, что при исследовании космологических флуктуаций фонового микроволнового
излучения эффект З–С является мешающим“ фактором и от
”
него приходится отстраняться, убирая
из наблюдаемой картины ΔT /T = f (l, b). Причем дело здесь не только в эффекте на
массивных скоплениях. Тепловой эффект З–С возникает и на
других объектах с другими угловыми размерами. Перечислим
лишь некоторые из них:
57
Это обусловлено тем, что TCMB ∼ (1 + z), а величина ne Te , наоборот, падает.
6.2. Рентгеновское излучение от корон вириализованных систем...
155
• молодые массивные галактики с мощным звездообразованием;
• мощные газовые истечения (ветры) от квазаров и других
АГЯ;
• протяженные радиокомпоненты вокруг сильных РГ и так
называемые relics“ в самих скоплениях – протяженные
”
области, заполненные
излучающими синхротрон в сильных магнитных полях электронами;
• области вокруг сильных гамма-всплесков.
То есть, речь идет об областях, где наблюдается большая плотность энергичных или даже релятивистских электронов. По всем
этим проблемам за последние годы появилось много работ разных авторов, ссылки на которые есть, к примеру, в работе [0607.
572], посвященной обнаружению на высоких z интегрального
эффекта Сакса–Вольфа (Sachs–Wolf). Последний, кстати, на малых угловых размерах (∼ угловых минут) может стать конкурентом кинематическому“ эффекту З–С (см. работу А.Г.До” С.В.Пилипенко, [АЖ, 88, 617, 2011]). По нашему
рошкевича,
мнению, имеет смысл особое внимание уделить наблюдениям
теплового эффекта З–С от горячих корон массивных сфероидальных галактик. Это связано с двумя аспектами:
• во-первых, их короны гораздо более однородны и сферически симметричны, чем область горячего газа в центральных областях скоплений;
• во-вторых, массивные E/S0 галактики вириализуются гораздо раньше скоплений и поэтому эффект З–С может
наблюдаться на бо́льших z, чем скопления.
Правда, эффект будет слабее и на гораздо меньших угловых
размерах. Этот вопрос разбирался в работе Д.И.Нагирнера,
Б.В.Комберга и И.Журавлевой (АЖ, 85, 1, 2008) на примере
трех EG с параметрами, приведенными в табл. 9
Согласно данным M.Birkinshaw (Phys.Rep, 310, 97, 1999), величина теплового эффекта на скоплениях составляет, в среднем, ∼ 5 · 10−3 К, а для EG эта величина получается примерно в
10 раз меньше. Похожий результат получен и в работе [0311.178],
в которой рассматривался вопрос об эффекте З–С на массивных
156
6. О параметрах и моделях АГЯ
EG
Te , кэВ
RXR , кпк
ne , см−3
vr , км/с
y = (ΔT /T )max
NGC 499
NGC 1332
NGC 4291
0.9
4.3
4.3
90
50
60
0.1
0.1
0.1
4400
1525
1750
8 · 10−5
2 · 10−5
2.7 · 10−6
Таблица 9. Параметры трех галактик.
молодых галактиках. По оценкам авторов для них в области активного звездообразования могут реализовываться параметры:
T ≈ 107 К, n ∼ 1 см−3 , lXR ∼ несколько килопарсек, что может
дать параметр y ≈ 10−4 .
E2 dJ/dE [keV2 cm-2 s-1 keV-1 sr -1]
100
10
HEAO-1 - Gruber et al. 1999
INTEGRAL - Churazov et al. 2007
BAT - this work
BeppoSAX - Frontera et al. 2007
10
Energy [keV]
100
Рис. 114. Спектр рентгеновского фонового излучения.
В заключение этой темы, которая в настоящее время широко обсуждается в литературе, и, в частности, с учетом разного
рода релятивистских и гравлинзовых эффектов, хотелось бы обратить внимание на еще один аспект этой проблемы. Если в эффекте З–С фоновые кванты имеют гораздо меньшую энергию,
чем электроны среды, то возможно обратная ситуация, когда
кванты фона более энергичны. Речь идет о рентгеновском фоновом излучении, которое, согласно данным работ (например,
M.Ajello, [0902.3033]) имеет вид, приведенный на рис. 114 с максимумом на Eγ = 30 кэВ. Природа этого фона не до конца ясна,
но, скорее всего, это совокупное излучение неразрешенных XR
6.3. Проблема так называемых больших чисел“
”
157
источников. И это жесткое излучение может взаимодействовать
с менее энергичными электронами в далеких и еще не полностью
вириализованных скоплениях. В этой ситуации жесткие кванты
фона будут отдавать часть своей энергии электронам газа, т.е.
фон в направлении скоплений должен быть мягче, а излучение
от скоплений будет становиться жестче. Правда, для существования такого эффекта нужно, чтобы жесткий XR фон возникал
дальше от нас, чем расположены предполагаемые протоскоп”
ления“. А это может быть и не так. Во всяком случае,
анализ
данных с рентгеновского спутника RXTE (1996 – 2007), который определял XR-фон с точностью до ∼ 0.5%, показал (см.
M.Revnivzev, S.Malkov, S.Sazonov, A&A, 483, 425, 2008), что вариации фона на уровне ∼ 2% на угловых масштабах в 20–40◦
связаны с неоднородностью плотности на масштабах ≤ 140 Мпк.
Если же говорить о меньших угловых масштабах, где вариации
достигают ∼ 7%, то они, по мнению авторов, связаны с вариациями числа слабых XR источников, которыми могут являться
низкосветимые АГЯ, расположенные на z < 2. Да и величина
параметра y = ne Te l у протоскоплений на z > 2 может оказаться недостаточной для наблюдения предполагаемого эффекта.
6.3
Проблема так называемых больших
”
чисел“
1. Рассматриваемая выше последовательность“ масс в макромасштабах от 103 M до 10”18 M с шагом“ ∼ 103 может иметь
”
некоторые аналогии и в гораздо меньших
масштабах, вплоть до
микромира. Поговорим о некоторых соображениях на эту тему,
упоминавшиеся в литературе.
В журнале Земля и Вселенная“ (2, 42, 1972) была опубли” Б.А.Воронцова-Вельяминова и Б.В.Комберга о
кована заметка
лекции проф. Фрица Цвикки58 (1898 – 1974, рис. 115), прочитанной в сентябре 1971 г. в ГАИШе. В своей лекции Цвикки
58
Известный швейцарско-американский астрофизик, автор монографии Морфологическая астрономия“ (1957 г.) и большого ката”
лога галактик (около 30000 объектов). В 1934 г. Ф.Цвикки совместно
с В.Бааде предсказали существование нейтронных звезд (к похожему выводу одновременно пришел и Л.Д.Ландау). Исследовал природу компактных галактик, которые, по мнению Цвикки, выбрасываются из ядер нормальных галактик. Цвикки говорил о возможном
существовании темной материи в скоплениях галактик и возможном
158
6. О параметрах и моделях АГЯ
Рис. 115. Фриц Цвикки.
показал как можно применять метод направленной интуиции“
” Для примера было показано,
к исследованию новых явлений.
как на основе существования последовательности характерных
длин, составленных из физических мировых констант, предсказать существование последовательности звездных объектов разной природы. Эту точку зрения можно представить в виде таблицы 10.
2. Вообще, многие физики обращали внимание на то, что комбинируя фундаментальные физические константы можно через
них получить основные параметры макромира. Действительно,
так как число размерных фундаментальных констант c, h, G совпадает с числом основных физичеких размерностей (сантиметр,
грамм, секунда), то любую физическую виличину X можно получить из комбинации Xфунд = cm hn Gk . Поэтому все остальные
физические константы можно считать безразмерными, представляя их в виде отношения X/Xфунд . По порядку величинв эти
безразмерные константы не сильно отличаются от 1 и поэтому
из них невозможно получить большие числа“, которые долж”
ны определять масштаб макромира,
на что впервые указали
А.Эддингтон и П.М.Дирак в 30-х годах прошлого века. Примером такого большого“ (или обратного ему малого“) числа
” отношение силы гравитационного
”
может служить
взаимодействия между протоном и электроном (Gmp me /c) к величине
силы электромагнитного взаимодействия между электронами
гравитационном линзировании далеких галактик на более близких.
6.3. Проблема так называемых больших чисел“
”
Звездные объекты
Обычные звезды
159
Характерная длина
Формула
Размер первой боровской орбиты,
4π 2 e2 me
0.5 · 10−8 см
h2
h
Звезды карлики“
”
Комптоновская длина волны электрона,
2.5 · 10−10 см
me c
Звезды пигмеи“
”
Комптоновская длина волны протона,
1.5 · 10−13 см
mp c
Нейтронные звезды
h
e2
Классический радиус электрона,
me c2
2.8 · 10−13 см
Ядерные черти“
”
1.6 · 10−16 см
Адские звезды“
”
e2
Классический радиус протона,
Планковская длина, 10−33 см
mp c2
Gh
1/2
2πe3
Таблица 10. Звездные объекты и характерные длины.
(e2 /c ≡ α = 1/137), равное Gmp me /e2 (это число носит название g-числа Эддингтона). Большие числа“ можно получить из
” определяющих массы частиц. Фунфундаментальных констант,
даментальной размерной массой является масса Планка“
”
c
= 10−5 г
mpl =
G
(она получается из приравниванием гравитационного радиуса
rg = 2Gm/c2 к комптоновской длине волны λ = /mc). Все
остальные массы можно выразить в безразмерном виде:
m 2
Gm2
=
.
g=
c
mpl
Для большинства частиц обратная величина от безразмерной
массы – большое число“: для протона с mp = 10−24 г величина
”
g −1 = 2 · 1038 .
В общем, получается, что любую физическую величину можно представить в виде:
X = gn · Xфунд.
160
6. О параметрах и моделях АГЯ
Поясним это на двух примерах.
Я.Б.Зельдович в работе (Письма в ЖЭТФ, 6, 883, 1967) сделал предположение, что величину современного значения космологической постоянной Λ (или, что одно и то же, величину
плотности энергии космологического вакуума ρΛ = c2 Λ/(8πG))
можно получить, приравнивая ее к плотности энергии гравитационного взаимодействия виртуальных частиц вакуума на расстоянии их комптоновской длины волны (λc = /mc)
ρΛ =
Gm2 1
Gm6 c2
=
,
λc2 λ3
4
где = h/(2π) = 10−27 эрг·c – постоянная Планка. А так как
г
,
ρΛ = ρcr = 10−29
см3
то, казалось бы, отсюда можно найти массу частицы, которая
обеспечивает наблюдаемую плотность ρΛ . Однако, подходящей
частицы Яков Борисович на указал. Гораздо позже, Н.С.Кардашев предположил, что такой частицей может быть π-мезон,
масса которого равна ≈ 140 МэВ (АЖ, 74, 803, 1997).
Хотелось бы обратить внимание на еще один аспект этих рассуждений. Так как из простых вириальных соображений для
расширяющегося мира можно записать
2H 2
∼ (1 + z)3 ,
8πG
то было бы интересно оценить значение H∗ для далекого будущего, когда ρtot → ρΛ . Отсюда можно получить при ρtot =
5·10−30 г/см3 величину H∗ равную 61 км/(с·Мпк), которая остается неизменной, так как плотность темной энергии не меняется
со временем. Согласно данным со спутника PLANCK сегодняшнее H0 ≈ 68 км/(с·Мпк). Однако, уходя в прошлое, когда начинает играть бо́льшую роль плотность DM, H ∼ (1 + z)3/2 (см.
цв. рис. 116).
Для такой величины H∗ по формуле Зельдовича
ρ=
Gm6∗ c2
4
можно вычислить величину массы гипотетической частицы, отвечающей за темную энергию:
ρΛ =
m∗ ≈ 3.4 · 10−2 mp = 5.7 · 10−26 г = 30 МэВ.
6.3. Проблема так называемых больших чисел“
”
161
Интересно, что масса этой частицы должна изменяться со временем, так как m∗ ∼ H 1/3 ∼ (1 + z)1/2 . Все это свиделельствует
о том, что, по-видимому, формула Зельдовича не отражает действительности.
3. Однако, как было показано в работе А.Ю.Андреева и Б.В.
Комберга (АЖ, 77, 1, 2000), величину ρΛ можно записать и в
другом виде. Дело в том, что единственной комбинацией размерных фундаментальных констант, имеющей размерность плотности, является планковская плотность“
”
ρpl =
mpl
c5
=
,
3
G2 lpl
где lpl – планковская длина (∼ 1033 см), соответствующая rg для
mpl = 10−5 г. Поэтому можно записать, что
ρΛ = g n
c5
=
G2 m
mpl
2n
c5
=
G2 m
mpl
2n
ρpl .
И тогда уже в зависимости от величины n будут получаться
разные значения для массы частицы, обеспечивающей ρΛ = ρcr .
С учетом, что ρpl /ρcr ≈ 10+121 имеем (m/mpl )2n ∼ 10−121 и,
значит,
m ∼ mpl 10−60/n .
Поэтому можно составить таблицу значений для m в зависимости от n (табл. 11);
n
m
1
2
3
4
10−32 эВ
10−2 эВ
100 МэВ
10 ТэВ
?
(аксион ?)
(π-мезон)
?
Таблица 11. Характерные массы объектов в зависимости от показателя n.
Если воспользоваться схожей процедурой для получения некоторых характерных масс во Вселенной, то можно ряд этих масс
записать в виде:
n/2
m∗ = mp · g−1
162
6. О параметрах и моделях АГЯ
(mp – масса протона выбрана из соображений равенства при
n = 3 величины m∗ = 1033 г – точка Чандрасекара). Теперь
можно составить таблицу значений m∗ для разных n (табл. 12):
n
m∗
0
1
2
10−24 г
10−5 г
1014 г
3
4
1033 г
1052 г
Объект
mp – масса протона
mpl – планковская масса
масса черной дыры, испаряющейся в настоящую эпоху
1M
общая масса Вселенной ≈ 0.01 M c2
Таблица 12. Характерные массы объектов в зависимости от показателя n.
Заметим еще для наглядности, что все параметры современного Мира, в рассматриваемых допущениях, можно получить
умножая планковские величины“ на множитель 1060 (!). Дей”
ствительно:
R0 ≈ lpl · 1060 = 10−33+60 = 1027 см,
T0 ≈ tpl · 1060 = 10−43+60 = 1017 с,
M0 ≈ mpl · 1060 = 10−5+60 = 1055 г = 1022 M .
Отсюда ясно, что множитель 1060 – это просто M0 /mpl .
4. Обратим внимание на еще одно интересное совпадение:
mpl =
c
2G
1/2
,
tpl =
G
c5
1/2
и
mpl
lpl
c3
эрг
≈ 2 · 1038
= LЭдд
=
=√
2
c
tpl
с
2G
для
M = M ,
т.е. планковская масса (10−5 г) может сформироваться при аккреции с темпом ṁЭдд за время tpl = 3 · 10−44 с.
6.4. Ядерные звездные скопления
6.4
163
Ядерные звездные скопления
Когда обсуждается вопрос о существовании разного рода зависимостей между параметрами хозяйских галактик и свойствами
из центральных областей, то, как правило, речь идет о массах
черных дыр в ядрах галактик. Однако, не следует забывать,
что во многих галактиках в центральных областях расположены
и массивные звездные скопления, похожие на шаровые скопления, но с гораздо бо́льшими массами (например, C.J.Wolcher et
al., ApJ, 618, 237, 2005). В этих ядерных звездных скоплениях
(nuclear stars clusters – NSC) иногда продолжается звездообразование и этим они похожи на балджи, в которых много молодых
звезд. В нашей Галактике тоже есть NSC в массой ∼ 107 M
(т.е. в 2.5 раза больше, чем M• ). У галактического NSC размер
ядра rc ≈ 0.5 пк и тянущееся до 30 пк звездное гало с падающей плотностью ∼ r −1.8 (например, R.Capuzzo-Dolcetta et al.,
[1107.0484]). В работе A.M.Battisti, R.C.Dolcetto [1109.6620] был
сделан вывод, что NSC в центре MW формируется за счет падения и последующего слияния в потенциальной яме дюжины
массивных шаровых скоплений. По мнению авторов, такой процесс может обеспечить формирование NSC с наблюдаемыми параметрами: rc = 0.5 пк, re – несколько парсек и MN SC ∼ 107 M .
В работе A.Seth et al. [1002.0824] отмечалось, что в галактиках
менее массивных, чем наша, чаще находят NSC, в то время как
в более массивных галактиках преобладают МЧД. Хотя часто
наблюдается, что NSC сосуществуют с МЧД, как в нашей Галактике или, например, в близкой S0 NGC 404, наблюдаемой
почти с ребра и с активным ядром типа LINER [A.Seth et al.,
ApJ, 678, 116, 2008]. Эта галактика, по данным с больших телескопов имеет следующие параметры:
MN SC < 3 · 105 M ,
M• = 4.5105 M ,
Mbulge = 9 · 108 M .
В ряде работ, например в уже упоминавшейся [1107.0484] и
в работе F.Antonini [1207.6589] рассматривался сценарий бездиссипативного формирования NSC, когда скопления образуются в центральных областях галактик из звезд, распавшихся
в процессе динамического трения обычных шаровых скоплений.
Такой сценарий не противоречит и численным симуляциям (например, [1301.2899]). В таком процессе получается наблюдаемая
зависимость
σ∗
MN SC
= 6.8 + 1.6 log
,
log
M
70 км/с
164
6. О параметрах и моделях АГЯ
tot )1.2 (см.
которая не противоречит зависимости MN SC ∼ (Mhg
[1112.2740]).
В дисковых галактиках слабее Mb = −12 и в карликовых сфероидальных NSC не встречаются, так как в них велика временная шкала собирания звезд в скопление под воздействием сферического гравитационного потенциала. В ряде работ (например,
[1208.4924]) учитывается взаимодействие звезд NSC со звездами
центральной области аккреционного диска, что может заметно
усилить темп аккреции вещества на центральную МЧД. В работе [1201.4950] приведена плоскость M• − MN SC (рис. 117), на
которой можно выделить три области: MN SC примерно в 100 раз
больше M• , переходная область и M• примерно в 100 раз больше, чем MN SC . При этом авторы приходят к выводу, что в центральной области NSC может сформироваться МЧД.
Согласно выводам работы N.Scott, A.W.Graham [1205.5338]
NSC и МЧД – это разные семейства, массы которых по-разному
0.55 , а M
зависят от масс хозяйских галактик: MN SC ∼ Mhg
МЧД ∼
1.37
Mhg . Пересечение этих семейств происходит при Mhg = 5 ·
1010 M . Так как отношение MN SC /Mhg уменьшается с ростом
Mhg , то роль NSC по отношению к МЧД с ростом Mhg падает. Если под центральным массивным объектом (ЦМО) понимается суммарная масса МЧД, NSC и масса центрального
звездного диска, то, как отмечалось в работе P.Erwin, D.Gadotti
[1002.1461], не существует универсальной связи между параметрами хозяйских галактик и ЦМО. В ней было показано, что
для SG масса NSC лучше коррелирует с M∗tot , а MМЧД – с
M∗bulge . В то время как для EG и dwEG наблюдается корреляция MМЧД − M∗tot . В общем видно, что связь между параметрами МЦО и хозяйских галактик нелинейна, так как, повидимому, существует взаимовлияние разных массивных центральных компонент друг на друга. Не исключено, что по мере
преодоления трудностей с разделением МЦО на отдельные компоненты часть выводов, о которых шла речь выше, придется
пересмотреть.
Так, например, в недавнем докладе на эту тему, который быд
сделан А.В.Засовым и А.М.Черепащуком ([1312.4255]; [1312. 6779]),
особое внимание обращалось на тот факт, что свойства NSC лучше изучать в дисковых галактиках, где они легче выделяются на фоне других звездных компонент центральных областей
галактик (здесь следует заметить, что в свое время профессор
Б.А.Воронцов-Вельяминов при работе по составлению Морфо”
логического атласа галактик“ вместо современного NSC
упо-
165
треблял термин керн“). На основании данных из литературы,
”
авторы доклада пришли
к выводу, что разный вид зависимости
между параметрами NSC, МЧД и хозяйских галактик может
свидетельствовать о их разном происхождении. Действительно,
масса NSC больше зависит от интегральных параметров галактик, в то время как M• – от параметров центральных областей.
Таким образом из совокупности известных на сегодня данных
относительно свойств NSC вырисовывается некоторая эволюционная картина. Изначально в результате прямого коллапса газовой компоненты формируется массивное центральное образование, которое в процессе звездообразования может наблюдаться
как NSC (фаза in situ“). Не исключено, что изначально фор”
минуется дискообразная
структура, которая со временем, теряя
момент вращения, превращается в NSC. Позже в ядре NSC начинает формироваться МЧД, которая при наличии достаточного количества аккрецирующего вещества становится АГЯ. На
стадии квазара своим излучением АГЯ за счет выметания газа может прекратить на время дальнейшее звездообразование
в хозяйской галактике. Поэтому цвет таких галактик делается
красным и они переходят на пассивную стадию своей эволюции. Такие галактики имеют большие массы МЧД и относятся к типу S0, у которых центральные области более массивны
по сравнению с голубыми дисковыми галактиками с активным
звездообразованием.
7
7.1
Функции светимости АГЯ
О природе активности в ядрах
галактик
1. Обсуждая проблему природы АГЯ на предыдущих страницах,
мы по возможности старались обходить острые углы“ и под” по тому, как ”нами
водные камни“, что можно было заметить
зашифровывались“ ядра галактик обозначением компактный
”массивный объект“, чтобы избежать термина массивная
”
ЧД“.
”
Но сейчас пришло время расставить точки над i и объясниться
с читателями.
По нашему мнению прямое доказательство существования массивной ЧД в ядре галактики пока что получено лишь для ядра
нашей Галактики (мы уже об этом говорили раньше). Вряд ли
наша Галактика является исключением, но для других галак-
166
7. Функции светимости АГЯ
Рис. 118. Леонид Петрович Грищук (1941 – 2012) и Николай Семенович
Кардашев на Сахаровской конференции в ФИАНе (май 2012).
тик еще предстоит наблюдениями доказать существование в их
ядрах МЧД. Это, кстати, является одной из главных задач проекта Радиоастрон“, способного со своим уникальным угловым
”
разрешением
в режиме радиоинтерферометра Земля–космос“
”
к гравина λ = 1.35 см (∼ 10−6 угловой секунды) приблизиться
тационному радиусу МЧД в ядре M87 – гигантской EG в центре скопления Virgo. Для ядер более удаленных галактик существует целый ряд косвенных аргументов в пользу существование
МЧД в них. Это в первую очередь относится к разного рода зависимостям между M• и параметрами галактик (см. п. 6.1), а
также и сходству свойств АГЯ и звездных активных систем типа
микроквазаров (об этом см. дальше, в п. 8.6). Так что при обсуждении моделей АГЯ будем исходить из предположения о МЧД в
их ядрах, тем более, что даже в работах противников существования ЧД (см., например, S.V.Babak, L.P.Grishchuk (рис. 118),
Int.J.Mod.Phys., D12, 1905, 2003) на их месте оказываются объекты не сильно отличающиеся от них по параметрам.
Начать стоит с вопроса о том, какие основные свойства АГЯ
должны обеспечить предполагаемые модели? Естественно, в пер-
7.1. О природе активности в ядрах галактик
167
вую очередь это касается энергетики:
Etot = 1060−62 эрг за τ = 107−9 лет,
Ltot = 1042−48 эрг/с,
ΔEвспышки = 1049−53 эрг за Δt ≈ десятки дней
и ряда других особенностей, таких как:
• переменность излучения от часов до десятков дней с разной амплитудой и относительными задержками в зависимости от длины волны;
• нетепловой характер спектра в широком диапазоне длин
волн от радио до гамма с характерным двугорбым распределением по энергиям (SED);
• анизотропный характер излучения в зависимости от частоты на масштабах от долей парсека до десятков килопарсек.
Хотя и до обнаружения квазаров выдвигались разные предположения о природе АГЯ (вспомним хотя бы идеи В.А.Амбарцумяна), однако, после 1963 г. на этом направлении начался настоящий бум, в который включились многие известные астрофизики.
2. Многими авторами (например, S.A.Colgate, Я.Б.Зельдович,
И.Д.Новиков) рассматривалась модель массивного компактного скопления звезд с Mtot = 106−10 M и Rtot = 0.01 − 10 пк,
состоящего из звезд с m∗ ≈ 1M , r∗ ≈ 1R и пространственной
плотностью ∼ 106−10 пк−3 . Оценки показали, что характерное
время неупругих столкновений в таком скоплении ∼ 106−10 лет
и если tохлажд. < tдинамич. ,59 то газ успевает сформировать в
центре сверхмассивную звезду (M ≥ 500M ), которая своим излучением может на время прекратить аккрецию на центр. При
столкновении звезд может выбрасываться ∼ (10−3 −102 )M /год
газа, который, при наличии углового момента, может, охлаждаясь, сформировать диск, в котором снова начнут формироваться
звезды (А.Ф.Илларионов, М.М.Романова, АЖ, 65, 290, 1988).
59
tдинамич. = (Gρ)−1/2 , tохлажд. ∼
√
T /ne .
168
7. Функции светимости АГЯ
Характерное время эволюции такого центрального звездного
скопления при неупругих столкновениях звезд оценивается по
формуле:
−3/2 7/2 −1
Rпк ξ0.05 лет,
tсс = 6.2 · 109 M9
где ξ – доля потери звездами своей энергии при столкновениях.
Со временем за счет сброшенного звездами газа в центре диска
может образоваться МЧД, что, в свою очередь, приведет в эволюционным изменениям всего скопления. Наблюдения, действительно, показали, что в центральных областях многих галактик
существуют массивные звездные скопления, в некоторых случаях сосуществующие с МЧД. Однако, вряд ли эти скопления
сами по себе являются сильными источниками излучения (например, за счет многочисленных взрывов сверхновых). Против
этого свидетельствует факт существования в АГЯ анизотропных выбросов. Многочисленные случайные взрывы сверхновых
такой анизотропии обеспечить на могут.
3. Однако, в центрах звездных скоплений могли бы сформироваться сверхмассивные звезды (MСМ зв. > 1000M , которые,
в принципе, могут обеспечить необходимую для АГЯ энергетику, если удалось бы обеспечить их устойчивость по отношению
к гравитационному коллапсу. Вопрос об устойчивости и энерговыделения сверхмассивных звезд рассматривался в работах
Я.Б.Зельдовича, И.Д.Новикова, Ф.Хойла и Дж.Фаулера (см.,
например, монографию Я.Б.Зельдовича и И.Д.Новикова Релятивистская астрофизика“, Наука, 1967). Выяснилось, что ”сверхмассивная звезда не можт быть устойчивой лишь за счет давления излучения, когда P = ργ ,60 где γ = 1 + 1/n = 4/3, т.е. n = 3.
Для устойчивости надо добавить давление за счет плазмы с γ =
5/3, т.е. n = 3/2. Получалось, что при MСМ зв. > 6 · 104 M ядерные реакции в ней протекают равновесно и после исчерпания
топлива происходит коллапс. При MСМ зв. = (6·104 −1.5·105 )M
звезда может взорваться, так как неустойчивость возникает за
счет рождения e+ e− пар. При MСМ зв. > 1.5 · 105 M – устойчивость через τ ≈ 104 лет теряется за счет поправок на ОТО.
И дальнейшее удержание сверхмассивной звезды от коллапса
возможно или за счет вращения, или магнитного поля. Расчеты показали, что вращение может увеличить время жизни до
∼ 105 лет и оставалась надежда на стабилизирующую роль магнитного поля. Такую модель массивной сверхзвезды с магнит60
P – давление, ρ – плотность, γ – индекс политропы, n – показатель
политропы. P (ρ) – уравнение состояния.
7.1. О природе активности в ядрах галактик
169
ным полем предложил молодой сотрудник В.Л.Гинзбурга и бывший его аспирант Л.М.Озерной. Однако, сначала он посчитал,
что достаточно иметь мелкомасштабное хаотическое магнитное
поле. Но, после критики такой его модели магнитоида“, которая заключалась в том, что для хаотического” мелкомасштабного
поля уравнение состояния будет таким же как и для излучения
(γ = 4/3) и, значит, оно не сможет обеспечить устойчивость
сверхмассивной звезды, Л.М. ввел уже крупномасштабное магнитное поле для которого γ = 5/3, как и для плазмы. Но и
эта поправка не спасла ситуацию – продлить жизнь массивной
сверхзвезды до необходимых ∼ 107 лет не удалось. Вот именно
тогда Я.Б.Зельдович написал шуточный стих:
Модель квазара не прошла – ну, что ж!
”
Тем хуже для квазара.
Душа моя еще полна
Виденьем огненного шара...“
4. На этом, правда, история со сверхмассивными звездами не
кончилась, так как были еще предложения поддерживать их существование, удерживая от коллапса, за счет их подогрева“
при пролете через них обычных звезд из хозяйского” скопления
(см., например, в брошюре Э.Я.Вильковисского: Квазары и ак”
тивные ядра галактик“, М., Наука, 1985). Да и история
магнитоида“ продолжала некоторое время развиваться (см.,”например, W.H.Sorrell, Nature, 291, 394, 1981), а затем трансформировалась в модель массивного пульсара“. В работе Sorrell дела” о тепловом излучении центрального объеклось предположение
та: параметры теплового излучения (M = 6 · 107 M , B = 103 Гс,
T = 5 · 104 К, Lem = 5.8 · 1048 эрг/с, τ = 106 лет) и нетеплового излучения (blue bump): Ee = 5 · 108 эВ, Ne = 1047 частиц,
ν = 3 · 1015 Гц.
О работе Я.Н.Истомина и Б.В.Комберга по поводу АГЯ как
массивный соосный пульсар мы расскажем несколько дальше,
а вот о работе Н.С.Кардашева на этот счет стоит поговорить
отдельно. В своей работе (АЖ, 41, 807, 1964) Николай Семенович рассматривал коллапс массивной сверхзвезды с магнитным
полем до состояния, когда
4 3 Hg2
≈ 1061 эрг.
Eвращ. ≈ Eмагн. = πRg
3
8π
По мнению автора, такой объект может стать мощным источником космического радиоизлучения. Здесь следует заметить, что
170
7. Функции светимости АГЯ
схожую идею примерно в то же время предлагал австралийский
радиоастроном J.H.Piddington (Austr. J.Phys., 23, 731, 1970), который считал, что сильным радиоисточником может становиться коллапсирующая сфероидальная EG, у которой ось вращения
направлена перпендикулярно к межгалактическому магнитному полю. При этом слабое фоновое поле (B ∼ 10−9 Гс) будет
поджиматься и закручиваться и по этим винтовым магнитным
линиям будут двигаться релятивистские заряженные частицы.
В работе (АЖ, 47, 465, 1970) Кардашев делал предположение, что АГЯ могут представлять из себя скопление радиопульсаров, в которых происходит ускорение заряженных частиц, ответственных за нетепловое излучение. В работе (MNRAS, 276,
515, 1995) Cosmic supercollider“ Кардашевым рассматривалась
”
модель эволюции ядра галактики с M = 109 M вмороженным
магнитным полем в сверхмассивную ЧД с B ∼ 2 · 1010 M9−1 .
В такой модели, по оценкам автора, заряженные частицы могут ускоряться электрическим индукционным полем до энергий
∼ 108 Z ГэВ, где Z – заряд частиц. В работе даются некоторые
рекомендации для будущих наблюдений таких высокоэнергичных частиц.
Им же в работе (АЖ, 77, 813, 2000) Синхротронное радио”
приводятся соизлучение p и e− в пульсарах и ядрах квазаров“
отношения, определяющие предельную яркостную температуру
(Tb ) излучения ансамбля релятивистских частиц. Выяснилось,
что важными параметрами, обеспечавающими высокое значение Tb , являются величина магнитного поля и радиус кривизны магнитных силовых линий. Кроме того, высокое значение
Tb может получаться при когеррентном излучении сгустков релятивистских частиц, движущихся по искривленным силовым
линиям магнитного поля, а также за счет доплеровского усиления при движении частиц под малыми углами к лучу зрения.
Особо подчеркивается, что яркостная температура при синхротронном излучении протонов может быть гораздо выше, чем при
излучении электронов:
−1/7
Tp ≤ 1.2 · 1016 B⊥
5/7
К в области ν 5 · 109 H⊥
Гц,
в то время как для электронов
−1/7
Te ≤ 0.8 · 1012 B⊥
5/7
К при ν 1.3 · 1011 H⊥
Гц.
(Здесь хотелось бы дать историческую справку относительно того, что еще в 1965 г. для объяснения 100-дневной переменности в
7.1. О природе активности в ядрах галактик
171
радиодиапазоне квазара CTA 102 Б.В.Комбергом было предложено рассмотреть синхротронное излучение протонов. Эту идею
одобрил Я.Б.Зельдович и ими была подана в АЖ соответствующая статья. Однако, потом Я.Б. попросил забрать статью из
редакции, посчитав ее не очень важной.)
В работе (MNRAS, 326, 1122, 2001) Два типа квазаров и
”
пульсаров“ Н.С.Кардашев приходит к выводу,
что могут существовать 2 типа объектов в зависимости от угла между осью
вращения и осью магнитного поля, в котором ускоряются или
релятивистские e− или релятивистские p. Если наблюдаемая яркостная температура < 1020 К, то могут работать“ оба типа
объектов. Но при Tb > 1020 К предпочтение” отдается протонам.
По мнению автора, в радиогалактиках FR I ускоряются электроны, а в FR II – протоны.
5. Когда мы говорили об излучении релятивистских частиц,
то это подразумевает, что существует механизм (или механизмы) их ускорения. При этом этот механизм работает не только в активных ядрах галактик, то и в звездных объектах типа микроквазаров и даже просто молодых звездах, в которых
нет релятивистских объектов типа черных дыр или нейтронных звезд. Интересно, что во всех этих случаях проявление активности компактных астрофизических объектов имеет вид узких струй (см. цв. рис. 119), излучающих в широком диапазоне
длин волн нетепловой спектр. То есть механизм выделения энергии должен носить универсальный характер и быть достаточно эффективным (см., например, работы: G.S.Bisnovatyi-Kogan,
Sov.Astronomy, 13, 369, 1969; A&A, 296, L17, 1985; M.M.Romanova, R.Lovelace, ApJ, 500, 703, 1998). Этим критериям по мнению
многих авторов (см., например, обзор В.С.Бескина в УФН, 180,
1241, 2010) удовлетворяет магнитогидродинамическая модель,
в основе которой лежит модель униполярного индуктора“. В
” центральной машины“ трерамках этой парадигмы для работы
” компактное тело, 2) регубуются три условия: 1) вращающееся
лярное магнитное поле, 3) хорошо проводящая среда. Вращение центрального тела обеспечивается за счет передачи момента вращения аккрецирующего на него вещества, формирующего аккреционный диск. Величина магнитного поля может быть
оценена в предположении равенства плотности энергии магнитного поля и полной плотности энергии аккрецирующей плазмы:
4
BЭдд ≈ 10
M•
109 M
1/2
Гс.
172
7. Функции светимости АГЯ
Хорошая электропроводность плазмы обеспечивается из-за условия, что радиус Лармора в сильном магнитном поле rL = =
mcv/(eB) размера центральной машины. Все это свидетельствует о том, что энергетическим источником АГЯ может быть
как энергия вращения центральной массивной ЧД:
Etot =
Ir Ω 2
= 1062
2
M•
109 M
ΩRg
c
2
эрг,
так и энерговыделения за счет аккрецирующего вещества:
M•
эрг/с,
Eакк ∼ η ṁc2 ∼ 1047
109 M
где эффективность η ≈ 0.1. В настоящее время, по мнению
В.С.Бескина, имеется согласие между теоретическими выкладками и численным моделированием в рамках идеальной одножидкостной магнитной гидродинамики (см., например, работы
J.C.McKinney, A.Tchekhovskoy, R.D.Blendford, [1201.4163];
М.В.Барков, С.С.Комиссаров, MNRAS, 385, L28, 2008).
6. За счет каких конкретно механизмов происходит извлечение
энергии от ЧД у разных типов объектов с активными ядрами
до конца не ясно. Эта проблема активно обсуждается в литературе. Например, в работе L.Foschini [1106.5532] предполагалось,
что в объектах типа BL Lac определяющим является энерговыделение в самом аккреционном диске – режим gas pressure
” спектраdominated“ (GPD), а для радиоквазаров с плоскими
ми (FSRQ) и объектов типа NL Sy I с сильным излучением в
γ-диапазоне определяющим является энерговыделение за счет
вращения ЧД – radiation pressure dominates“ (RPD). По мне” режимов энерговыделения в АГЯ происхонию автора, смена
дит при величине отношения Ld /LЭдд = 6 · 10−3 . Эта величина
примерно соответствует переходу между режимами аккреции и
адвекции и может определять смену состояний и в активных
рентгеновских звездных системах типа μКЗО.
Если вблизи вращающейся ЧД присутствует замагниченная
плазма, то энергетика релятивистских выбросов в режиме RPD
иожет быть обеспечена за счет механизма Блендфорда–Знайека
(B-Z). Согласно, например, работе F.H.Rieger [1107.2119] имеем
LB−Z ∼
B
4π
2
πRH
RH ΩH
c
2
·c≈
B 2 M•2 G2
â,
16 c3
7.1. О природе активности в ядрах галактик
173
где безразмерный параметр спина â = cJ/GM•2 ≤ 1, ΩH =
/c. Радиâc/2RH , момент вращения J = âJmax , где Jmax = GM•2√
ус горизонта событий для керровской ЧД RH = Rg (1+ 1 − â2 )/
/2, Rg = 2GM• /c2 (видно, что при â → 0 RH → Rg ). Для
небольших
â Erot = â2 M• c2 /8, а для больших â: Erot = M• c2 (1 −
√
0.5 1 − â2 ) ≤ 0.29M• c2 .
Отметим, что мощность излучения за счет механизма B-Z может быть получена по аналогии с формулой для магнитодипольного излучения от нейтронных звезд, т.е. пульсаров. Действительно, (см., например, B.С.Бескин, Гравитация и астрофизи”
ка“, Физматлит, М., 2009):
ΩR 4 2 2
B0 R c.
WP SR =
c
Если в этой формуле заменить R на Rg , то легко можно получить выражение для мощности излучения механизмом B-Z,
предполагая, что B0 –величина магнитного поля на радиусе последней устойчивой орбиты, который равен 3Rg для шварцшильдовской черной дыры..
Так как большинство АГЯ не являются сильными источниками нетеплового излучения – это наблюдается лишь в 10%, т.е.
в этом состоянии они проводят ∼ 10% времени своей жизни,
то в остальное время их излучение носит квазитепловой характер и формируется в толстом аккреционном диске при высоком темпе аккреции (ṁ/ṁЭдд 0.01). В этом случае основную
роль играет аккреционный механизм выделения энергии, который в простейшем случае тонкого диска и турбулентной вязкости ( α-аккреция“) исследовали Н.И.Шакура и Р.А.Сюняев
”
(Н.И.Шакура,
АЖ, 1978, 145, 1972; N.I.Shakura, R.A.Sunyaev,
A&A, 24, 337, 1973; F.Meier, ApJ, 548, L9, 2001). С учетом релятивизма эту модель разрабатывали И.Д.Новиков и Кип Торн
(I.D.Novikov, K.S.Thorne Black holes“, Eds. C.deWitt, B.D.deWitt,
” 1973). Полной ясности о зависимоNY, Gordon & Breach, p.343,
сти свойств аккреционного выделения энергии от величины ṁ
до сих пор нет, так как в диске могут присутствовать и магнитные поля, т.е. играет заметную роль магнитная вязкость. Кроме
того диски могут вращаться как по, так и против направления
вращения центральной МЧД, что сказывается на условиях для
формирования выбросов. Согласно ряда работ (см., например,
М.В.Баркова и С.С.Комиссарова, 2008), противовращение способствует формированию анизотропных выбросов.
174
7. Функции светимости АГЯ
7. Проблема роли противовращения рассматривалась в нескольких работах, соавтором которых являлся D.L.Meier. Например, в его работе [9908.283] отмечалось, что в процессе формирования выбросов из АГЯ помимо параметров M• и ṁaccr может большую роль играть и момент вращения ЧД, характеризуемый параметром Керра â = J/Jmax , принимающий значения от
0 (Шварцшильдовская ЧД) до 1 (предельная керровская ЧД).
При наличии в околоядерном аккреционном диске полоидального магнитного поля Bp = Bφ (h/R)disk , где Bφ – тороидальная
компонента магнитного поля, мощность энерговыделения в выбросе может быть оценена по формуле:
2
эрг Bp
48
2 2
Ljet = 10
M
â
.
•9
105 Гс
с
В другой работе D.L.Meier et al. [9907.435] рассматривался механизм формирования релятивистских выбросов их АГЯ и μКЗО с
помощью численного моделирования. (При этом авторами был
применен новый магнитогидродинамический код в керровской
метрике.) Все расчеты проводились при значении â = 0.95 и
кеплеровского околоядерного диска с магнитосферой. Авторами отмечалось, что на последней устойчивой орбите (3Rg ) для
невращающейся ЧД скорость выброса не превышала ≈ 0.5c и
величина Bp вблизи 3Rg оказывалась не слишком большой. То
есть, возникающий за счет МГД-ускорения выброс оказывался
субрелятивистским.
Иная картина получается для керровской ЧД, для которой
радиус эргосферы RH = 0.656Rg при â = 0.95. Вместе с этим
ситуация начинает зависеть критическим образом от направления вращения диска с магнитосферой по отношению к вращению самой черной дыры. Авторы показали, что для случая
co-rotation результат оказывается не сильно отличающимся от
случая â = 0. А именно: из-за возникновения ударной волны в
диске за счет газового давления формируется внутренний выброс, а за счет магнитного давления формируется более слабый
внешний выброс. Однако, для случая counter-rotation картина
получается совершенно другая: внутри выброса, обусловленного газовым давлением (gas-pressure driven), формируется новый
мощный magnerically-driven“ jet, ускоряемый за счет сильно”
го магнитного
поля, рождаемого при вхождении магнитосферы
диска в искривленное пространство эргосферы ЧД.
Остается добавить, что нетепловое излучение выбросов вместе
с квазитепловым излучением от аккреционного диска формиру-
7.2. Активные ядра как массивный соосный пульсар
175
ет характерный суммарный спектр АГЯ, который согласуется с
выводами модели disk–jet symbiosis“ (см., например, H.Falcke,
P.L.Bierman, A&A,”298, 375, 1995; G.Ghisellini, [1109.0006]).
7.2
Активные ядра как массивный соосный
пульсар
1. Кстати, по нашему мнению, в исследовании этих процессов
могут помочь некоторые аналогии с процессами излучения от
вращающихся замагниченных нейтронных звезд – пульсаров.
На эту сторону вопроса было обращено внимание в работе
Я.Н.Истомина и Б.В.Комберга (АЖ, 78, 871, 2001). Правда, в
отличие от пульсаров, АГЯ с массивными вращающимися центральными объектами, окруженными замагниченными дисками, будут системами типа соосных ротаторов, в то время как
обычные пульсары являются наклонными ротаторами, у которых ось вращения не совпадает с магнитной осью. Другая точка зрения на механизм излучения АГЯ связана в возможным
извлечением энергии и момента вращения из керровской черной дыры (C.A.Jeckson, J.V.Wall, MNRAS, 304, 160, 1999)61 посредством внешнего электромагнитного поля. Эта идея была
развита в работах и российских авторов: в том числе В.С.Бескин, Я.Н.Истомин, В.И.Парьев (АЖ, 12, 58, 1992), Ya.N.Istomin,
V.I.Pariev (MNRAS, 267, 629, 1994; 281, 1, 1996). Не вдаваясь в
детали подобных моделей выбросов из АГЯ, следует заметить,
что энергия вдоль выброса будет передаваться за счет вектора
Пойнтинга (∼ Er Bφ ) по всей длине выброса (как в проводнике
с током), а в других направлениях энергия может передаваться и ускоренным заряженным частицам. Однако, в отличие от
ситуации у пульсаров, для частиц, излучающих синхротронным
механизмом в винтовом магнитном поле выброса, не существует
понятия светового цилиндра“. Поэтому, у разных типов АГЯ в
”
зависимости
от их мощности могут существовать разные размеры цилиндрических течений, а, значит, и разные скорости
вращения выбросов и степени закрутки в них силовых линий.
Например, с этой точки зрения, в обычных квазарах большой
61
Шварцшильдовская черная дыра – не вращается, а керровская
черная дыра вращается и у нее имеется безразмерный угловой момент
5/2
(параметр спина“ λ = J|E|1/2 /(GM• ) ≤ 1, где J – угловой момент,
”
E – полная энергия.
176
7. Функции светимости АГЯ
мощности выбросы будут больших диаметров с меньшей закруткой, а в менее мощных АГЯ (типа BL Lac) – меньшие диаметры
с более сильной закруткой. Со временем, за счет эволюции, диаметры радиовыбросов будут увеличиваться, а закрутка силовых
линий уменьшаться – это уже будут объекты типа радиогалактик.
В работе [АЖ, 78, 821,2001] приводятся наблюдательные аргументы в пользу сходства процессов ускорения заряженных частиц в АГЯ и радиопульсарах. Действительно, для радиопульсаров оценка их радиосветимости (Lr ) проводится, как правило,
на основе представлений о магнитодипольном характере потерь
энергии вращающейся нейтронной звезды:
B 2 Ω4 R 6
dE
= IΩΩ̇ = Lмаг.дип. = δ
.
dt
c3
Здесь Ω – угловая скорость вращения нейтронной звезды, R –
ее радиус, параметр δ ≈ 1. Для АГЯ под R можно считать
радиус радиовыброса, а под Ω – угловую скорость кеплеровского вращения аккреционного диска: Ω = 2π/Pкепл. , Pкепл. =
2πR3/2 /(GMМЦО )1/2 . После этого предыдущую формулу можно
переписать в виде:
Lмаг.дип. =
G2 2 2 B MМЦО .
c3
Легко видеть, что что при подстановке в эту формулу величин,
характерных для АГЯ (MМЦО = 3 · 108 M , B ≈ 104 Гс62 ), получаем Lмаг.дип. ≈ 1046 эрг/с, что вполне приемлемо для АГЯ. Аналогичный механизм был использован в работе [G.S.BisnovatyiKogan, S.I.Blinnikov, A&SS, 19, 93, 1972] для оценки потерь энергии сверхмассивным замагниченным диском.
62
Оценку величины магнитного поля B, генерируемого в диске
вблизи горизонта черной дыры (rg ), можно получить в предположении равнораспределения энергии магнитного поля и вещества диска: ṁ = (B 2 /8π)(rg2 /c). Для критической аккреции ṁ = ṁcr =
1017 (MМЦО /M ) г/с можно записать: B = 5·108 / MМЦО /M Гс. Более точные оценки величины магнитного поля в окрестности черной
дыры были сделаны в работе [G.S.Bisnovatyi-Kogan, A.A.Ruzmaikin,
A&SS, 42, 375, 1976].
7.2. Активные ядра как массивный соосный пульсар
177
2. Покажем, что по уже встречающимся в литературе зависимостям для АГЯ можно получить связь между радиосветимостями от компактных ядерных источников и характерными временами изменения направления радиовыбросов, оцениваемыми
в работе [J.F.Lu, A&A, 229, 424, 1990] в рамках модели discdriven precession“ [C.L.Sarazin, M.C.Begelman, S.P.Hafchett,”ApJ,
238, L129, 1980] по пространственному шагу РСДБ-радиоструктур (на масштабах до десятков пк). Согласно работе [J.F.Lu,
A&A, 229, 424, 1990] имеем:
lg Δt (годы) = 0.49 Mabs + 17.11,
где абсолютная звездная величина Mabs ядер радиогромких“
”
объектов заключена в диапазоне от −21.5 до −27.6.
С другой
стороны в работе [M.J.Kukula, MNRAS, 297, 366, 1998] получена
зависимость между P8.4 ГГц (Вт/Гц) и Mv ядер для сейфертовских галактики радиоспокойных квазаров:
Я
lg P8.4
ГГц (Вт/Гц) = 0.4Mv + 12.9.
Объединяя предыдущие выражения, получаем
Я
lg P8.4
ГГц (Вт/Гц) = −0.8 lg Δt (годы) + 26.6,
то есть
Я
−0.8
.
P8.4
ГГц (Вт/Гц) ∼ (Δt (годы))
Интересно, что для радиопульсаров в работе [И.Ф.Малов, В.М.
Малофеев, АЖ, 71, 762, 1994] была получена похожая зависимость
Lradio эрг/с ∼ Pc−(0.74−0.94) ,
хотя масштабы по радиосветимости и временные масштабы для
АГЯ и пульсаров отличаются больше, чем в 1010−13 раз.
В теоретическом понимании как механизма радиоизлучения
пульсаров, так и эволюционных изменений в них, большую роль
играет положение пульсаров на диаграмме Ṗ −P , на которой для
случая магнитодипольного излучения можно провести линии,
соответствующие определенным значениям величин магнитного
поля (рис. 120):
1/2
3Ic3 P Ṗ
,
B=
6
8π 2 Rн.зв.
178
7. Функции светимости АГЯ
Рис. 120. Диаграмма P − Ṗ для пульсаров и магнетаров (в правом верхнем
углу).
где I – момент инерции нейтронной звезды (см., например,
B.Zhang, A.K.Harding, A.G.Muslimov, ApJ, 531, L135, 2000). На
этой же диаграмме можно провести и death line“ для радио”
пульсаров, излучающих магнитодипольным механизмом: lg Ṗ ≈
3 lg P − 17. Можно поставить вопрос и о построении подобной
же диаграммы и для АГЯ в рассматриваемой нами модели, когда энергия, излучаемая в радиовыбросе, черпается, в конечном
итоге, из энергии вращения замагниченного околоядерного диска.
3. Более или менее ясно, что в рамках наших рассуждений
вместо Ṗ для АГЯ можно использовать величину энерговыделения от ядра, например, в радиодиапазоне (P5ЯГГц ). Вопрос же
состоит в том, какую величину можно брать вместо неизвестного нам характерного времени (Δt) при построении для АГЯ
зависимости Ṗ − P . Для ответа на этот вопрос воспользуемся
результатами очень важной работы [A.Francsehini, S.Vercellone,
A.C.Fabian, MNRAS, 297, 817, 1999], в которой на основании
наблюдательных данных получена зависимость для АГЯ между радиомощность центрального РИ на 5 ГГц и MМЦО :
lg P5ЯГГц (Вт/Гц) = 2.73 lg
MМЦО
− 2.87.
M
7.2. Активные ядра как массивный соосный пульсар
179
Объединяя эту зависимость с предыдущими можно записать:
lg Δt (годы) = −3.43 lg
или
lg
MМЦО
− 37
M
MМЦО
= 0.3 lg Δt (годы) + 10.9.
M
Отсюда следует, что вместо характерного времени прецессии
радиовыброса для АГЯ можно использовать массу массивного
центрального объекта MМЦО . И, значит, зависимость из работы
[A.Francsehini, S.Vercellone, A.C.Fabian, MNRAS, 297, 817, 1999]
можно рассматривать как аналог диаграммы Ṗ − P для радиопульсаров.
Для проверки наших предположений зависимость, полученную из наблюдательных данных, желательно вывести напрямую
из положений работ [Ya.N.Istomin. V.I.Pariev, MNRAS, 267, 629,
1994; 281, 1, 1996]. Так как в них энерговыделение в выбросе из
АГЯ связывалось с электромагнитной природой, то можно записать для выброса радиуса rj с полем Bφ выражение для потока
электромагнитной энергии:
S=
c
Er Bφ s,
4π
где
Er = (Ωr/c)Bφ , s = 4πrj2 , Bφ = Bg (rg /rj ) и rg = 2GMМЦО /c2 .
Отсюда следует, что S = Bg2 Ωrj rg2 , а учитывая
3/2
Ωкепл. = (ΩM )1/2 /rj ,
получаем
7/3
S = Bg2 rg7/3 c2/3 Ω1/3 ∼ Bg2 MМЦО Ω1/3 .
Полагая, что величина Ω связана с Δt простым соотношением
−1/2
3.4 ,
Ω = 2π/Δt и принимая, что Bg ≈ B ∼ MМЦО , а Ω ∼ MМЦО
2.5 . Это соотношение не сильно отличаетполучаем S ∼ MМЦО
2.7 , полученной в
ся от наблюдаемой зависимости P5ЯГГц ∼ MМЦО
2.2 ,
[A.Francsehini et al., MNRAS, 297, 817, 1998] или P5ЯГГц ∼ MМЦО
полученной в [P.Salucci et al., MNRAS, 307, 637, 1999].
180
7. Функции светимости АГЯ
В заключение хотелось бы обратить внимание на результаты, полученные в работах, анализирующих оптическую переменность в некоторых АГЯ на протяжении десятков лет (см.,
например, E.T.Belokon et al., A&A, 356, L21, 2000 и ссылки там).
Авторы обращают внимание на следующие особенности кривых
блеска в ряде объектов:
1. Прослеживается существование по крайней мере двух характерных времен: сотни дней или годы и десятки лет.
2. Амплитуда медленной переменности пропорциональна амплитуде быстрой переменности.
3. На кривой блеска для данного объекта повторяется форма
импульса“, имеющая два или несколько горбов (рис. 101).
”
4. Заметна антикорреляция между величиной характерного
времени повторяемости импульса“ и его шириной.
”
Обращает на себя внимание, что пункты 3 и 4 напоминают ситуацию в радиопульсарах, с той лишь разницей, что все временные процессы в кривых блеска АГЯ растянуты в ∼ (MМЦО /M )
раз, а энерговыделение усилено в ∼ (MМЦО /M )2 ∼ 1016 раз.
Отметим еще, что в работе Н.С.Кардашева [MNRAS, 276, 515,
1995] указывалось на сходство между АГЯ и радиопульсарами и
в отношении очень высоких яркостных температур, которые на
много порядков превосходят значения Tb crit ≈ 1012 К, определяемая обратно-комптоновским пределом. Такие высокие Tb могут
быть достигнуты при выполнении ряда условий (нестационарность источника, когеррентность излучения, допплеровское усиление), в том числе и возможным присутствием в выбросах из
АГЯ заметного количества релятивистских протонов. При этом
Tb ∼ (mp /me )9/7 и может достигать значений ∼ 1016 (B⊥ )−1/7 .
7.3
Релятивистские выбросы и объекты
”
Минковского“
1. Мы уже писали выше о разных моделях активности галактик,
которые часто выражаются в появлении релятивистских выбросов, способных излучить нетепловыми механизмами энергию, не
меньшую, чем при взрывах сверхновых СН. До сих пор нет полной ясности относительно природы устойчивости таких выбросов, которые иногда достигают размеров в сотни килопарсек в
7.3. Релятивистские выбросы и объекты Минковского“
”
181
радиоисточниках типа FR II. В старой работе Г.С.БисноватогоКогана, Б.В.Комберга и А.М.Фридмана (рис. 121) (АЖ, 46,
465, 1969) предлагался механизм устойчивости, объясняющий,
по мнению авторов, основные наблюдательные черты выбросов
из АГЯ. Предполагалось, что в таких выбросах основную роль
играют релятивистские электроны с плотностью N0 ≈ 10−10 см−3 ,
как это следует из наблюдений их синхротронного излучения.
При этом начальная плотность электронов в пучке (N0 )нач. =
N0 (a/D)3 , где a = 1020 см – наблюдаемая ширина выброса, D =
10rg ≈ 1016 см. Отсюда следует, что так как (N0 )нач. N0м.зв. ,
то электроны среды не могут создать ток, способный компенсировать ток, создаваемый релятивистскими электронами в выбросе. Выброшенные с поверхности“ расходящимся пучком ре” имеют достаточную энергию (E ≈ 103
лятивистские электроны
e
МэВ), чтобы увлечь за собой ионы. При этом в пучке произойдет
разделение зарядов, т.к. ve > vi , что служит причиной появления в пучке колебаний, т.е. возникает очень быстро (τ ∼ 10−4 с)
пучковая неустойчивость. Так как колебания релятивистских e−
Рис. 121. Академик В.А.Амбарцумян и Алексей Максимович Фридман
(1940 – 2010) в Бюраканской обсерватории в 70-х годах.
182
7. Функции светимости АГЯ
относительно ионов являются непотенциальными, то такие колебания неоднородного пучка приведут к появлению круговой
компоненты магнитного поля Bφ ∼ (8πEe N0 )1/2 ∼ 1 Гс. Если выполняется условие Bφ2 /8π ≥ kn0 T , т.е. давление магнитного поля больше газового давления в среде, то может сформироваться
плазменный сгусток, т.е. в плазменном шнуре возникнут пере” РГ
тяжки“ (это, по-видимому, и наблюдается в выбросе из ядра
М 87, см. цв. рис. 122). Другими словами, разделение зарядов
в пучке приводит к раскачке продольных колебаний в нем, что,
в свою очередь, генерирует магнитное поле вокруг оси выброса. Образующийся таким образом пинч“ остается устойчивым
пока его длина меньше его ширины” (a). Когда они сравниваются, то начнут раскачиваться аксиально-симметричные колебания и за время, равное нескольким годам, образуются перемычки длиной ∼ 10−1 a. Такие узкие перемычки представляют из
себя магнитные пробки“, от которых отражается часть реляти”
вистских
электронов, направляясь назад, во вновь образующийся плазменный сгусток. В результате во вновь образовавшемся
сгустке направление тока противоположно направлению тока
в его предшественнике. Получается, что угол между результирующими магнитными полями в соседних сгустках ≈ 90◦ , так
как излучающие электроны движутся по винтовой линии с осью
вдоль результирующего магнитного поля. А так как наблюдатель принимает синхротронное излучение только от электронов,
движущихся на него и обладающих выделенной плоскостью поляризации, то это, по мнению авторов, и объясняет наблюдаемое
в оптике изменение на ∼ 90◦ плоскостей поляризаций в соседних
сгустках в выбросе из ядра РГ Дева А. Оценки показали, что
период изменения плоскости поляризации в отдельном сгустке
составляет ∼ 100 лет. На сегодня это предсказание (ведь прошло
уже почти половина предсказанного срока) пока еще не проверялось. Хотя по поводу особенностей в выбросе из ядра М 87,
исследованного во многих диапазонах длин волн (от радио до
гамма) было опубликовано очень много работ, так как для внегалактической астрономии эта близкая радиогалактика в скоплении в Деве служит таким же испытательным полигоном“ как
и остаток вспышки сверхновой” Крабовидная туманность“ для
галактической астрономии (см.,”например, Yu.Yu.Kovalev et al.,
ApJ, 668, L27, 2007; M.Nakamura et al., [1008.3512]).
2. Раз мы заговорили о радиоиыбросах из АГЯ, то хотелось
бы обратить внимание на еще один связанный с ними аспект.
Речь пойдет о Возможном методе оценки расстояний до РИ с
”
7.3. Релятивистские выбросы и объекты Минковского“
”
183
радиовыбросами при помощи интерферометрии со сверхдлинными базами“ (Б.В.Комберг, АЖ, 81, 771, 2004). Этот метод
основывается на предположении, что поперечный размер радиовыброса вблизи его основания примерно равен размеру области
формирования широких разрешенных линий в спектрах АГЯ.
Остановимся вкратце на такой возможности.
Для оценки расстояния до внегалактических объектов, в спектрах которых отсутствуют сильные линии, по которым можно
было бы оценить их красное смещение, в литературе были предложены разные методы. Все они основаны на предположении
о существовании каких-то стандартных величин“ (светимости,
”
поверхностной яркости, размера и т.п.)63 или на знании закона
эволюции этих величин со временем. Например в работе Фабер
и Джексона (ApJ, 264, 668, 1976) была построена зависимость
между светимостью Е-галактик и дисперсией скоростей звезд
(σv ) в них, которая оценивалась по ширине линий поглощения,
возникающих в их атмосферах: LEG ∼ σv4 . Для S-галактик Талли и Фишер (A&A, 56, 661, 1977) получили зависимость похожего типа, но по ширинам линий нейтрального водорода (21 см),
характеризующим скорость вращения газа в галактике с учетом ее наклона: LSG ∼ (vmax sin i)2 . В работе (Б.В.Комберг,
Е.Ю.Шафер, ПАЖ, 9, 1983) для галактик Сейферта были получены зависимости между светимостями их ядер в рентгеновском
(L0.5-4.5 кэВ ) и в радиодиапазоне (L400 МГц ) и ширинами линий
Бальмера в их спектрах:
0
)2
LXR ∼ (ΔVH(β,α)
0
иL400 МГц ∼ (ΔVH(β,α)
)2 .
Выяснилось, что существует подобная же зависимость между
светимостью в этих линиях и их ширинами (Э.А.Дибай, АЖ,
61, 417, 1984):
0 2
) .
LHβ ∼ (ΔVHβ
В литературе встречаются разные зависимости, по которым, в
принципе, можно оценивать величину RBL . Согласно, например,
(R.J.McLure, M.J.Jeavis, [0204.473]; E.A.Corbett et al., [0304.451];
63
В работе T.Wiklind (Preprint Space Telesc. Sci. Inst. No.1599, 2003)
предлагается оценивать расстояние до ультраярких в ИК-диапазоне
галактик по наблюдениям на 450 и 850 мкм, так как форма спектра
для этих галактик оказалась стандартной“ с максимумом в области
”
λ0 ≈ 100 мкм. Точность метода ∼ 30%.
184
7. Функции светимости АГЯ
A.Wandel, [0303.562]), имеем
RBL (св.дни) = (26.1 ± 3.6)(λL3000 Å /1037 Вт)0.5
или
RBL (св.дни) = (35.5 ± 4.9)(λL5100 Å /1037 Вт)0.5 .
В работе (J.-H.Woo, C.M.Urry, [0207.249]) дается зависимость
M• = 105 RBL (св.дни)(ΔV1/2 (Hβ)/103 км/с)2 M ,
которая вместе с приведенными выше позволяет получить приблизительное выражение:
2
RBL (св.дни) = 103 (σ∗bul /200 км/с)4 / ΔV1/2 (Hβ)/103 км/с .
Полагая ΔV1/2 (Hβ) = 104 км/с [0309.149], σ∗bul = 200 км/с, получаем:
RBL ≈ десятки световых дней.
Эта величина хорошо согласуется с оценками RBL , полученными по времени задержки (Δt) между изменением потока ионизирующего излучения и началом изменения профиля лини излучения: RBL ≈ Δt·c (см., например, В.М.Лютый, А.М.Черепащук,
ApJL, 13, 165, 1973; M.J.Feast, F.Melia, [0207.194]; W.Kollatschny,
A&A, 407, 461, 2003).
Для близких галактик и квазаров величина RBL ≈ 10 световых дней ≈ 0.01 пк уже становится доступной для разрешения
на больших телескопах, работающих в режиме оптического интерферометра (VLTI). Так в работах ([0303.445], [0211.385]) для
активных ядер с z < 0.4 предсказывается возможность разрешения RBL при Δθ = 0.1 мсек. дуги, а при Δθ = 0.01 мсек. дуги
разрешать RBL можно будет уже при z = 2. Таким образом, появляется возможность оценивать расстояния до активных ядер,
имея значения RBL из наблюдений и получая данные относительно ΔθBL с помощью оптических интерферометров.
На этом пути еще более заманчивые перспективы открываются в радиодиапазоне, так как системы наземных и особенно
космических РСДБ позволят достигать в сантиметровом диапазоне угловых разрешений 10−4 − 10−5 сек. дуги (например, в
российском проекте Радиоастрон“, V.V.Andreyanov, Experim.
” При таком угловом разрешении станоAstron., 9, 103, 1999).
вится возможным получение данных об угловых размерах диаметров радиовыбросов из активных ядер галактик вблизи их
7.3. Релятивистские выбросы и объекты Минковского“
”
185
основания. Действительно, в ядрах ближайших радиогалактик
(Лебедь А, Персей А и Дева А) и некоторых галактик Сейферта
(например, NGC 4151) поперечные угловые размеры радиовыj
) с помощью РСДБ уже удалось измерить и они окабросов (θ⊥
зались действительно сравнимыми с RBL = десятки световых
дней (W.Junor, J.A.Biretta, AJ, 109, 500, 1995; T.P.Krichbaum
et al., A&A, 329, 873, 1998; V.Dhawan et al., ApJ, 498, 1998;
C.G.Mundell, ApJ, 583, 192, 2003). Такие небольшие радиоразмеры позволяют надеяться, что при построении космологической
j
(z) эффекты эволюции не будут играть заметзависимости θ⊥
ной роли, какую они играют когда используют угловые размеры протяженных радиоструктур, претерпевающих за свои большие (∼ 108 − 109 лет) времена жизни сильную эволюцию размеров. Этот факт уже брался в расчет в ряде работ, например, (L.I.Gurvits et al., Preprint JIVE, No.3, 1998; J.A.S.Lima,
J.S.Alcaniz, [0109.047]), когда зависимость θ(z) строится по наименьшим из разрешенных с помощью РСДБ радиокомпонентам
радиовыбросов.
Кроме того, надо учесть, что поперечный размер радиовыj
) не должен сильно зависеть от
броса вблизи его основания (l⊥
угла между лучом зрения и направлением выброса. Измеряемые
обычно продольные размеры радиокомпонент в выбросах этим
свойством не обладают и требуют учета эффекта проекции.
Возникает вопрос: не связан ли размер области формирования широких линий в спектрах активных ядер галактик и поперечными размерами радиовыбросов вблизи их основания? Если
связан, то оценивая из спектроскопических данных величину
RBL и получая из данных РСДБ поперечный угловой размер
радиовыброса, можно оценивать расстояния до сильных радиоисточников.
Что в литературе известно по этому вопросу?
Для подтверждения предположения о примерном равенстве
поперечного размера радиовыброса вблизи его основания и размера области формирования широких линий излучения в спектрах активных ядер галактик, было бы интересно получить из
j
− Ljr . На ее основании можно делать
наблюдений зависимость l⊥
некоторые выводы о моделях и механизмах нетеплового радиозлучения в выбросах. В работе (L.I.Gurvits, ApJ, 425, 442, 1994)
такая зависимость была построена для наименьших радиокомпонент радиоквазаров, разрешенных с помощью РСДБ:
lr = lr0 (Lr /L0r )β (1 + z)n ,
186
7. Функции светимости АГЯ
где β = 0.26, n = 0.3 и lr0 = (4.8±0.1) пк (см. также В.И.Журавлев,
Б.В.Комберг, АЖ, 76, 163, 1999).
По большему количеству (N = 160) внегалактических радиоисточников, разрешенных на 15 ГГц с помощью VLBA (Ю.Ю.Ковалев, Н.С.Кардашев, Препринт ФИАН, No.21, 2000) Ю.Ю.Ковалевым (частное сообщение) была получена зависимость:
Lr ∼ lr2−3 ,
которая не противоречит выводам указанной ранее работы
L.I.Gurvits. А в работе [0110.541] по данным о 60 внегалактических радиоисточниках в рамках модели Конигла неоднородного
(по B и ne ) выброса была получена зависимость lrc −M•0.64 , кото2
рую, с учетом зависимости M• ∼ L0.5
r ΔV1/2 , можно переписать
для объектов с одинаковыми ширинами линии
в виде lrc ∼ L0.32
r
Hβ в спектрах, что схоже с данными указанных выше работ.
Таким образом, из наблюдений компактных радиоисточников
в ядрах активных галактик получается примерная зависимость
Lr ∼ (lrc )3 . Однако, не исключено, что при получении данных
j
буо поперечных размерах радиовыбросов зависимость Ljr − l⊥
дет иметь другой вид. Согласно некоторым теоретическим предположениям относительно магнитодинамической природы процессов ускорения излучающих частиц в радиовыбросах, можно
j −2
) (см., например,
ожидать обратную зависимость типа Ljr − (l⊥
Ya.N.Istomin, V.I.Pariev, MNRAS, 28, 1, 1996). Это связано с тем,
что более узкий радиовыброс будет формироваться на внутреннем краю аккреционного замагниченного диска и поэтому в нем
магнитное поле будет сильнее закручено. Это создаст благоприятные условия для пересоединения магнитных полей и усилит
переработку гравитационной энергии (через магнитное поле) в
энергию излучающих частиц.
Получается, что и по теоретическим предпосылкам, и по немногочисленым пока данным наблюдений подтверждается предположение о примерном равенстве размеров области формирования широких линий излучения в спектрах активных ядер галактик и поперечных размеров радиовыбросов. Для более надежного подтверждения этой гипотезы можно отобрать дюжину
относительно близких (z < 0.2) радиоисточников (типа радиогалактики, галактики Сейферта или квазара), для которых имеются хорошие спектроскопические данные, и провести для них
с помощью космического РСДБ-наблюдения поперечных размеров радиовыбросов. По полученным из спектроскопии линейной
7.3. Релятивистские выбросы и объекты Минковского“
”
187
величины Θj⊥ нетрудно сделать оценку расстояний для таких
объектов. Отбор радиоисточников для исследования был проведен по данным сводной работы (F.K.Liu, Y.H.Zhang, A&A, 381,
757, 2002), в которой даются сведения о 661 радиоисточнике с
радиовыбросами. При этом нами отбирались радиоисточники с
z ≤ 0.2 и Pc5 ГГц > 1024 Вт/Гц. Так как все радиоисточники из
выборки имеют красные смещения, то таким образом появляется возможность проверки предполагаемого метода и независимого определения величины константы Хаббла.
3. Продолжая, в каком-то смысле, тему выбросов из ядер галактик и в том числе из NGC 4486 (Дева А), хотелось бы обратить внимание еще на один аспект этой проблемы. Дело в том,
что NGC 4486 расположена в центре скопления галактик. И поэтому именно в этом случае интересно посмотреть, не может ли
выброс из АГЯ оказывать влияние на свойства соседних галактик.
Мы уже говорили об этом выше, когда рассказывали о феномене объектов Минковского“. Напомним, что под объектами
”
”
Минковского“
понимаются голубые объекты с активным
темпом звездообразования или даже с АГЯ, которые обусловлены
воздействием на газовое облако или маломассивную галактику релятивистского выброса из соседней активной галактики.64
Свое название такие редкие объекты получили по той причине,
что еще в 1958 г. американский астроном R.Minkowski [PASP,
70, 143, 1958] нашел в скоплении галактик A194 в 20 кпк от EG
NGC 541 (mB = 13.0) пекулярный голубой объект с mB = 17.5
(см. цв. рис. 123) и красным смещением z = 0.0187. мало отличающимся от среднего красного смещения всего скопления
(z = 0.0186). Долгие годы природа этого феномена была совершенно загадочна, пока в работе W.Van Breugel, A.V.Filippenko
et al. (ApJ, 293, 83, 1985) не было обнаружено, что галактика NGC 541 является радиоисточником PKS 0123-016A (Lr =
1040 эрг/с) и на радиокарте, построенной на λ = 21 см, отчетли64
Следует заметить, что, по замечанию А.Г.Дорошкевича, для формирования под воздействием ударной волны объектов типа карликовых галактик должны быть выполнены некоторые специфические
условия. Дело в том, что для образования галактики из газового облака в нем надо увеличить плотность – в гораздо большей степени, чем
это может обеспечить свободная ударная волна. Другими словами,
нужно допустить сузществавание какого-то препятствие, с которым
удавная волна может сталкиваться.
188
7. Функции светимости АГЯ
во видны два протяженных радиокомпонента, вытянутых в противоположные стороны. При этом в более вытянутый NE компонент как раз попадает на объект Минковского“. Спектроскопия
”
этого объекта показала наличие
в нем более или менее нормального химсостава и газа с n ∼ 200 см−3 и MH II ≈ 6 · 105 M . Отсюда авторы сделали естественный вывод о том, что особенности объекта Минковского“ обусловлены звездообразованием в
”
карликовой
галактике или в газовом облаке за счет воздействия
выброса из АГЯ NGC 541 или за счет приливного взаимодействия с близкой к NGC 541 галактикой NGC 547.
Вопрос об индуцированном“ звездообразовании за счет ак” хозяйской галактики или в соседней с ней потивности в ядре
дробно обсуждался в работе S.Groft et al., [0604.557], в которой
давались оценки темпа звездообразования в галактиках на ранних эпохах. В ряде работ были высказаны предположения, что
высокосветимые квазары могут способствовать индуцирован”
ному“ формированию галактик в своей окрестности
(см., например, D.Elbaz et al., [0907.2923]).
Еще одним примером влияния активности одной галактики на
соседний газовый комплекс является, так называемый, объект
Ханни (Hanny’s Voorwup, см. цв. рис. 124), выделенный датской
школьницей в каталоге SDSS по его необычному зеленому цвету,
то есть яркости в фильтре g“. Это объясняется очень сильной
”
зеленой линией [O III] 5007 Å в его спектре. Объект расположен на проекционном расстоянии ≈ 20 кпк от близкой к нам
галактики IC 2497, которая является Sy II (z = 0.05, mr = 16,
Mr = −22) и окружена облаком нейтрального водорода с массой ∼ 109 M . В центре галактики наблюдаются два компактных
радиоисточника (само ядро и выброс) с яркостными температурами на 18 см, соответственно > 4 · 105 K и > 1.4 · 105 K. Сам
объект Ханни“ имеет mr = 21, mg = 18.8 и размер ∼ 10 кпк.
”
Оценки показали, что для фотоионизации газа в этом объекте, обеспеыивающим его светимость в линии [O III], требуется
Lbol ≈ 1046 эрг/с, что характерно для квазаров. Но квазара в
ядре IC 2497 не наблюдается! Для объяснения этото феномена
приходится предполагать, что ионизирующий поток от галактики заключен в узком расходящемся пучке, которыя слабо ионизирует газ в самой галактике, но достаточен для ионизации газа
в объекте Ханни. Но более вероятное предположение связано с
тем, что квазар в ядре IC 2497 имел максимум своего излучения ∼ 6·104 лет назад, а в настоящую эпоху его излучение резко
ослабло. И объект Ханни с этой точки зрения является дале”
7.3. Релятивистские выбросы и объекты Минковского“
”
189
ким эхом“ этого погасшего квазара. Сейчас объекты такого типа
найдены уже возле дюжины S-галактик и их наблюдение активно проводятся на HST и на БТА.
Возвращаясь к узкому выбросу из центральной галактики в
скоплении Дева (Virgo A, M 87, NGC 4486), который состоит
из нескольких ярких сгустков65 с нетепловым спектром в диапазоне от радио до рентгена. Длина этого выброса ≈ 2 кпк, а
ширина ≈ 200 пк. В поперечном сечении выброс представляет собой трубку с закрученным магнитным полем, в котором
движутся релятивистские электроны, степень релятивизма которых возрастает по мере приближения к оси трубки. Похожей
структуры в направлении контрвыброса“ не наблюдается, хотя
”
на более длинных радиоволнах
протяженная структура имеет
квазисимметричный вид, что, по-видимому, свидетельствует о
присутствии в прошлом контрвыброса (см. цв. рис. 125).
Так как мы обсуждаем возможность влияния релятивистских
выбросов из АГЯ на соседние галактики, то с этой точки зрения
обращает на себя внимание, что в направлении выброса из М 87
расположена галактика М 84 (см. табл. 13). Правда, расстояние
до нее почти 450 кпк, что сравнимо с размером рентгеновской
короны самой М 87. Галактика М 84 является РГ типа FR I или
LINER и ее протяженные радиокомпоненты вытянуты перпендикулярно к линии, соединяющей М 87 – М 84 (см. J.L.Walsh
et al., 1008.0005; A.Finoguenov et al., 0807.3338). Интересно, что
галактика М 84 является конечным членом цепочки галактик в
скоплении Дева, состоящей из 7 членов: М 86, NGC 4435, 4438,
4458, 4461, 4473, 4477. При этом, согласно (S.Janowiecki et al.,
1004.1473) в М 84 не наблюдается следов взаимодействия с близкой к ней галактикой М 86. Заметим еще, что в направлении
контрвыбросв“ из М 87на расстоянии ≈ 1 Мпк расположена
”галактика М 60 (см. табл. 13). Она также является слабым радиоисточником и ее протяженные радиокомпоненты опять-таки
вытянуты в перпендикулярном направлении по отношению к
65
Лет 30 назад В.И.Проник (КрАО) пытался по фотометрии фотопластинок выброса из М87 найти собственные скорости и изменения
яркости в отдельных ярких сгустках этого выброса. Однако, уверенного результата получить не удалось. В недавней работе E.T.Meyer et
al., [1308.4633] подобные наблюдения были проведены на космическом
телескопе HST. На интервале времени 13 лет были получены оценки,
что в области 6 от ядра скорости сгустков вдоль выброса достигают
4.5c, а поперек – 0.6c.
190
7. Функции светимости АГЯ
линии, соединяющей М 87 и М 60 (см. V.J.Stenger, R.S.Warwick,
MNRAS, 220, 363, 1986).
Галактики
Тип
оптике
Тип в радио
z
mv
Nv
M• /M
М 87 (NGC 4486)
М 84 (NGC 4374)
М 60 (NGC 4649)
cD
E1
E2
FR I/LINER
LINER/FR I
?
0.0044
0.0035
0.0037
7.19
7.6
7.45
-23.9
-23.5
-23.6
3 · 109
8.5 · 108
4.5 · 109
Таблица 13. Параметры галактик, возможно имеющих отношение к радиовыбросу из М 87
Заметим, что достоверных случаев индуцированной активности ядер пока неизвестно. Но, изредка такие события, по-видимому, возможно могут случаться и к их обнаружению надо
быть готовым, особенно если речь идет о тесных парах галактик (см., например, работу В.М.Витрищак, И.Н.Пащенко, АЖ,
87, 1, 2010). Вероятность таких событий может быть выше в
скоплениях галактик, если активной является центральная массивная галактика, как это мы пытались показать для случая
галактики М 87.
Как видно из табл. 13, все галактики являются сфероидальными и не слишком активными в настоящую эпоху. Только М 87,
по-видимому, была в прошлом гораздо более активной, что следует из ее протяженной радиоструктуры на длинных волнах (см.
цв. рис. 125). Так что нельзя исключить, что ее прошлой активности было достаточно для воздействия релятивистского выброса из ее ядра даже на удаленных соседок: М 84 и М 60.
4. К обсуждаемой выше ситуации хотелось бы еще добавить
и ситуацию с радиогалактикой 3С 31 [0803.2597], которая отождествлена с центральной Е/S0-галактикой (NGC 383, z = 0.017)
в цепочке галактик Arp-329 (VV 172), о которой мы уже упомянали в п. 4.2 (см. цв. рис. 69). Эта цепочка состоит из пяти
галактик на z ≈ 0.05, самая яркая из которых MB = 15.43 как
раз и является радиогалактикой типа FR I (3С 31). Интересной особенностью этой радиогалактики является вид ее протяженных радиокомпонент, тянущихся на 80 кпк вдоль цепочки
галактик. Такую странную корреляцию вытянутости галактик
в цепочке и радиокомпонент можно было бы понять, если ось
выброса из 3C 31, то есть ось вращения хозяйской галактики,
была бы направлена вдоль цепочки галактик. (Здесь, правда,
7.3. Релятивистские выбросы и объекты Минковского“
”
191
надо учесть, что на галактику NGC 383 может оказывать сильное влияние близкая к ней NGC 382. Это может привести к сильному искажению радиоструктуры в источнике 3C 31, [MNRAS,
185, 527, 1978].) Это, в свою очередь, требует какого-то объяснения и связана с проблемой возникновения в галактиках момента
вращения. В недавней работе E.Tempel, N.I.Libeskind [1308.2816]
по большой выборке E- и S-галактик из каталога SDSS (DR7),
которые входят в состав филаментов или слоев крупномасштабной космологической структуры, был сделан вывод: оси вращения S-галактик, как правило, ориентированы вдоль хозяйского
филамента, а малые оси E-галактик – как правило, перпендикулярно к вытянутости филаментов. Было бы полезно проверить выводы авторов относительно вытянутости протяженных
радиоструктур у РГ, входящих в состав подобных филаментов
или слоев.
Правда, нельзя исключить и того, что на самом деле це”
почка“ представляет из себя дискообразную структуру (типа
небольшого блина Зельдовича“), наблюдаемую с ребра. В этом
”
случае оси вращения
галактик, входящих в состав блина“, бу” был придут лежать в его плоскости, так как момент вращения
обретен ими за счет приливных взаимодействий между галактиками в блине (см., например, W.Godlowski et al., 1009.1059 или
старую работу А.Г.Дорошкевича, Астрофизика, 6, 581, 1970).
К сожалению, с наблюдательной точки зрения вопрос о корреляциях между вытянутостью радиоструктур у радиогалактик,
входящих в галактические системы типа цепочек или даже филаментов крупномасштабной структуры исследован пока слабо
(см., например, работу D.I.Novikov, A.L.Melott et al., MNRAS,
304, L5, 1999). Из литературы нам известен еще случай радиоструктуры РИ IC 310, который отождествлен с конечной галактикой в цепочке“ галактик в скоплении Perseus (см., например,
M.Ryle, ”M.D.Windram, MNRAS, 138, 1, 1968). Цепочка эта тянется от центральной активной галактики NGC 1275 (Pers.A,
3C 84) почти на 300 кпк. Правда, в этом случае радиоморфология РИ IC 310 скорее похожа на хвостатую“ РГ, у которой
радиоструктура сдута при быстром ”движении РГ сквозь межгалактическую среду центральной области скопления, типа РГ
3C 83.1 (NGC 1265) в том же скоплении Perseus (см. цв. рис. 126).
Однако, в случае IC 310 радиокомпоненты почему-то вытянуты
в сторону от NGC 1275, но вдоль цепочки галактик, что опятьтаки требует какого-то объяснения. (Кстати, если вернуться к
скоплению в Деве, то радиоструктура у М 84 вытянута не вдоль
цепочки галактик, а перпендикулярна к ней.)
192
7.4
7. Функции светимости АГЯ
ФС для СГ и КЗО
Из вышеизложенного видно,что разные типы АГЯ сильно различаются по своим свойствам и, в первую очередь, это относится к
их светимости как в континууме, так и в линиях. От светимости
зависит и их пространственная плотность, которая эволюционирует со временем по разному для разных объектов за счет как
изменения числа, так и их светимости. Эти процессы можно отслеживать, сравнивая между собой функции светимости (ФС)
разных АГЯ в разные эпохи. Ясно, что для построения ФС требуются как можно более полные выборки объектов, очищенные
от разного рода селекционных эффектов. На этот счет в литературе было много работ и по квазарам и по Sy-галактикам, в
которых использовались выборки объектов из разных каталогов. Например, в работе [S.M.Croom et al., MNRAS, 349, 1397,
2004] рассматривалась эволюция ФС квазаров из каталогов 2dF
и 6dF с абсолютными звездными величинами MB < −21.5 в диапазоне z = 0.4−2.1. Однако, для квазаров существует трудность
в разделении излучения АГЯ от хозяйской галактики, которое
требует селекции по цветам. Поэтому проводились исследования объектов с меньшими светимостями, когда появляется возможность селекции между АГЯ и хозяйскими галактиками по
спектрам. Построению ФС для таких объектов также посвящено много работ. С появлением Слоановского каталога (SDSS),
перекрывающего больше 20% небесной сферы и включающего в
себя ∼ 106 галактик и ∼ 105 квазаров, появилась возможность
получения больших однородных выборок с достаточным спектральным разрешением. Например, в работе [L.Hao et al., AJ,
129, 1795, 2005] из каталога SDSS с площади 1500 кв. градусов
были отобраны галактики с z < 0.33 с mr ≈ 17.8, в спектрах
которых полуширина линии Hα была больше 1200 км/с. После
этого можно было проводить разделение на плоскости [O III]/Hβ
– [N II]/Hα между галактиками со вспышками звездообразования и с активными ядрами (см. цв. рис. 32). С использованием некоторых критериев в итоге была составлена выборка из
∼ 1300 АГЯ типа Sy I и 1700 Sy II.
В работе [L.Hao et al., 0501.042] на основании этой выборки были получены ФС для излучения в линиях [O III] и Hα , а также
и для континуума (MB ), используя связь: MB = −12(lg LHα −
42) − 20.1. Полученные ФС сравниваются с ФС для квазаров с
MB < −21.5 из каталога 2dF для разных диапазонов z (0.4–0.68,
0.68–0.97, 0.97–1.25, 1.25–1.53, 1.53–1.81, 1.81–2.1) (см. рис. 127).
Отмечается, что при L[O III] > 107 L плотность объектов типа
7.4. ФС для СГ и КЗО
193
Рис. 127. ФС для квазаров с MB < −21.5 из каталога 2dF для разных
диапазонов z.
Sy II оказывается меньше, чем Sy I, хотя в рамках унифицированной схемы (УС) должно было бы быть наоборот. Кроме
того, не видно особой зависимости между Lbol и M• , что говорит о связи с M• величины Lbol /LЭдд . Авторы полагают, что
с ростом светимости ядра угол конуса выхода излучения через
затеняющий тор расширяется, что и приводит к уменьшению
числа Sy II по отношению к Sy I. К похожим выводам приходят
и в работе R.Reyes et al. [0801.1115], где подчеркивается, что УС
не применима для высокосветимых (> 1045 эрг/с) АГЯ. Здесь
еще стоит отметить, что при Lbol > 1045−46 эрг/с начинает сказываться, так называемый, эффект Балдвина (Buldwin), когда
с ростом интенсивности УФ континуума уменьшаются эквивалентные ширины линий излучения. так как уже весь излучающий линии газ заионизован.
В недавней работе А.А.Ермаша (АЖ, 90, 355, 2013, [1302.2955])
исследовалась ФС, построенная по данным каталога SDSS (DR7),
из которого были отобраны больше 12000 АГЯ (z < 0.18) с известными L[O III] и Δv1/2 (Hα ) > 1200 км/с. В этой же работе
были построены ФС для двух других подвыборок: для NL Sy I
(Δv1/2 (Hα ) < 2000 км/с) и для BL Sy I (Δv1/2 (Hα ) > 2000 км/с).
Различие в ФС для NL и BL Sy I (см. рис. 42) авторы объяс-
194
7. Функции светимости АГЯ
няют различием в их параметрах (см. табл. 14). В той же работе Ермаша была построена ФС АГЯ в мягком рентгеновском
диапазоне (0.5–2 кэВ) с помощью результатов работ других ав-
BL Sy I
NL Sy I
lg Lbol /LЭдд
lg M• /M −0.74
−0.11
7.16
6.58
Таблица 14. Таблица параметров для BL Sy I и NL Sy I.
торов, позволяющих переводить светимости в [O III] и в Hα в
светимости 0.5–2 кэВ. Полученная таким образом рентгеновская
ФС сравнивалась с ФС, построенной по наблюдениям на рентгеновских спутниках: ROSAT, XMM-Newton и Chandra (см. цв.
рис. 128). Из полученных данных следует, что ФС на ярком конце для BL Sy I сливаются с ФС на слабом конце квазаров. Этот
факт является косвенным аргументом в пользу точки зрения,
что АГЯ разных типов на самом деле являются объектами одной природы, находящимися на разных фазах (или в разных
состояниях) своей эволюции.
Мы уже на примере блазаров видели, что их наблюдательные
свойства могут изменяться в зависимости от изменения условий в этих объектах (и это помимо влияния ориентации выбросов относительно луча зрения). Продолжительность нахождения АГЯ в том или ином состоянии (в той или иной фазе), который воспринимается наблюдателем как время жизни АГЯ разных типов, можно, в принципе, оценивать по отношению их пространственных плотностей в схожих диапазонах светимостей, то
есть по их функциям светимости. Правда, здесь следует делать
какие-то предположения о роли рекуррентности, т.е. частоте повторения вспышек активности, что, возможно, связано с частотой взаимодействия между галактиками или даже их слияния.
С последним, кстати, может быть связано наблюдаемое резкое
уменьшение пространственной плотности квазаров при z < 2
(см., например, [0304.150; 0301.586]). Если грубо представить себе ход зависимости пространственной плотности квазаров (ρq )
от красного смещения (рис. 83) и проинтегрировать эту ломаную
кривую от z = 7 до z = 0, то можно получить с учетом средней
продолжительности жизни по светимости квазаров полное их
число, вспыхивающих за все сремя в единице сопутствующего
объема. Это число оказывается равным 10−4 /Мпк3 , что при-
7.5. Являются ли близкие КЗО молодыми?
195
мерно равно пространственной плотности групп галактик (см.
работу Б.В.Комберг, Р.А.Сюняев, АЖ, 48, 235, 1971). Заметим,
кстати, что в группах галактик сосредоточена большая часть барионной массы Мира. Действительно, хотя одиночных галактик
гораздо больше, но у них зато мала масса, а скоплений галактик, которые по массам превосходят массу галактики в 104 раз –
не так много.
7.5
Являются ли близкие КЗО молодыми?
Мы уже писали раньше о наблюдаемом распределении числа
квазаров по z и с учетом вида эволюции их ФС и относительно
небольшого возраста ярких в оптике квазаров (< 107 лет). В связи с этим возникает вопрос о природе близких квазаров: они что
только недавно возникли или они родились давно и в настоящую
эпоху переживают очередной всплеск активности, т.е. о роли рекуррентности? Именно этот вопрос и поставил более 30 лет тому
назад перед одним из авторов (Б.К.) И.С.Шкловский и сам же
на него попытался ответить в своей работе, где он предполагал, что все дело в задержке с формированием аккреционных
дисков у близких квазаров. В таком предположении остается
всего один шаг до признания рекуррентного характера активности квазаров – ведь формирование аккреционных дисков само
может быть связано в процессами слияния или взаимодействия
между галактиками. При этом каждый последующий транзи”
ентный“ диск может быть ориентирован в другой плоскости
и,
значит, очередная фаза активности квазара может давать выброс в другом направлении, что, кстати, часто и наблюдается.
Отсюда следует, что вблизи нас молодых“ квазаров (загорев”
шихся в первый раз) быть не должно,
так как они, являясь массивными ядрами в массивных же хозяйских галактиках, сформировались давно, при z > 3. Об этом, кстати, может свидетельствовать рост отношения для квазаров M• /Mbulge с увеличением
красного смещения (рис. 15). Таким образом, искать молодые“
АГЯ, на наш взгляд, следует не среди квазаров. Этой” проблеме
была посвящена работа Б.В.Комберга и А.А.Ермаша: AGN III
”
– первичная активность в ядрах дисковых галактик с псевдобалджами“ [АЖ, 90, 443, 2013; 1302.2942]. В этой работе вводится
понятие объектов типа АГЯ III, которые по своим свойствам
отличаются как от АГЯ I (широкие линии излучения в спектре
и слабое поглощение), так и от АГЯ II (узкие линии излучения, но сильное поглощение). Отметим, кстати, что в свое время
196
7. Функции светимости АГЯ
еще Д.Остерброк, вводя свою более подробную классификацию
спектров СГ на основании ширин линий (СГ I, СГ II, СГ 1.5,
СГ 1.8), вводил еще и подтип СГ III, подробно не останавливаясь на особенностях объектов этого типа.
7.6
Объекты типа АГЯ III
Более подробно рассмотреть эту проблему имеет смысл на примере характерных представителей объектов типа АГЯ III – галактик типа Sy I, но без широких разрешенных линий излучения
(NL Sy I), о которых мы уже упоминали. Этот тип галактик с
FWHM(Hβ )≤ 2000 км/с был выделен в отдельную группу в работе (D.E.Osterbrock, R.W.Pogge, ApJ, 297, 166, 1985) на основании ряда отличий их свойств от обычных Sy I с широкими линиями (BL Sy I). В их спектрах помимо узости линии Hβ , наблюдаются сильные линии Fe II, слабые [O III] λ5007 Å [S.Komossa,
RevMexAA (Serie de Conferencias), 32, 86, 2008] (правда, все эти
критерии нуждаются в коррекции по светимости). И хотя объекты типа NL Sy I могут быть довольно неоднородной группой,
но все они имеют псевдобалджи“, M• < 107 M и высокие эд”
дингтоновские соотношения,
см, например, обзор [Б.В.Комберг,
А.А.Ермаш, Астрофизика, 56, 625, 2013]. В оптическим диапазоне среди АГЯ таких объектов меньше 2%, однако выясняется, что в выборке АГЯ по жесткому рентгеновскому излучению число NL Sy I составляет уже ∼ 15% и до 30% от
всех Sy I в выборках по мягкому рентгеновскому излучению
(А.А.Ермаш, АЖ, 90, 355, 2013). В то же время выборки NL Sy I
по оптике и рентгену не являются тождественными. Около 5%
NL Sy I являются радиогромкими и обладают распределением энергии по спектру таким же, как у блазаров. А некоторые из них обладают заметными потоками и в гамма диапазоне
(W.Yuan et al., ApJ, 685, 801, 2008).
Ранее мы уже отмечали, что ряд объектов с высокой светимостью, которые относят к популяции QSO II некоторыми своими
свойствами напоминают NL Sy I, особенно если их родительские
галактики обладают высокой светимостью. Этот вопрос обсуждался в работе P.Marziani, J.W.Sulentic, [1210.2059], также в работе Deborah Dultzin et al. (PoS(NLS1)012). Объектов с такими
свойствами (Δv1/2 = 2000 − 4000 км/с) в выборке ярких квазаров в обзоре Palomar-Green (PG) (T.Boroson, R.Green, ApJSS,
80, 109, 1992) оказалось ∼ 30%. Авторы отнесли эти объекты
к популяции A“ (Pop. А), часть которых с Δv1/2 ≤ 2000 км/с
”
7.6. Объекты типа АГЯ III
197
являются NL Sy I (см. цв. рис. 129). При этом на плоскости
Δv1/2 (Hβ ) − Lbol граница между объектами NL Sy I и Pop. A
сдвигается в зависимости от ширины линии Hβ пропорционально L0.67
bol . Возможно, объекты со свойствами QSO Pop. A могут со временем превращаться в NL Sy I. Такое предположение
можно сделать из анализа свойств центральной области нашей
собственной Галактики. Хотя мы об этом уже писали, но будет
невредно еще раз напомнить о свойствах нашей собственной Галактики.
Дело в том, что и наша Галактика Млечный Путь (MW) имеет
ряд особенностей в своей центральной части, которые позволяют отнести ее к типы АГЯ III [F.Hammer et al., in Assembling the
Puzzle of Milky Way, EPJ Web in Conferences, 19, id01004, edited
by C.Reyle, A.Robin and M.Schultheis (Le Grand-Bornand, France,
2012); R.Capuzzo-Dolcetta, F.Antonini, A.Mastrobuono-Battisti, in
Stellar Clusters & Associations: A RIA Workshop on Gaia. Proceedings, edited by E.A.Navarro, A.G.Gulvente, M.Z.Osorio (Granada, Spain, 2011), pp. 291-293]. Действительно, если наша соседка
М31 (Андромеда) является обычной спокойной дисковой системой типа SBc с M• = 3 · 107 M , то MW – редкий тип, встречающийся лишь в 1% СГ: псевдобалдж“, M• = 4 · 106 M и актив”
ное ядро (Sgr A), излучающее в радиодиапазоне ∼ 1035 эрг/с,
а в рентгеновском LXR ≥ 1037 эрг/с. Для объяснения особенностей нашей Галактики авторы делают предположение, что MW
в последние ∼ 1010 лет не претерпевала больших слияний с богатыми газом галактиками ( wet major merger“), в только ред”
кие слияния с малыми галактиками
без газа ( minor mergers“).
”
Все это привело к тому, что эволюция ядра MW,
в основном,
происходила за счет аккреции холодного газа из диска. Не исключено, что в прошлом наша Галактика имела активное ядро
типа QSO Pop A. Остатки этой фазы активности наблюдаются сегодня в виде протяженных областей, излучающих в гаммадиапазоне, вблизи центра Галактики [F.Guo, W.G.Nathews, ApJ,
756, 181. 2012; L.Zubovas et al., MNRAS, 415, L21, 2011].
Локальное окружение NL Sy I не отличается от такового для
галактик тех же светимостей и морфологических типов. Ясно,
что их нет в областях повышенной плотности и нет в войдах. Их
место – это филаменты и периферии скоплений (см. например,
D.Hu et al., AJ, 143, 83, 2012).
В ряде работ (например, W.-H.Bian, Y.-H.Zhao, Publ. Astron.
Soc. Japan, 55, 143, 2003) был сделан вывод, что галактики типа NLS со временем превращаются в обычные BL Sy I, нара-
198
8. Эволюционные схемы АГЯ
щивая массу своего балджа и Mbh . Однако. другие авторы считают, что такое превращение невозможно (например, D.M.NeriLarios et al., in Proceedings of the Workshop Narrow Line Seyfert 1
Galaxies and Their Place in the Universe“, ”PoS (NLS1) 65 edited
by L.Foschini et al. (Trieste, Italy: Proceedings of Science, 2011)),
так как для этого потребовалось бы слияние с богатой газом галактикой. А наблюдения показывают, что NL Sy I – галактики
изолированные и не входят в состав пар даже не очень тесных.
Конечно, со временем медленная эволюция свойств NL Sy I в
сторону роста Mbulge и Mbh может происходить и без больших
слияний с богатых газом галактиками ( wet major merger“). Но
процесс это медленный и заведомо более”длительный, чем время
эволюции активного галактического ядра τАГЯ . Хотя, некоторые авторы (например, W.-H.Bian, Y.-H.Zhao, Publ. Astron. Soc.
Japan, 55, 143, 2003) считают, что за τ ≈ 108 лет псевдобал”
джи“ могут превратиться в классические“ в процессе
minor
”
”
mergers“.
Стоит еще отметить, что выделение разных подгрупп среди
многочисленных кандидатов в квазары, безусловно, не ограничивается их делением на QSO I, II и III, так как возможны и
другие критерии отбора (это похоже на уточнение со временем
типов галактик Сейферта – кроме Sy I и Sy II были выделены
и промежуточные подтипы). Например, в работе C.L.Steinhardt,
J.D.Silverman, [1109.0537v2] из каталога квазаров SDSS была выделена довольно многочисленная (примерно 20%) группа, получившая название аномальных квазаров с узкими линиями“
” narrow-line quasars“). В их спектрах узANL QSO ( anomalous
”
кий компонент линии Hβ имеет полуширину больше 1200 км/с
и коррелирует с полушириной широкой компоненты линии Hβ .
Авторы связывают эту особенность в спектрах ANL с воздействием сильного околоядерного ветра, достигающего в области
формирования запрещенных линий (сотни парсек), что ведет к
уширению этих линий.
8
8.1
Эволюционные схемы АГЯ
Немного истории
После рассказа о наблюдательных свойствах разных типов АГЯ
(галактик Сейферта, радиогалактик, квазаров и блазаров) имеет смысл изложить наши взгляды на классификацию и эволю-
8.1. Немного истории
199
Рис. 130. Леонид Моисеевич Озерной.
цию этих объектов. Хотя разные авторы придерживаются на
этот счет разных мнений, да и у нас точка зрения на эту проблему менялась, однако, некоторую тенденцию можно все же
уловить и она еще больше подчеркивается, если обратить внимание на сходство некоторых закономерностей у АГЯ и у активных звездных систем, которые Ф.Мирабель стал называть
микроквазарами“ (μКЗО).
” Но сначала поговорим об истории вопроса. Сразу после обнаружения разных типов АГЯ астрономы стали конструировать“
”
для них некоторые эволюционные схемы, о которых
сейчас мало
кто вспоминает. В 1970 г. были предложены сразу две взаимно
перпендикулярные“ схемы. Автором одной из них был ”астрофизик из ФИАНа Л.М.Озерной (1939 – 2002, рис. 130), работающий
в теор. отделе В.Л.Гинзбурга (Астр. Циркуляр, (АЦ), 581, 1970).
Смысл этой схемы состоял в том, что существует некоторое ос”
новное состояние“ более или менее нормальных галактик, кото8
рое раз в ∼ 10 лет через некоторые промежуточные состояния
переходят в возбужденное состояние“, длящееся ∼ 106 лет. К
”
промежуточному
состоянию Озерной относил слабые РГ и СГ,
голубые компактные галактики и радиоспокойные квазары, а к
возбужденному“ – сильные РГ и СГ, N -галактики66 , радиоква”
66
N -галактиками одно время назывались объекты с промежуточными между РГ и КЗО свойствами, которые в оптике наблюдались
как сфероидальные с яркими ядрами и туманными коронами. В рабо-
200
8. Эволюционные схемы АГЯ
зары.
Автором другой схемы был Б.В.Комберг [АЦ, 589, 1970], работающий в то время в отделе Я.Б.Зельдовича в ИПМ. Его схема оперировала тем же набором объектов, на в ней подразумевались разные начальные состояния для каждого типа АГЯ и
последующая эволюция активных ядер с разными временами
затухания активности у разных типов. Таким образом, ядра с
большей активностью находились меньшее время в таком состоянии (см. также Б.В.Комберг, АЖ, 59, 1062, 1982). Подобные
же эволюционные схемы рассматривались и в работах других
авторов, например: S.Van den Bergh, JRAS Canada, 69, 534, 1975;
G.Grueff, M.Vigotti, A&A, 54, 475, 1977; M.Rovan-Robinson, ApJ,
213, 635, 1977.
Рис. 131. Унифицированная схема для разных типов АГЯ.
Однако, наибольшую популярность завоевала, так называемая, унифицированная схема“ (УС, рис. 131), в которой основ”
ную роль
в наблюдаемом разнообразии типов АГЯ играла ориентация оси выброса из активного ядра по отношению к лучу
зрения (см., например, Orr, Browne, MNRAS, 200, 1067, 1982;
P.D.Barthell, AJ, 336, 606, 1989; Padovani, M.Urry, MNRAS, 257,
те [B.V.Komberg, L.M.Ozernoy, ApSS, 7, 31, 1970] был дан подробный
обзор свойств N -галактик, из которого следовало, что они не являются особым типом АГЯ. После этого термин N -галактики перестал
астрофизиками употребляться.
8.1. Немного истории
201
404, 1992). Надо заметить, что и в работе Б.В.Комберга (Препринт ИКИ АН, No.252, 1975) был сделан вывод, что объекты
типа лацертид являются на самом деле радиоквазарами, с выбросом на наблюдателя. Такое утверждение было сделано на основании полученной для квазаров с двойной радиоструктурой
зависимости: амплитуда оптической переменности – отношение
θ1 /θ2 , которое в простой кинематической схеме можно считать
грубой характеристикой угла ориентации выброса. Из наблюдений следовало, что большая амплитуда оптической переменности у лацертид связана с малым углом ориентации. Вообще, в
рамках УС объекты типа лацертид считаются РГ типа FR I с радиовыбросами на наблюдателя, а радиоквазары – РГ типа FR II
(например, I.W.A.Brovne, MNRAS, 203, 23, 1983; P.D.Barthell,
ApJ, 336, 609, 1989).
Впоследствие выяснилось, что простейший вариант УС сталкивается с рядом наблюдательных противоречий. Например, в
работе [K.T.Chyzy, S.Zieba, A&A, 267, L27, 1993] было показано,
что для РГ и радио-КЗО заметно различаются на зависимости:
Pr − lr и lr − z. Кроме того, многие авторы оспаривают вывод
УС, что родительской популяцией лацертид являются РГ типа
FR I. Дело в том, что РГ типа FR I часто связаны со скоплениями галактик, а лацертиды наоборот избегают областей, занятых
скоплениями. Так что последние похожи, скорее, на СГ, тем более, что и хозяйские галактики у лацертид зачастую являются
дисковыми. К тому же, выяснилось, что радиоморфология лацертид связана с их радиомощностью и напоминает FR I лишь
на слабом конце ФС. Больше того, в оптическом диапазоне были обнаружены лацертиды с очень слабым радиоизлучением и в
работе [J.J.Condon et al., ApJ, 242, 486, 1980] был сделан вывод,
что лацертиды, также как и квазары, могут быть как радиогромкими, так и радиотихими. Интересно, что лацертиды, как
и некоторые СГ, могут менять свой спектральный класс в зависимости от интенсивности своего оптического континуума: в
минимуме блеска в их спектрах появляются линии, характерные для квазаров, а при увеличении светимости эти линии замываются. В работе [E.Donoso et al., 0809.2076] анализировалась
ситуация с возможной эволюцией радиоквазаров типа FR II в
РГ типа FR I. На основе выборки почти 15000 радиоисточников
(z = 0.4 − 0.8, F1.4 > 3.5 мJy) из каталогов NVSS и FIRST авторы приходят к выводу, что РИ типа FR I с P1.4 < 1025 Вт/Гц со
слабо возбужденными линиями в спектрах связаны, как правило, с галактиками, имеющими массивные гало MDM = 1013 M
со слабой космологической эволюцией вплоть до z = 1. В то
202
8. Эволюционные схемы АГЯ
время как РИ типа FR II с P1.4 > 1025 Вт/Гц и сильно возбужденными линиями в спектрах связаны с менее массивными
гало MDM < 1012 M , у которых наблюдается сильная космологическая эволюция. Отсюда авторы делают вывод, что FR II
квазары со временем могут проэволюционировать в FR I радиогалактики, у которых успевают сформироваться более массивные гало. Таким образом получается, что радиогромкие и
радиотихие РИ эволюционируют с разными скоростями, в разных хозяйских галактиках и с разными ṁ, что опять-таки не
согласуется со стандартной УС.
8.2
Расширенная унифицированная схема
(УС)
В общем, мы старались показать, что ряд авторов в своих работах дополняют простую УС разными эволюционными эффектами (рис. 132). Несколько другая эволюционная схема была представлена в работе Б.В.Комберга Недостаточность простой УС
”
Рис. 132. Возможная эволюционная схема, [0807.3992].
8.2. Расширенная унифицированная схема (УС)
203
для классификации АГЯ“ [АЖ, 72, 3, 1995; АЖ, 59, 1062, 1982;
Астрофизика, 20, 73, 1984] приводится возможная эволюционная схема (рис. 133), которая была названа расширенной УС“.
”
В этой схеме, правда, не учитываются особенности
линейчатых
спектров АГЯ, которые не связаны однозначно с характеристиками их типов (хотя некоторую информацию о радиосвойствах
на основании этих спектров можно получить: например, АГЯ
с узкими разрешенными линиями не бывают сильными протяженными РИ). Из такой схемы следует, что самой ранней стадией эволюции АГЯ является объект с сильным излучением в
далеком ИК, который может быть продуктом слияния галактик, богатых газом и в котором происходит интенсивное звездообразование. УФ излучение массивных молодых звезд, переработанное на пыли, может быть ответственным за мощное ИК
излучение. В центре такой системы на этой стадии эволюции
будет формироваться активное ядро, нетепловое излучение которого временно закрыто от наблюдателя пылью и газом. В работе [D.Weedman, ApJ, 266, 479, 1983] делался вывод, что по
мере перекачки энергии от активного ядра к окружающей среде баланс будет смещаться в сторону излучения АГЯ и, таким
образом, предполагалась эволюция от галактик со вспышками
звездообразования и сильным ИК излучением к АГЯ типа СГ I
или даже КЗО. Похожая схема была развита также в работах
[D.B.Sanders et al., ApJ, 325, 74, 1988; ApJ, 402, L35, 1988]. Авторы предполагали эволюцию от мощных ИК галактик через
стадию ИК-квазаров к нормальным оптическм квазарам, т.е. от
галактик типа Arp 220 через КЗО типа 3C 48 к радиоквазарам
типа 3C 273. По нашему мнению, эволюция АГЯ на квазарах
не заканчивается, а продолжается в сторону меньших светимостей: для радиоквазаров – к РГ, а для радиотихих квазаров в
случае дисковых хозяйских галактик – к СГ. Однако, как будет
показано ниже, не исключено, что сильные и слабые в радиодиапазоне объекты могу переходить друг в друга при изменении
темпа аккреции вещества на ядро (по аналогии с ситуацией в
микроквазарах).
В последние годы с запуском космических аппаратов, работающих в миллиметровом диапазоне: Spitzer (охлаждаемое зеркало D = 85 см, работающее в диапазоне 3.6–24 мк), Gershel
(зеркало D = 3.5 м, работающее в диапазоне от 70 до 350 мк
в шести диапазонах), WISE (Wide-field Ir Servey Explorer, приемники работают в диапазоне 12–50 мк) и наземной интерферометрической системы ALMA (антенны, работающие в восьми
диапазонах 0.3–3 мм в окнах пропускания земной атмосферы)
204
8. Эволюционные схемы АГЯ
Рис. 133
появилась возможность исследовать эволюцию темпа звездообразования в объектах с z = 0–1.2. Интенсивность звездообразования оценивается по линии поглощения Hβ и индексу поглощения D 4000Å, что позволяет исследовать спектры ИК галактик в
диапазоне λ > 5 мк. Эти наблюдения показали, что темп звездообразования увеличивается по мере роста локальной плотности
окружающих галактик не только вблизи нас, но и на z ∼ 1. Последнее ставит под сомнение ведущую роль больших слияний в
процессах звездообразования, так как длительность фазы светимых ИК галактик затягивается на интервал больше 108 лет.
Из этого можно сделать вывод, что в появлении светимых ИК
галактик заметную роль играют малые слияния галактик, приливные взаимодействия или даже аккреция холодного газа из
межгалактических филаментов (см., например, D.Marcillac et
al., [0605.642, 0705.2831]). Выяснилось также, что темп звездо-
8.2. Расширенная унифицированная схема (УС)
205
Рис. 134. Зависимость между темпом звездообразования и звездной массой
галактики, [0703.653].
образования, в среднем, растет с ростом M∗ , а удельный темп
звездообразования – уменьшается. (рис. 134).
Мы уже говорили, что к промежуточным типам АГЯ относят,
так называемые, ИК-квазары, характерным представителем которых является квазар 3C 48 (z = 0.36) – открытый вторым после 3C 273. В работе Б.В.Комберга [АЖ, 67, 673, 1990] отмечается целый ряд особенностей этого квазара, главной из которых
является максимум в спектре в области ∼ 100 мк, обусловленный излучением пыли, нагретой до T ∼ 50 К. В оптике квазар
3C 48 отождествлен со слабопеременной звездой“ с mv = 16.2,
”
окруженной красноватой туманностью размерами
30 × 60 кпк
(см. рис. 135). Вытянутость и остатки спиральной структуры у
хозяйской галактики связаны, по-видимому, с приливным взаимодействием с близким объектом 3C 48A (A.Stockton et al.,
[0701.539]; M.Krips et al., [0505.161]), расположенным в ∼ 1 . Сам
квазар 3C 48 смещен к северу почти на 15 кпк от центра хозяй-
206
8. Эволюционные схемы АГЯ
Рис. 135. Квазар 3C 48. Слева: оптическое изображение; справа: радиоизображение, полученное на системе апертурного синтеза MERLIN.
ской галактики, и это дало И.С.Ш. повод считать, что квазар
при взаимодействии получил импульс и совершает колебательные движения около центра тяжести туманности. И.С. не отвергал и возможности для 3C 48 существования одностороннего
выброса, дающего ему импульс отдачи. В радиодиапазоне квазар 3C 48 относят к типу компактных крутоспектральных РИ с
ядром и узким выбросом, который тянется к северу на 250 пк
и затем резко расширяется на масштабах ∼ 2 кпк. В оптическом спектре 3C 48 не видно вклада горячих звезд, излучение
которых, по-видимому, поглощается в мощном слое пыли с массой ∼ 108 M . Переизлучение этих звезд на пыли и обеспечивает
квазару 3C 48 мощное излучение ∼ 3 · 1012 L в диапазоне от 10
до 1000 мк.
Исходя из наблюдательных характеристик ИК КЗО 3C 48 в
работе [АЖ, 67, 673, 1990] было предсказано, что этот квазар должен быть мощным источником мазерной линии молекулы OH (18 см). Это предсказание основано на том, что в
этом источнике выполняются условия, необходимые для появления таких линий: достаточная оптическая толща по молекулам, наличие ИК излучения для накачки, присутствие центрального радиоисточника с непрерывным радиоспектром (см.,
например, В.В.Бурдюжа, Б.В.Комберг, A&A, 234, 40, 1990). Наблюдения показали, что квазар 3C 48 является источником излучения в линии CO (1 → 1) на длине волны λ0 = 2.6 мм
[N.C.Scoville et al. ApJ, 415, L75, 1993; J.E.Wiunk et al., Preprint
IRAM, No. 422, 1996]. Из данных этих работ следует, что в хо-
8.3. Разные типы АГЯ как смена состояний
207
зяйской галактике 3C 48 в области около 1.5 может быть сосредоточено MH2 ≈ 7 · 1010 M , если считать величину отношения
CO/H2 таким же как в нашей Галактике. Получается, что в
3C 48 масса в молекулах H2 в 30 раз больше, чем в нашей Галактике и несколько раз больше, чем в мощной ИК галактике
Arp 220. Для 3C 48 имеем отношение массы газа к массе пыли
≈ 200 и отношение LИК /MH2 примерно в 40 раз больше, чем в
Солнце.
8.3
Разные типы АГЯ как смена состояний
Возвращаясь к вопросу об эволюционных схемах АГЯ, следует
обратить внимание на вопрос о причинах возникновения разнообразия их типов в рамках стандартных моделей активности ядер. Такие стандартные модели включают в себя присутствие в ядрах галактик массивных объектов (предположительно
черных дыр), замагниченных аккреционных дисков и аккрецирующего на них с тем или иным темпом вещества. Ясно, что
для изменения типа АГЯ требуется изменение каких-то параметров такой модели. Например, в работе (A.Cavaliere, V.D’Elea
[0211.173]) предлагалось некоторая ревизованная“ последова”
тельность для объяснения разных типов
АГЯ при смене их состояний. По мнению авторов переходы от квазаров с плоскими
спектрами к объектам типа BL Lac связаны с изменением двух
параметров: темпа аккреции (ṁ) и момента вращения массивной черной дыры (МЧД). При этом может происходить смена
режимов аккреции при значении ṁ ∼ 0.01ṁЭдд . Если ṁ/ṁЭдд
делается меньше 0.01, то аккреция сменяется адвекцией. Дело в
том, что при небольшом темпе аккреции (по отношению к Эддингтоновской) газ в аккреционном диске не успевает полностью излучать выделяемую энергию и начинает переносить эту
энергию к черной дыре – это приводит к распуханию и нагреву диска вблизи гравитационного радиуса. Картина становится
еще более сложной если учитываются эффекты в замагниченной окоядерной плазме и вращения самой МЧД. Даже с учетом
появившихся численных расчетов в рамках магнитной гидродинамики, о которых мы уже рассказывали, многие аспекты проблемы смены состояний в АГЯ и формирования релятивистских
выбросов остаются не до конца исследованными.
К счастью, природа, кажется, пошла навстречу усилиям теоретиков и предоставила некоторую возможность для проверки
существующих представлений о работе центральной машины“
”
208
8. Эволюционные схемы АГЯ
в ядрах галактик. Речь идет об обнаружении активных звездных
систем – микроквазаров (μКЗО), которые по своим свойствам
напоминают миниатюрные АГЯ (см. I.F.Mirabel et al., Nature,
358, 215, 1992). В этой работе было показано, что из таких систем могут наблюдаться радиовыбросы, удаляющиеся с релятивистскими скоростями. Конечно, в μКЗО энергетические, линейные и временные масштабы отличаются от АГЯ в меньшую
сторону в отношении масс этих объектов, т.е. в 105 − 108 раз! К
настоящему времени μКЗО обнаружено всего несколько десятков и все они находятся в нашей Галактике. В этих объектах время от времени наблюдаются радиовыбросы, которые двигаются
с проекционными скоростями иногда превосходящими скорость
света (эффект superluminal). Похожие эффекты наблюдаются
на парсековых масштабах и у некоторых АГЯ.
Стоит отметить, что, вообще-то, один объект типа μКЗО был
открыт гораздо раньше – речь идет об источнике SS-433 из каталога Stephenson, Sanduleac (1977) объектов с сильной линией
излучения Hα , расположенных вблизи плоскости нашей Галактики (см. цв. рис. 136). Эта переменная звезда была отождествлена в 1978 г. с переменным радио и рентгеновским источником.
А еще через год спектроскопические исследования этого объекта
американскими астрономами Брюсом Маргоном и др. показали,
что в спектре SS-433 бальмеровские линии Hα , Hβ , Hγ и He I
Рис. 137. Спектр SS-433, полученный 20 марта 1979 г. (B.Margon, Science,
215, 247, 1982).
8.3. Разные типы АГЯ как смена состояний
209
Рис. 138. Движущиеся линии в спектре SS-433.
имеют red и blue сателлитов, которые изменяют свое положение
с периодом ∼ 164 дня (рис. 137, 138). Амплитуда blue компоненты ∼ 90000 км/с, а red – 30000 км/с. В некоторые моменты
времени обе компоненты сходятся – это происходит на скорости
+12000 км/с, что обусловлено релятивистским эффектом поперечного допплера“ в предположении некоторой модели: ”линии излучения образуются в газовых струях, выбрасываемых в
противоположных направлениях со скоростью ∼ 0.26c. Движение линий по спектру связывают с прецессией газовых струй
с P ∼ 164 дня. Был обнаружен в системе SS-433 и орбитальный период ∼ 13.1 дня. Наблюдения SS-433 с помощью РСДБ в
радиодиапазоне подтвердили картину, составленную по оптике
– видны двусторонние спиралевидные выбросы из центральной
звезды, расположенной в центре туманности – остатка сверхновой W50, имеющую размеры ∼ 100 × 20 пк. До сих пор не
совсем ясно, является ли центральная звезда нейтронной или
это ЧД, но, скорее, последнее. Расстояние до SS-433 оценивается довольно точно по параллаксу, т.к. можно измерить угловое
перемещение радиокомпонент с vнабл = 0.26 c за определенное
время. Оказалось, что расстояние до SS 433 равно ∼ 5 кпк. Объект типа SS-433, похоже, единственный в нашей Галактике, так
как поиск похожих источников в ней пока не дал результатов.
Теоретики высказывали мнение (например, S.N.Fabrika, A&SS,
252, 439, 1997), что в случае SS-433 имеет место редкий тип
сверхкритической“ аккреции.
”
210
8. Эволюционные схемы АГЯ
8.4
Смена состояний
Если некоторое сходство между наблюдательными свойствами
μКЗО и АГЯ не является случайным, то нельзя исключить,
что у этих объектов схожи и механизмы излучения. Для этого в рамках парадигмы jet-disk symbiosis“ (например, M.Falke,
P.Biermann, A&A, 293, ”665, 1995) есть некоторые основания.
Действительно, в ряде работ (например, D.L.Meier, ApJ, 548,
L9, 2001; D.J.Price et al., [0211.330]) на это уже обращалось внимание и предлагалось, изучая особенности быстрой (103 −104 секунд) смены состояний в μКЗО, делать вывод о гораздо более
медленных (десятки и сотни лет) процессах в АГЯ (см. также Б.В.Комберг, лекция РУНЦ АКЦ ФИАН, 2003; Symposium
IAU 204, Prague, 3006). Правда, при этом не следует забывать,
что излучение от аккреционных дисков вокруг ЧД звездных
масс и вокруг массивных ЧД в АГЯ должно наблюдаться в разных спектральных диапазонах, т.к. Td = 2 · 107 (M• /M )−1/4 К.
Поэтому наблюдения в рентгене для звездных релятивистских
систем должны для АГЯ переместиться в УФ. Да и кроме того,
чтобы не получилось, что мы заменим один неизвестный процесс
в АГЯ другим неизвестным процессом в звездной системе, надо
предположить, что мы в близких звездных активных системах
лучше понимаем природу смены их состояний.
Данные мониторинга наиболее ярких в рентгеновском диапазоне μКЗО показали, что их кривые блеска в разные моменты
времени можно представить в виде нескольких характерных состояний, не очень регулярно переходящих друг в друга. В ряде
работ (T.Belloni et al., ApJ, 472, L107, 1996; 479, L145, 1997; 355,
271, 2000; [0309.283], [0303.664], [0309.028]) выделяются несколько характерных состояний:
• (C) low/hard (LS-состояние), в котором преобладает нетепловой компонент (αx = 1.6) со слабой (несколько %) тепловой добавкой от диска (kT < 1 кэВ), сильная переменность (30–50%) и квазипериодические осцилляции (QPO)
с νQP O < 1 Гц;67
• (A) промежуточное (IS-состояние), в котором нетепловой
спектр становится более крутым (αx = 2.5) и νQP O ≈ 1–
10 Гц;
67
νQP O – частота квазипериодических колебаний, возникающих в
аккреционных дисках, на расстояниях, близких к радиусу последней
устойчивой орбиты.
8.4. Смена состояний
211
• (A) very high (VHS-состояние) с преобладанием теплового компонента (kT = 1 кэВ) при ослаблении и укручении нетеплового (αx = 2.5); состояние похоже на IS, но с
бо́льшим темпом аккреции, чем в IS;
• (B) high/soft (HS-состояние), в котором преобладает тепловой компонент (kT ≈ 1 кэВ), а нетепловой еще больше
ослабевает (αx = 2.5).
Из известных на сегодня μКЗО лучше других исследован самый яркий из них GRS 1915+105, открытый в 1992 г. на рентгеновском спутнике GRANAT. У этого объекта также наблюдаются разные состояния ([0303.664], [0309.228]), напоминающие
выше описанные, которые можно представить на двуцветной
рентгеновской диаграмме HR1 –HR2 :
• состояние B (типа HS): HR1 > 1, HR2 < 0.1,
• состояние C (типа LS): HR1 ∼ 1, HR2 > 0.1,
• состояние A (типа VHS/IS): HR1 < 1.1, HR2 < 0.1.
(Следует отметить, что полного соответствия между свойствами состояний A, B, C и HS, LS, VHS/IS не просматривается
(T.Belloni, [0309.028]).)
Кроме того, кривые блеска GRS 1915+105 описываются 12-ю
разными классами (обозначаются разными греческими буквами), в рамках которых изменяются эволюционные свойства и
относительная продолжительность состояний A, B, C.
Эти состояния на двуцветной рентгеновской диаграмме HR1 HR2 (HR1 = (I5 кэВ − I13 кэВ )/(I2 кэВ − I5 кэВ ), HR2 = (I13 кэВ −
I60 кэВ )/(I2 кэВ −I5 кэВ )) расположены в разных местах (рис. 139)
и переходы между этими состояниями носят квазициклический
характер с продолжительностью цикла ∼ 1000 секунд.
Но время от времени объект GRS 1915+105 может на продолжительное время оставаться в каком-то одном состоянии. Общепринятой модели такого поведения объекта пока нет, и разные авторы придерживаются на этот счет разных точек зрения ([0207.474]; [0305.3354]; [0308.096]; J.S.Yadav, ApJ, 548, 876,
2001).
Одна из них связана с предположением, что определенную
роль играют изменения темпа аккреции. Мы уже отмечали, что
при ṁcr ≈ 0.01 ṁЭдд изменяется характер аккреции: при ṁ <
ṁcr аккреция переходит в адвекцию, что приводит к перегреву
212
8. Эволюционные схемы АГЯ
внутренних частей диска и их выдуванию давлением излучения.
При этом на рентгеновской кривой блеска (рис. 140) появляются
сильные флуктуации мягкого рентгена и объект резко переходит
из состояния B (HS) в состояние C (LS).
Рис. 139. Положение разных состояний (A,B,C) μКЗО GRS 1915+105 на
двуцветной рентгеновской диаграмме HR1 –HR2 и переходы между состояниями из работы T.Belloni [0112.217].
Согласно данным уже упоминавшейся работы [J.S.Yadav, ApJ,
548, 876, 2001], заметное радио и ИК излучение и формирование
релятивистских выбросов в GRS 1915+105 происходит лишь в
тех случаях, когда почти сразу после возникновения состояния
B (HS) оно прерывается глубоким провалом (long soft dip), который получил обозначение состояние A“. На рис. 140 видно,
”
8.5. Возможные причины изменения состояния у μКЗО
213
Рис. 140. Рентгеновская кривая блеска μКЗО GRS 1915+105. В фазе класса
B во время long SXR dip“( плато“ – состояние A) возникает радиоизлу”
”
чение. Если в этом состоянии наблюдается XR spike“, то вслед за ним
”
наблюдается сильный радиовыброс.
что состояния C (LS) и A разделяют относительно узкий рентгеновский spike, после которого сразу происходит радиовыброс. В
остальной части состояния C не наблюдается заметных флуктуаций светимостей ни в XR, ни в радио, ни в ИК – это спокойная
фаза длительностью около 10 минут. В конце состояния B наблюдаются сильные флуктуации мягкого XR, связанные с появлением коротких soft dips“. Вслед за этими dips“ появляются
”
слабые радиовспышки
(время распада около ”минуты), которые
сливаются в квазинепрерывный baby-jet“. В случае, если состо”
яние A отсутствует, заметного радиоизлучения
не наблюдается
и рентгеновские осцилляции в состоянии B слабы.
8.5
Возможные причины изменения
состояния у µКЗО
Необычные свойства и их изменение со временем у μКЗО и некоторых других активных звездных систем не только с BH, но и
с нейтронными звездами (Cyg X-1, Cyg X-3, Sco X-1) поставили
перед астрофизиками ряд сложных проблем, которые требуют
разработки адекватных моделей этих объектов и разнятся предположениями относительно строения аккреционных дисков. Одна из таких моделей предполагает, что система состоит из холодного, геометрически тонкого и оптически толстого диска с однородной горячей короной над ним (например, Г.С.БисноватыйКоган, С.И.Блинников, Письма в АЖ, 2, 489, 1976; T.Belloni,
214
8. Эволюционные схемы АГЯ
[0112.217]), а другая – что система состоит из холодного же диска с горячим ветром от него и коллимированным выбросом из
центральной области, состоящей из радиационно доминированной плазмы. Последняя модель, возможно, применима и к системам со сверхмассивными BH в ядрах галактик (например,
X.Cao, [0308.524], I.V.Igumenshchikov et al., ApJ, 537, 227, 2000;
G.S.Bisnovatyi-Kogan, R.V.E.Lovelace, [0207.625]).
Разный тип зависимости Lr (Lx ) для АГЯ и звездных систем
объясняется просто тем, что зависимость квазитеплового излучения Lx (рентгеновское излучение) от аккреционного диска линейна по MBH , а зависимость нетеплового излучения Lr
(радиоизлучение) – нелинейна по MBH [S.Heinz, R.A.Sunyaev,
[0305.252]]. Однако, оказывается, что и АГЯ, и активные звездные системы могут удовлетворять одной, но более сложной зависимости, которую авторы [A.Melroni, S.Heinz, T.Matteo, MNRAS,
345, 1057, 2003] называют фундаментальной плоскостью“. Для
вириализованных звездных” систем фундаментальная плоскость“
”
представляет собой зависимость между
какими-то тремя величинами, например: светимостью, размером и дисперсией скоростей членов системы (см., S.Djorgovski, M.Davis, ApJ, 313, 59,
1987). Эту зависимость можно записать и в виде (см. также цв.
рис. 141):
log L5 GHz = 0.6 log Lx + 0.78 log(MBH /M ) + 7.33.
Правда, сильные радиоисточники на эту плоскость“ ложатся
”
на слишком хорошо, что, по-видимому, говорит
о неравновес” эффектов
ном“ магнитном поле в них и необходимости учета
магнитогидродинамики.
Хотя полной теории, описывающей весь комплекс процессов
вблизи аккрецирующей черной дыры, пока не существует, однако, из всего перечисленного выше можно сделать вывод о единой
природе формирования выбросов релятивистских частиц из систем с черными дырами разных масс – от звездных до сверхмассивных (см. также [0504.142], [0505.280], [0508.060], [1312.0504]).
В последней работе на основании единой зависимости между
кинетической энергией выбросов и их болометиической светимостью для рентгеновских двойных звезд, АГЯ низкой светимости, блазаров и гамма-всплесков был сделан вывод о сходстве
физических процессов в выбросах из объектов с очень разными
массами черных дыр (см. цв. рис. 142).
В литературе активно обсуждается вопрос о природе феномена разных состояний в излучении μКЗО и некоторого подобия
8.5. Возможные причины изменения состояния у μКЗО
215
этого явления в излучении АГЯ. Например, в работах Nipoti
et al. ([0505.280], [0611.166]) отмечалось, что μКЗО находятся в
состоянии активного радиоизлучения не больше 10% времени.
Интересно, что это совпадает с отношением пространственных
плотностей АГЯ, являющийся радиотихими и радиогромкими.
Это наталкивает на мысль о том, что радиоАГЯ являются кратковременной стадией по отношению их оптической активности.
Авторы отмечают, что в излучении μКЗО наблюдаются две моды: coupled“ – с небольшими флуктуациями потока в радио, с
”
плоским
спектром и заметным излучением в мягком рентгене;
flaring“ – с сильными флуктуациями в радио, крутым спектром
”и слабым излучением в мягком рентгене. Но при этом наблюдается усиление жесткого рентгена В работе L.J.Kewley et al.
[0605.681] из анализа спектров > 85000 источников из каталога
SDSS, из которых были отобраны объекты типа СГ и LINER68 ,
делается вывод о существовании непрерывной последовательности от СГ к LINER в зависимости от величины Lbol /LЭдд . По
мнению авторов такое разделение соответствует смене состояний high/low у μКЗО, которое происходит при переходе через
критическое значение Lbol /LЭдд = 0.01. В работе M.Sicora et al.
[0802.2302] было показано, что на плоскости
log
L2.5 ГГц
LЭдд
− log
LB
LЭдд
видны две параллельные последовательности: верхняя состоит из объектов типа РГ и КЗО, а нижняя – из СГ и LINER
(рис. 143). Авторы подчеркивают, что степень радиодоминирования у всех этих объектов растет по мере уменьшения отношения LB /LЭдд , как это наблюдается и у μКЗО. В работе подчеркивается и возможная роль в энерговыделение АГЯ спинов
ядер. При этом, по мнению авторов удельный момент ядер больше у сфероидальных галактик, которые формируются в процессе major mergers. Правда, с последним утверждением не все согласны. Например, в работе Б.В.Комберга и А.А.Ермаша (АЖ,
90, 443, 2013) высказывалась противоположная точка зрения. В
одной из последних работ на эту тему (P.N.Best, T.M.Heckmann,
[1201.2397]) по выборке 18000 радиоАГЯ, составленной на осно68
проводилось
Разделение
по
[O III]
[N II]
log
− log
.
Hβ
Hα
их
положению
на
плоскости
216
8. Эволюционные схемы АГЯ
Рис. 143. Зависимость из работы [0802.2302]: Черные кружки – BLRG,
пустые кружки – радиоквазары, треугольники – RG FR I, крестики –
Sy+LINER, звездочки – PGQ.
ве нескольких каталогов, сделан вывод относительно разделения всех источников на две группы: с высоковозбужденными
линиями в оптических спектрах и L1.4 > 2026 Вт/Гц и с низковозбужденными с L1.4 < 2026 Вт/Гц. Первая группа характеризуется нормальным околоядерным диском с эффективной излучательной способностью и сильной космологической эволюцией.
Их хозяйские галактики имеют меньшие M∗ , M• , более молодую
звездную популяцию и меньший индекс концентрации. То есть,
по всем признакам объекты этой группы являются более молодыми по сравнению с объектами второй группы. Отсюда напрашивается вывод о возможной эволюции первой группы во вторую, что напоминает переход от состояния low/hard к high/soft
у μКЗО.
8.6
Подобие свойств у µКЗО и АГЯ
Из вышеизложенного можно сделать вывод о сходстве процессов, приводящих к изменениям состояний у μКЗО и к разделенияю АГЯ на разные типы в зависимости от величины LB /LЭдд
8.6. Подобие свойств у μКЗО и АГЯ
217
и/или величины удельного момента ядра. Для этого, как мы
старались показать, имеются некоторые наблюдательные подтверждения. Поэтому в заключение этой темы, имеет смысл их
перечислить.
1. Разные состояния μКЗО и других звездных систем с черными дырами сопровождаются в рентгеновским диапазоне квазипериодическими осцилляциями (QPO) с разными характеристиками (см., например, T.K.Das et al., [0301.344]; R.Remillard et al.,
[0208.402]; L.Titarchuk et al., ApJ, 525, L129, 1999). Низкочастотные νQP O < 10 Гц чаще наблюдаются в состоянии low/hard, реже – в very high состоянии и никогда не встречаются в состоянии
high/soft (S.Migliari, T,Belloni, [0303.664]). У систем с BH не бывает νQP O > 500 Гц (T.E.Strohmayer, [0104.487]), хотя есть прямая зависимость между νQP O и dm/dt (P.Reig et al., [0309.283]).
Но так как νQP O лучше коррелируют с потоками в мягком рентгене (2–5 кэВ), то их естественнее связать с диском или отдельными его областями (например, L.Titarchuk et al., ApJ, 525,
L129, 1999), а не с более горячей короной. (Хотя, существуют
и другие предположения о природе QPO (например, J.H.Swank,
[0011.494]; C.W.Mauche, [0207.508], A.R.King, [0311.035]). Одна
из точек зрения на природу этих осцилляций заключается в допущении неустойчивости на внутренней границе диска (Rin =
10Rg ), характеризуемой кеплеровскими частотами [T.DiMatteo,
D.Psaltis, ApJ, 526, L101, 1999]
√
νk =
GMBH
3/2
2πRin
= 0.1 − 10 Гц
Если рассматривать возможность появления QPO у околоядерных дисков в АГЯ, то в силу зависимости
1/2
−3/2
νk ∼ MBH Rin
−1
∼ MBH
следует ожидать νQP O(AGN ) ∼ 10−6 Гц, что соответствует характерным временам для квазипериодов в диапазоне opt/uv порядка 10d . Такая переменность АГЯ действительно наблюдается (например, F.Yuan et al., [0205.531]). В работе K.M.Leighly
[0412.636] на основании данных о L2−10 (эрг/с) и квазипериодах от 4 СГ и звездной системы Cyg X-1 получена зависимость
PQP O ∼ L2/3 . Авторы связывают такой тип зависимости с зависимостью внутреннего радиуса аккреционного диска от M• .
218
8. Эволюционные схемы АГЯ
2. Если наличие рентгеновского spike, предшествующего радиовсплеску, является характерной чертой для μКЗО (J.S.Yadav,
ApJ, 548, 876, 2001) , то подобное явление можно ожидать и в
АГЯ. Только длительность spike в последнем случае будет не
∼ 10 с, а несколько лет, и наблюдать его следует не в мягком рентгене, а в диапазоне opt/uv. Интересно, что в работах
(E.T.Belokon’ et al., A&A, 356, L21, 2000; E.Voltaoja et al., ApJSS,
120, 95, 1999; T.B.Pyatunina et al., A&A, 358, 451, 2000) указывалось на факт возникновения сверхсветовых VLBI-радиокомпонент в некоторых FSQ (например, ON 231, 3C 345) сразу после
оптических сильных вспышек, которые и могут являться аналогом рентгеновских spike в черных дырях звездных масс.
3. По аналогии с μКЗО радиовыбросы в АГЯ должны происходить на фоне ослабления квазитеплового излучения от аккреционных дисков, сосредоточенного в области Big Blue bump
(УФ). Косвенным признаком наличия такой антикорреляции (после учета эффектов ориентации) может служить наблюдаемый
факт ослабления – или даже отсутствия – линии Кα Fe XXV
(6.4 кэВ) в RL объектах. Это интерпретируется как признак слабости ионизирующего излучения от центральных областей диска (например, D.R.Ballantyne et al., [0112.179], [0201.403]; G.C.Dewangan, [0211.234]).
4. Мониторинг в рентгене μКЗО показывает, что они проводят в состоянии A с сильным радиоизлучением не больше 10%
времени (см., например, J.S.Jadav, A.R.Rao, [0105.478]; Y.Ueda
et al., [0202.154]). Это напоминает соотношение между пространственными плотностями RLQ/RQQ≈ 0.1. (Такое же соотношение и между Е-галактиками, являющимися сильными радиоисточниками (т.е. РГ) и Е-галактиками, не являющимися РГ.
Отсюда напрашивается вывод, что QSS и QSG являются разными состояниями одного и того же типа АГЯ. Так как по разным оценкам (например, T.DiMatteo et al., [0301.586]; P.Martini,
D.P.Schneider, [0309.650]) время жизни КЗО не превосходит ∼
107 лет (ранняя короткая фаза активности ядер в массивных
хозяйских галактиках), то со временем они переходят в более
долговременную и менее активную фазу: QSS→РГ типа FR II,
а QSG→СГ (если хозяйская галактика была дисковой – см., например, A.Wilson, E.A.Colbert, ApJ, 438, 62, 1995; Б.В.Комберг,
АЖ, 72, 3, 1995).
При таком подходе можно думать, что объекты типа BL Lac
являются промежуточным, относительно кратковременным состоянием, характеризующим переход от радиосильного состояния A к радиослабому состоянию C. То есть объекты BL Lac
8.6. Подобие свойств у μКЗО и АГЯ
219
соответствуют неустойчивому сильнопеременному участку состояния B (в терминах описания разных состояний в μКЗО).
С этой точки зрения становится понятным, почему со временем объекты типа BL Lac переходят в РГ типа FR I. При этом
объекты типа BL Lac, являющиеся переходным состоянием от
RL QSO к RQ QSO, могут по своим радиосвойствам отличаться от BL Lac, эволюционирующих в обратном направлении от
RQ QSO к RL QSO. Первые будут радиогромкими BL Lac, а
вторые – радиотихими BL Lac.
5. Наблюдаемый темп космологической эволюции внегалактических АГЯ, находящихся в разных состояниях, естественно, зависит от длительности этих состояний и вклада рекуррентности.
Ясно, что с увеличением длительности и роли рекуррентности
темп эволюции должен уменьшаться. Высокий темп эволюции
КЗО при z < 3 свидетельствует о короткой шкале (τ < 107 лет)
и отсутствии рекуррентности. Меньший темп космологической
эволюции объектов, находящихся в состоянии BL Lac, может
быть связан как с большей длительностью этого состояния по
сравнению с состоянием с сильным радиоизлучением A, так и с
эффектами селекции, когда из-за слабости линий излучения в
их оптических спектрах трудно отождествлять BL Lac на больших z.
6. Из наблюдаемого факта связи состояния активной системы
со слабым радиоизлучением с рентгеновским состоянием high/
soft аккреционного диска и теоретического вывода о соответствии состояния HS темпу аккреции ṁ > ṁкрит = 0.01ṁЭдд следует, переходя к АГЯ, что на ранних этапах эволюции (больших
z) будут, в основном, формироваться объекты со слабым радиоизлучением (из-за большой плотности аккрецирующего вещества на больших z). Наблюдения как раз подтверждают вывод
об уменьшении отношения RL QSO/RQ QSO с ростом z (например, D.P.Schneider et al., ApJ, 103, 1451, 1992).
7. В пользу сходства процессов, протекающих в μКЗО и АГЯ,
могут свидетельствовать и существование некоторых сходных
корреляций между параметрами в этих системах. К таким параметрам можно отнести: наклон спектра в рентгене αx , наклон спектра между оптикой и рентгеном αox , поток в рентгене Fx , поток в радио Fr , угол перекрытия относительно холодных и более горячих областей (сила комптоновского отражения) Ω/2π (см. работы Ya.N.Istomin, V.I,Pariev, MNRAS, 281, 1,
1996; D.J.Price et al., [0211.330]). Ряд авторов (например, A.Beloborodov, ApJ, 510, L123, 1999; I.F,Mirabel, [0005.591], [0405.433];
K.M.Blundell, [0306.110[) считают, что зависимости αx −Fx , Ω/2π−
220
9. Линии поглощения в спектрах квазаров
αx являются следствием неадекватности спектральных моделей для звездных систем и АГЯ. В работе (A.Zdziarski et al.,
[0209.363]) критикуются выводы, основанные на применении одинаковых моделей для XRB и СГ. Авторы считают, что из-за
наличия околоядерного молекулярного тора и областей формирования широких линий излучения в АГЯ последние будут
вносить большой вклад в отражательный компонент (в отличие от XRB), и это должно сказаться на виде энергетического
спектра. С другой стороны, в ряде работ (например, I.F,Mirabel,
[0005.591], [0405.433]) пытаются найти аналогии в процессах формирования релятивистских выбросов не только в μКЗО и АГЯ,
но и в космологических гамма-всплесках (GRB).
8. В рамках предположения о смене состояний АГЯ на масштабах времени в сотни или даже тысячи лет, в результате чего
RL-квазары могут через промежуточную стадию типа BL Lac
переходить в радиоспокойные (RQ) квазары, можно ожидать,
что вокруг RQ QSO будут наблюдаться протяженные старые
радиоструктуры – остатки от радиоструктур типа FR II, характерных для RL QSO. И, скорее всего, эти радиоструктуры –
за счет воздействия внешней среды – будут уже типа FR I. И
действительно, в работе K.M.Blundell, [0306.110[ было показано, что вокруг некоторых RQ QSO наблюдаются протяженные
(сотни как) радиоструктуры типа FR I, которые по светимости
на 178 МГц и 5 ГГц расположены вблизи границ, разделяющих
FR II/FR I и RQ/RL. В работе K.M.Blundell, S.Rawkings (ApJ,
562, L5, 2001) предлагается искать такие радиоструктуры вокруг RQ QSO на VLA на низких частотах с большим временем
накопления (часы) при конфигурациях антенн, способных отслеживать протяженные радиоструктуры.
9
9.1
Линии поглощения в спектрах
квазаров
Линии поглощения нейтрального
водорода в близких и далеких квазарах
Квазары в силу своей яркости и точечности стали использоваться астрономами в качестве своеобразных щупов межгалактической среды, которая может проявлять себя в виде многочисленных линий поглощения в их спектрах. Такое примене-
9.1. Линии поглощения нейтрального водорода в квазарах
221
ние квазаров началось почти сразу после их обнаружения. Уже
в 1965 г. появилась статья Ганна Петерсона [ApJ, 142, 1633,
1965], в которой авторы пришли к выводу, что колонная плотность атомов нейтрального водорода на луче зрения от квазаров 3C 273 (z = 0.16) и 3C 9 (z = 2) равняется, соответственно,
nH I < 6 · 10−12 см−2 и nH I < 3 · 10−11 см−2 . Такой вывод был
сделан на основании отсутствия в спектрах этих квазаров поглощения от линии Lyα на λнабл < 1216 · (1 + z) Å (см. также
Nature, 269, 263, 1977). Здесь следует заметить, что в спектрах
КЗО могут присутствовать и линии поглощения, принадлежащие самому квазару и формирующиеся или в разлетающейся
оболочке, или в ветре. У этих линий скорость разлета не превышает, как правило, ΔV0 /c = 10−2 , которая может быть оценена
по формуле
(1 + zem )2 − (1 + zabs )2
ΔV0
=
.
c
(1 + zem )2 + (1 + zabs )2
Ясно, что принадлежащие межгалактической среде линии поглощения должны иметь относительные скорости больше, чем
ΔV0 . В спектрах КЗО встречаются линии поглощения как металлов с ширинами не больше 300 км/с, так и многочисленные
более узкие (< 150 км/с), которые не удается отождествить с
известными линиями металлов или их ионов. В связи с этим
C.R.Lynds (ApJ, 164, L73, 1971) предположил, что последние
связаны с межгалактическими облаками нейтрального водорода, в которых и формируются линии поглощения Lyα на разных z с колонными плотностями nH I от 1014 до 1019 см−2 . Эти
Lyα облака распределены в пространстве более однородно, чем
облака с линиями поглощения металлов, связанные с обычными галактиками, попавшими на луч зрения. Косвенным подтверждением правильности предположения Линдса относительно природы Lyα линий поглощения, получивших название облаков Lyα -леса“, явилось обнаружение в спектрах квазаров эф” proxymity“, т.е. отсутствие линий поглощения Ly вблифекта
α
” квазаров. Это связано с тем, что квазары своим
зи ярких
мощным ионизирующим излучением способны создавать вокруг себя
зоны ионизованного водорода с размерами в несколько мегапарсек.
Наблюдения спектров ярких квазаров, полученные с хорошим
спектральным разрешением, показали, что число линий погло0.75 (при
щения NH I ∼ n−1.7
H I , а эволюция их числа NH I ∼ z
2.2
z < 2) и становится более крутой ∼ z при z > 2.
222
9. Линии поглощения в спектрах квазаров
Кроме линий поглощения Lyα -леса“в спектрах КЗО наблю”
дается и поглощающее корыто“
(trough), начинающееся от
”
λнабл = 912 · (1 + z) Å и сходящее на нет к 912 Å. Эволюция
числа этих поглощающих особенностей ведет себя следующим
образом: до z ≈ 2.5 рост слабый ∼ z 0.3 , а при z > 2.5 – очень
крутой ∼ z 5 . Наличие излома в темпе роста dN/dz в области
z ≈ 2 − 3 связано, скорее всего, с резким завалом пространственной плотности квазаров при z < 2
Гораздо более редко, чем линии Lyα -леса“ в спектрах КЗО
” км/с) и глубокие, так навстречаются более широкие (до 5000
зываемые, damped Lyα абсорбционные системы (abs) с эквивалентными ширинами EW0 (Lyα ) > 10 Å. Эволюция числа этих
особенностей“ по z также имеет излом при z ≈ 2−3. По всей ве”
роятности,
damped Lyα abs формируются в массивных облаках
нейтрального водорода с nH > 1020 см−2 и им часто сопутствуют
также и линии поглощения металлов. Все это может свидетельствовать, что такие особенности“ связаны с попаданием на луч
”
зрения дисковых галактик,
наблюдаемых с ребра. Не исключено
также, что некоторые из них могут возникать в плотном галактическом ветре при вспышках звездообразования в галактиках
или даже в плотной газовой среде центральных областей далеких и еще не вириализованных скоплений галактик.
Так как с ростом z число поглощающих облаков на луче зрения быстро возрастает, то при каким-то z ∗ лес Lyα“ может
”
для наблюдателя превратиться в сплошную стену
(как становится не видно в лесу человека за деревьями, когда оптическая толща по деревьям“ становится больше 1). Но это” означает, что в спектрах далеких квазаров может проявить себя эффект Ганна-Петерсона“, который не дает о себе знать при z ”< 2.
И действительно, для квазаров z > 5 наблюдается поглощающее корыто“. Например, в спектрах шести далеких квазаров
” = −22 ÷ −25), полученных в канадско-французском об(M1450
зоре (см., например, C.J.Willott et al., [0901.0565]) такие особенности четко прослеживаются (рис. 144). Проявление эффекта
Ганна-Петерсона на z > 5 и его отсутствие на z < 2 требует допущения, что в области z = 2 ÷ 5 произошла вторичная
”
ионизация“, в процессе которой весь нейтральный водород,
не
собранный в плотные облака, был ионизован за счет жесткого
излучения в УФ или мягком рентгене. Какие АГЯ ответственны за вторичную ионизацию пока не совсем ясно. Можно только
сказать, что за этот процесс не могут быть ответственно излучение звезд, так как оно не имеет достаточного количества жест-
9.1. Линии поглощения нейтрального водорода в квазарах
223
Рис. 144. Поглощающая впадина“ (trough) в спектре далеких квазаров.
”
ких квантов.
Вопрос о природе линий поглощения Lyα -леса в спектрах КЗО
рассматривался в старой работе Б.В.Комберга (Астрофизика,
24, 321, 1986). Здесь, как нам кажется, уместно привести некоторые отрывки из этой работы.
Казалось бы, вопрос о природе линий поглощения Lyα -леса в
”
водородных
облаках можно прояснить, исходя из дополнительных данных относительно поглощения в радиолинии 21 см. Однако, линия поглощения 21 см встречается в радиоспектрах далеких КЗО довольно редко (за исключением случаев угловой
близости КЗО и S-галактик). Кроме того, эти радиолинии довольно узкие (< 10 км/с) несмотря на то, что в среднем N21 см >
NLα (см−2 ). (Сведения относительно наблюдаемых случаев линий поглощения 21 см и их свойств собраны в табл. 15 и 16).
Возможно, это свидетельствует в пользу той точки зрения, что
линии поглощения леса“ и 21 см хотя и формируются по доро”
”
224
9. Линии поглощения в спектрах квазаров
Объект (zem )
zabs. (21 см)
Примечание
3C 286 (0.846)
0.692
ΔV = 8.2 км/с, τ = 0.11, NH = 3 ·
1018 Ts см−2 , TS = 100.
3C 196 (0.871)
0.437
Поглощение наблюдается в протяженном радиокомпоненте. Линии
поглощения расщеплены на 20 км/с.
A0 0235+164
(Lacertae z > 0.85)
0.524
ΔV = 8.2 км/с
1229-02 (1.038)
0.394
Есть оптическая система zabs =
0.395 (Mg II, Mg I) ΔV = 12 км/с,
NH I = 3.3 · 1020 (Ts /100) см−2 .
PKS 1157+014 (1.978)
1.944
zabs = 1.94; в оптической системе
есть широкая abs. Lα с тем же z.
Q 1331+170 (2.081)
1.77
ΔV = 8.5 км/с, NH = 7.6 · 1020 см−2 ,
TS < 1000 К. Есть шир. Lαabs. ,
zabs. = 1.79.
PKS 0458-02 (2.04)
2.03937
ΔV1/2 = 20 км/с, NH = 8·1021 см−2 ,
TS < 103 . Есть abs. C II, Si IV.
Таблица 15. Параметры объектов с линиями поглощения.
Параметры
0 (км/с)
ΔV1/2
NH I (см−2 )
τ
Линии леса“ Lα
”
21 см
∼ 150
1015 − 1010
106 –108
< 10
1018 –1021
<1
Таблица 16. Сравнение параметров линий поглощения Lα и 21 см.
ге“, однако, или в разных объектах, или в разных зонах одного
и того же объекта. В последнем случае область формирования
линий 21 см должна занимать гораздо меньший центральный
объем, чем и может объясняться гораздо меньшая частота их
встречаемости.“
В последние годы вопросом о природе линий поглощения Lyα леса много занимался давний сотрудник Я.Б.Зельдовича А.Г.Дорошкевич. Имея аккуратную выборку из 6000 таких линий, по
спектрам с высоким спектральным разрешением для дюжины
ярких квазаров, он пришел к выводу, что они могут возникать в
газовых структурах филаментов крупномасштабной космологической структуры, которые продолжают сжиматься в поперечном направлении и расширяться в продольном ( блины Зельдо”
вича“).
9.2. О возможной природе H I–облаков
9.2
225
О возможной природе H I–облаков
Остановимся кратко на предположениях относительно природы облаков H I, ответственных за появление линий поглощения
21 см. В работе [J.Silk, C.Norman, ApJ, 234, 86, 1979] рассматривается ситуация, когда линии 21 см образуются в коронах
массивных галактик. Плотные облака могут появиться в них
при выметании газа из карликовых галактик-спутников, падающих на центральную галактику. По оценкам авторов, для согласования с наблюдаемой частотой появления линий поглощения 21 см, достаточно иметь в короне галактики 1-10 облаков
H I при z = 0 и ∼ 103 облаков при z = 2. Масса облаков принимается 106−7 M . В работе [F.H.Briggs, A.M.Wolfe, ApJ, 268,
76, 1983] на основе наблюдаемой слабой корреляции между появлениями линий поглощения 21 см и Mg II делается вывод,
что первые формируются в толстых дисках S-галактик, обращенных к нам почти ребром, а вторые – в короне тех же галактик. Линии поглощения 21 см могли бы, в принципе, возникать и в межгалактических облаках, которые часто наблюдаются в окрестностях гигантских S-галактик или их групп.
Параметры этих облаков примерно таковы: MH I = 108−9 M ,
D = 20 − 50 кпк, nH I = 10−3 − 10−4 см−3 , NH I ≈ 1019 см−2
0 ≈ 50 км/с. Однако, ясно, что такие облака не могут
и ΔV1/2
давать узкие (< 10 км/с) линии поглощения, а именно такие
линии наблюдаются в спектрах далеких радиоисточников.
Исходя из наблюдаемых ширин линий поглощения 21 см и
предполагая гравитационную связанность облаков, ответственных за их появление, можно оценить оптическую светимость
облаков и их размеры. Оценки показывают, что и светимости,
и размеры получаются типичными для шаровых скоплений. По
оцененным размерам и наблюдаемой дисперсии скоростей легко
получить вириальную массу Mвир ∼ 105 M и M/LB = 1. Эти величины опять-таки близки к характерным для шаровых скоплений. Если предположить, что нейтральный водород в этих объектах распределен приблизительно однородно, то при D = 10 пк
получается:
nH
I
≈
1019
NH I
≈
≈ 0.3 см−3 ,
D
3 · 1019
и масса водорода оказывается равной всего нескольким солнечным массам. Такое небольшое количество H I вполне можно
ожидать даже в старых шаровых скоплениях, не говоря уже о
226
9. Линии поглощения в спектрах квазаров
более молодых образованиях. Наблюдения (например,
G.R.Knapp, F.J.Kerr, A&A, 35, 361, 1974) шаровых скоплений в
нашей Галактике дали верхний предел на уровне MH I ≤ 10M .
Поэтому представляется небезынтересным поиск линий поглощения 21 см в близких шаровых скоплениях, проектирующиеся
или на далекие радиоисточники, или на области яркого нетеплового фонового излучения“.
Обратим еще внимание, что в работе М.М.Баско, Б.В.Комберга
и Е.И.Москаленко [АЖ, 58, 701, 1981] обсуждалась возможность наблюдений в спектрах КЗО и рентгеновских линий поглощения, которые могут возникать, если квазар, излучающий
в рентгеновском диапазоне, расположен за богатым скоплением
галактик с температурой газа > 106−7 К и nH ≥ 1020 см−2 или
за горячей короной массивной Е-галактики. С наблюдательной
точки зрения наибольший интерес представляют рентгеновские
линии от наиболее обильных элементов: линии водородоподобного (Fe XXVI; E0 = 6.97, 6.95 кэВ), гелиоподобного (Fe XXV;
E0 = 6.7, 6.67 кэВ) железа или линии литиеподобного (Fe XXIV)
и более низких (вплоть до Fe XVII) ионов железа (E0 = 0.7–
1.2 кэВ). Кроме того, могут быть интересны линии водородои гелиоподобных ионов кислорода (O VIII, O VII; E0 = 0.65,
0.57 кэВ) и углерода (C VI, C V; E0 = 0.37, 0.31 кэВ). Правда,
при типичных параметрах горячего газа в центральных областях богатых скоплений ожидаемая эквивалентная ширина линии, к примеру, O VII не будет превосходить 30 эВ, т.е. линия
будет узкой ΔE/E ≤ 10−2 и спектрального разрешения рентгеновской обсерватории Эйнштейн“ для ее обнаружения не хва”
тает. Не исключены, конечно,
более экзотические случаи, когда
рентгеновский квазар попадает на луч зрения, пересекающий
мощный выброс из АГЯ с большим разбросом скоростей газа и
большой колонной плотностью (> 1022 см−2 ). Тогда возможно
появление более широких рентгеновских линий.
Иногда в спектрах квазаров наблюдаются линии поглощения
с zabs > zem , для которых ΔV < 3000 км/с. Возможное объяснение этого феномена дано в работе Б.В.Комберга и Е.А.Карицкой
[АЖ, 47, 43, 1970], к которой предполагалось, что в этих случаях имеют дело с падением облаков H I на скопления галактик, к которому принадлежат и квазары. Отсюда можно было
сделать грубые оценки массы этих скоплений. Говоря о линиях поглощения в спектрах квазаров надо еще упомянуть о так
называемых BAL КЗО, т.е. о квазарах с собственными очень
широкими (десятки тысяч км/с) линиями поглощения, которые
прослеживаются с коротковолновой стороны от сильных высо-
9.3. Возможная структурность в распределении линий поглощения..
227
Рис. 145. Спектры квазаров с широкими линиями поглощения металлов
(BAL QSO). Спектр получен в работе Benn et al. (2002) на телескопе им.
Ньютона обсерватории La Palma.
коионизованных линий излучения металлов (рис. 145). Такие
линии наблюдаются, как правило, в радиоспокойных квазарах
и формируются, скорее всего, в мощном плотном ветре (ṁ ≈
несколько M /год, n > 10 см−3 ) на расстоянии в несколько пк
от них. В таком ветре может уходить до 10% аккрецирующей
массы, необходимой для поддержания светимости квазара. Почти в половине BAL КЗО наблюдаются некоторые особенности
в линиях излучения, например, сильные линии Fe II и относительно слабые C IV.
9.3
Возможная структурность в
распределении линий поглощения H I
Не можем не сказать об одной интересной интриге“, связанной
” по пространству.
с проблемой распределения линий Lyα -леса“
”
Речь идет о работах группы ленинградских астрофизиков под
228
9. Линии поглощения в спектрах квазаров
руководством Д.А.Варшаловича, которые анализировали распределение по zabs 822 абсорбционных систем в спектрах десятка
ярких квазаров в диапазоне zabs = 0.2÷3.2 [ПАЖ, 24, 488, 1998].
Затем интервал по z разбивался на n независимых бинов: когда
n = 42, то ширина Δz = 0.071. В полученном распределении
Nabs f (n) видны чередующиеся максимумы (пики) и минимумы
(провалы). Авторы приводят значение zm для максимумов в распределении линий Lα -леса и полученные ранее значения zm для
абсорбционных систем, по линиям C IV и Mg II:
0.45 − 0.79 − 1.1 − 1.28 − 1.44 − 1.63 − 1.75 − 1.96 − 2.13 − 2.42 − 2.87
(с точностью ±0.04). Но самое удивительное было в том, что
если строить подобное же распределение в противоположных
небесных полусферах, получаемых последовательным поворотом меридиональной плоскости экваториальной системы координат с шагом Δα = 15◦ (1h ), где α – прямое восхождение, то
значения zm мало изменяются. Как такое может быть?
Сперва авторы хотели объяснить полученные результаты с помощью колеблющейся модели Мира“, когда расширение Вселенной ”происходит со скоростью, изменяющейся со временем
волнообразно69 . В последующих работах они уже говорили о
возникновении поглощающих систем в областях повышенной плотности ячеистой крупномасштабной структуры, выявленной по
распределению галактик по пространству с характерным масштабом в 100 Мпк. Правда, в результатах обсуждаемой работы
нет никакой уверенности. Дело в том, что по бо́льшей выборке
поглощающих систем, содержащей уже около 6000 линий поглощения с nH I > 1012 см−2 в спектрах 19 квазаров, в распределении Nabs (z) не нашли отклонений от случайного распределения.
Кроме того, если бы авторы были правы в своих выводах, то
похожая картина должна была бы себя проявить и в распределении N (Zem ) по линиям излучения в спектрах квазаров. А мы
уже говорили о том, что анализ больших выборок по линиям
излучения какой-либо периодичности в распределении N (Zem )
не показал (см. п.5.3, рис. 89, АЖ, 89, 778, 2012). Так что пока
69
В недавней работе M.B.Bell, S.P.Comeau, [1308.2624] на основании оценок расстояний по SN Ia, которые считаются стандартными
”
свечами“, приводятся некоторые соображения относительно слабых
осцилляций (на масштабах ∼ 40 Мпк), что соответствует масштабу
времени 1.3 · 108 лет) в скорости расширения Вселенной на расстояниях от нас от 70 до 270 Мпк.
9.3. Возможная структурность в распределении линий поглощения..
229
астрофизики относятся с недоверием к существованию в реальности волн плотности“ в распределении числа поглощающих
систем”по пространству.
В заключение рассказа о линиях поглощения в спектрах квазаров обратим внимание на еще один способ выявления природы объектов, ответственных за их появление – речь пойдет об
исследовании радиополяризационных характеристик КЗИ (см.,
например, Б.В.Комберг, А.А.Рузмайкин, Д.Д.Соколов, ПАЖ,
5, 73, 1979). Действительно, если каждая система линий поглоi
связана с галактикой на луче зрения, то это должщения zabs
но сказаться на поляризационных характеристиках излучения
квазара. Но здесь следует учесть, что галактики, ответственные
за системы поглощения в спектрах КЗИ, могут иметь случайно ориентированные направления магнитных полей и поэтому
следует ожидать корреляцию с числом поглощающих систем n
в спектрах квазаров не величин меры фарадеевского вращения
(RM) или деполяризации (DPλ ), а их дисперсий.
Наблюдаемую RM для квазаров можно представить в виде
суммы вкладов от нашей Галактики, самого КЗИ и галактик на
луче зрения. (Вкладом от межгалактической среды, если это не
скопления галактик, можно пренебречь.) Из-за случайной ориентации магнитных полей в галактиках по дороге RMg = 0.
Тогда искомую дисперсию D(RM − RM ) можно записать в виде:
D = D(RMG ) +
D(RMQ )
+ nD(RMg )(1 + zabs )−4 ,
(1 + z)4
где RHG = k sin l · | ctg b|, k = −25 рад/м2 , l и b – галактические
координаты; (1 + zabs )−4 – среднее значение для выборки КЗИ
в заданном Δz = 1.7 − 2.4, где NQ = 150 и n = 40. В итоге:
D0 =
D(RMg ) +
D(RMQ )
≈ 20 рад/м2 .
(1 + z)4
В области Δz = 1.7 − 2.4 основной линией поглощения излучения является Lyα (1216 Å). Дисперсия выборки будет примерно
линейно зависеть от числа n:
D(n) = D0 + nD(RMg )(1 + zabs )−4 .
230
9. Линии поглощения в спектрах квазаров
Тангенс угла наклона этой прямой дает оценку D(RMg ) и грубо
2D(RMg )(1 + zabs )−4 = ne Bg lg .
Имея RM и zabs для выборки из N = 10 ÷ 30 квазаров с данным
n в Δz:
N
2
1 RMi − RMi .
D|n,Δz =
N −1
i=1
В пользу существования обсуждаемого эффекта свидетельствует, по-видимому, наблюдаемое увеличение дисперсии остаточных RM у внегалактических РИ с ростом z [А.А.Рузмайкин,
Д.Д.Соколов, АЖ, 58, 247, 1977].
Можно оценить величину ne , необходимую для выявления обсуждаемого эффекта. Во всяком случае, для нашей Галактики
наблюдения дают
D(RMg ) ≥ 8 · 105 Bne l
(B − Гс, ne − см−3 , l − пк).
100 кпк, то D(RMg ) при ne =
Принимая B = 10−6 Гс, l = 4 · 10−4 см−3 сравнивается с D(RMG ) и это не противоречит
величине ne для внешних областей СГ.
Для проверки обсуждаемого методы было бы интересно сравнить RM для РИ, проектирующихся на короны близких СГ,
наблюдаемых с ребра, с RM для РИ, которые не пересекают
корон галактик.
Надо заметить, что рассматриваемый выше подход к проблеме
выявления особенностей распределения магнитоактивной плазмы на периферии галактик методом ее просвечивания далекими
точечными радиоисточниками активно обсуждается в литературе последних лет. К примеру, в работе (M.L.Bernet, F.Miniati,
S.J.Lilly, [1307.2250]) было показано, что радиоквазары с сильными линиями поглощения Mg II в спектрах с z = 0.5 − 0.9
имеют статистически бо́льшие значения RM и что лучи зрения
при этом проходят на прицельном расстоянии меньше 50 кпк
от галактики, создающей неоднородный фарадеев экран“. По
” дисковой галактики с простым осеоценкам авторов для модели
симметричным спиральным магнитным полем в области 30 кпк
× 2 кпк получаются величины: B0 = 10μГс, nl0 = 0.03 см−3 в
центре галактического диска. Как подчеркивают авторы, полученные результаты трудно совместить с дисковой моделью магнитного поля, а требуется еще введение замагниченного ветра,
в котором возникает поглощение Mg II.
9.4. Глобальная анизотропия — миф или реальность?
9.4
231
Глобальная анизотропия — миф
или реальность?
Раз мы затронули вопрос о всякого рода пространственных неоднородностях на масштабах скоплений или даже сверхскоплений
галактик, то имеет смысл кратко обсудить и другие наблюдательные данные относительно разного рода крупномасштабных
х неоднородностей во Вселенной.
Накапливается все больше разного рода наблюдательных сви”
детельств“ о возможном существовании каких-то проявлений
крупномасштабной анизотропии как в оптическом диапазоне,
так и в радио. Несколько лет назад один из авторов (Б.К.) даже
пытался на эту скользкую“ тему написать статью, которая так
” из-за неубедительности результатов. Однаи не увидела свет
ко, коснуться коротко этой темы имеет смысл для обозначения
проблемы.
Так называемый Космологический принцип“ применительно
”
к Метагалактике заключается
в том, что последняя, начиная
с некоторого масштаба R∗ должна становиться однородной и
изотропной. Однако, по мнению ряда авторов нет полной уверенности ни в его безусловном выполнении, ни в оценке величины R∗ . Так, например, в работах [0805.1132, 0103.950, 0901.0405]
по пространственным 2-х точечным корреляционным функциям для галактик авторы получают R∗ > 300 Мпк. В то же
время по другим работам (например, [0906.3431]) получается
R∗ ∼ 100 Мпк, что лучше согласуется с масштабом неоднородности в распределении флуктуаций плотности на основе данных по реликтовому излучению. Хотя и тут не совсем все ясно. Дело в том, что в данных со спутника WMAP [M.Tegmark,
A, de Oliveira-Costa, A.J.Hamilton, Phys.Rev.D, 68, 123523, 2003;
C.J.Copi, D.Hunter, G.D.Starkman, Phys.Rev.D, 70, 043515, 2004;
[0502.237]], выявилось несколько разногласий с предсказаниями
стандартной космологической модели“:
”
1. Амплитуда флуктуаций температуры CMB-квадруполя
оказалась заметно ниже.
2. Квадрупольная и октупольная компоненты разложения
по сферическим функциям флуктуации температуры CMB
оказались вытянутыми в одном направлении, совпадающим с вытянутостью диполя (l = 250 − 270◦ , b = 40 − 60◦ ).
Это выделенное направление получило название оси зла“
и в пределах 10 − 20◦ совпадает с направлением ”на точки
232
9. Линии поглощения в спектрах квазаров
весеннего и осеннего равноденствия, лежащими на эклиптике (см. цв. рис. 146). В работе [0901.4344] для объяснения этих аномалий“ было сделано предположение, что
”
они обусловлены
неучетом излучения в диапазоне приемников WMAP от пыли, расположенной в плоскости эклиптики. Было высказана также точка зрения, что эти аномалии могут быть связаны со вкладом от пыли в наблюдаемых радиопетлях“, то есть ударных волнах, возника” взрывах сверхновых в диске нашей галактики.
ющих при
3. В работах [0812.3795; J.Hoftuft, ApJ, 699, 985, 2009] говорится об асимметрии спектров мощности CMB в двух галактических полусферах, которое достигает наибольшей
амплитуды при гармониках l = 40 − 60 в направлении
l = 244◦ , b = −22(±20◦ ). Для объяснения такой крупномасштабной анизотропии предлагалось несколько гипотез
(например, M.Demianski, A.G.Doroshkevich,Phys.Rev.D,75,
123517, 2007; A.L.Erickcen, M.Kamionkowski, S.M.Carroll,
Phys.Rev.D, 78, 123520, 2008). Одно из них сводится к
предположению, о наличии очень небольшой асимметрии
в кривизне Мира на самых ранних эпохах. В работе Л.П.
Грищука, Я.Б.Зельдовича (рис. 147) Длинноволновые воз” и анизотропия фомущения в фридмановской Вселенной
нового излучения“ (Soviet Astronomy, 22, 125, 1978) говорится о возможных на ранних эпохах флуктуациях кривизны на масштабах больше тогдашнего горизонта (эф-
Рис. 147. Слева: отдел Я.Б.Зельдовича в ГАИШе, 1986 г., слева
Л.П.Грищук. Справа: Кип Торн и Л.П.Грищук, 2005 г.
9.4. Глобальная анизотропия — миф или реальность?
233
фект Грищука–Зельдовича). По мере расширения Вселенной эти флуктуации могут себя проявлять и под горизонтом. Однако, проверка этого феномена по распределению
большого числа квазаров с z = 3÷4.5 из каталога SDSS не
подтвердила наличия асимметрии в двух полусферах. Это,
по мнению автора работы [0907.0703], исключает присутствие крупномасштабной асимметрии и в данных CMB.
В то же время в работе (R.Massey, J.Rhodes, R.Ellis et al.,
Nature, 445, 286, 2007) по анализу эффектов слабого гравитационного линзирования большого числа фоновых галактик был
сделан вывод о крупной неоднородности темного вещества по
дороге. Размеры этой неоднородности оцениваются авторами в
1000 × 300 Мпк с вытянутостью в направлении l = 237◦ , b = 42◦ ,
что близко к направлению CMB-диполя. Остается неясным, почему такая крупномасштабная неоднородность не проявила себя
по наблюдениям CMB. Возможно, конечно, что она сформировалась в более позднюю эпоху, чем z = 1000, откуда приходят
кванты реликтового излучения.
Так как вопрос о максимальном масштабе неоднородности в
Метагалактике представляет исключительный интерес, то имеет
смысл коротко остановиться и на других результатах, которые
могут иметь отношение к проблеме крупномасштабной анизотропии.
В работе (T.M.Borchkhnadze, N.G.Kogoshnili, A&A, 53, 431,
1976) по 7500 близким и ярким S-галактикам из Абастуманского каталога было выявлено, что галактики с видимой разной закруткой ветвей (а, значит, и с разным направлением осей вращения) распределены неоднородно. Причем на площади ∼ 100 кв.
градусов отношение галактик с разной закруткой возрастало от
1.1 для S0/Sa до 1.4 для Sd/Sdm. К подобным же выводам приходят в работе [M.Sugai, M.Iye, MNRAS, 276, 327, 1995], в которой авторы объясняют этот феномен за счет воздействия косых
ударных волн, закручивающих газ в протогалактиках, возникающих при формировании скоплений или сверхскоплений галактик. Здесь стоит отметить. что гораздо раньше вопрос о возникновении момента вращения у галактик разбирался в работах
[J.Peebles, ApJ, 155, 393, 1969; А.Г.Дорошкевич, Астрофизика,
6, 581, 1970]. В них было показано, что галактики могут приобретать момент вращения в элементах крупномасштабных структур (типа Сверхскоплений) за счет приливных взаимодействий
(так называемая, ТТТ-теория: tidal, torque theory). Однако, для
коррелированности моментов в какой-либо структуре требуется
234
9. Линии поглощения в спектрах квазаров
наличие у этой структуры общего ненулевого момента.
В 1982 г. в Nature появилась работа [P.Burch, 298, 451, 1982], в
которой обсуждался вопрос о возможном вращении Метагалактики как целого. Автор рассматривал распределение по небесной сфере углов (Δ) между направлениями вытянутости протяженной радиоструктуры у радиогалактик типа FR II и РА
вектора поляризации в них. По данным о 132 РИ им была получена зависимость Δ(γ), где γ – угол отклонения положения
РИ от полюса дипольной анизотропии“ Мира с координатами
”
α = 13h 20m , δ = −40◦ (l = 320◦ , b = 20◦ ). Направление на по”
люс“ примерно совпадает с направлением на Сверхскопление,
получившее название Большой Аттрактор“ (GA) и располо” в 40 Мпк. Наша Локальная Группа гаженное от нас примерно
лактик движется в этом направлении (к созвездию Центавра) со
скоростью 455 км/с [0708.0864]. По мнению P.Burch, существование зависимости Δ = (30 ± 10)◦ cos γ может быть обусловлено
вращением МГ с угловой скоростью ∼ 10−13 рад/год вокруг оси,
направленной к Центавру. Хотя выводы этой работы оспаривались в ряде работ (например, M.F.Bietenholz, P.P.Kronberg, ApJ,
287, L1, 1984; J.D.Barrow et al., MNRAS, 213, 917, 1985), однако, другие авторы его подтверждают (например, D.G.Kendall,
G.A.Youncy, MNRAS, 207, 637, 1984). Это относится и к выводам
работ [0109.109, 0701.151], в которых автор анализирует распределение по небесной сфере круглых“ галактик, считая, что они
”
представляют из себя эллиптические
галактики с большой осью,
ориентированной по лучу зрения. Автор говорит об анизотропном характере распределения круглых“ галактик с направлением оси асимметрии в область” с координатами: l = (135 ± 3)◦ ,
b = −(35±20)◦ . На исключает автор и вращения МГ вокруг оси,
направленной в точку с l = 323◦ , b = 23◦ – это близко к тому,
что давалось в работе P.Burch.
В работах M.Longo [0703.325, 0703.693, 0707.3793, 0812.3473]
автор анализирует по выборке 16000 S-галактик (z < 0.1) из
каталога SDSS распределение их осей вращения. Он приходит
к выводу, что в этом распределении видна дипольная асимметрия, ось которой направлена в область с l = 32◦ , b = 69◦ , что
близко к оси вращения Галактики и не слишком далеко от оси
”
зла“. Приводим таблицу 17 из его работы (рис. 148). Для объяснения феномена коррелированности осей вращения S-галактик
автор прибегает к гипотезе существования крупномасштабного
метагалактического магнитного поля Bмг = 10−9 Гс.
Особой уверенности в правильности этих выводов нет, тем бо-
9.4. Глобальная анизотропия — миф или реальность?
Оси EG
Оси SG
WMAP-диполь
WMAP-квадруполь
WMAP-октуполь
l
b
угол с осью зла“
”
160
20
260
240
160
75
80
50
75
73
5
22
50
30
4
235
Таблица 17. Дипольная асимметрия осей вращеня галактик.
Рис. 148. Анизотропия в распределении осей вращения S-галактик.
лее, что в работе [0803.3247] по гораздо большей выборке из того
же каталога SDSS эффект не был подтвержден. Правда, в одной из работ M.Longo уже по совместной вытянутости больших
осей эллипсоидальных скоплений галактик с z < 0.2 из каталога SDSS говорится о существовании оси анизотропии, отстоящей
на < 10◦ от оси зла“.
”
В работе все того же M.Longo [1202.4433] по большой выборке
КЗО делается вывод, что в области с центром l = 300◦ , b = 60◦
квазары оказываются ярче на 0.25m во всех цветах. Этот феномен автор пытается объяснить присутствием очень массивной
(M = 1021 M , D = 350 Мпк) гравитационной линзы, что соответствует почти массе Нашей Вселенной. В неопубликованной
работе С.В.Репина и Б.В.Комберга по данным о 120000 КЗО из
SDSS этот эффект был подтвержден, однако, по мнентю авто-
236
9. Линии поглощения в спектрах квазаров
ров, он имеет чисто селекционную природу.
Интересные результаты получаются при анализе геодезических и астрометрических VLBI программ по изучению собственных движений сотен реперных компактных РИ, отождествленных с радиоквазарами (z ≤ 3). За 20 лет наблюдений (1979 –
2008) с точностью до нескольких угловых микросекунд в год
[0309.826] была выявлена дипольная компонента с амплитудой
∼ 20μas/год, которая не изменяет своей величины в зависимости от красных смещений РИ. Скорее всего эти компонента связана с движением барицентра Солнечной системы в направлении к созвездию Геркулеса (l = 57◦ , b = 23◦ ). Более важно то,
что анализ собственных движений 287 далеких (z > 1.7) квазаров выявил помимо дипольной и квадрупольную компоненту,
амплитуда которой растет с ростом z. Полюса этой компоненты располагаются вблизи плоскости Галактики (см. рис. 149).
По мнению автора [0309.826] существование квадрупольной составляющей может быть связано или с анизотропным расширением МГ (Местная группа), или с воздействием первичных
длинноволновых грав. волн, о которых говорится, к примеру, в
работах [0907.1169, 0604.458]. Заметим еще, что тангенциальные
скорости далеких квазаров некоторыми авторами (например,
С.В.Сепаровым, Гиперкосплексные числа в геометрии и оптике, 2(12), том 6, 144, 2009) трактуется как аргумент в пользу
космологической модели в рамках анизотропной геометродина”
мики“. В этой модели красное смещение
объектов могут быть
связаны не только с расширением Вселенной, но и с эффекта90
Declination (deg)
60
30
0
-30
-60
-90
25 uas/yr
0
5
10
15
20
Right Ascension (hour)
Рис. 149. Собственные движения КЗО за 20 лет.
9.4. Глобальная анизотропия — миф или реальность?
237
ми типа поперечного Допплера“, которые будут имитировать
”
наличие темной
энергии.
Требуют своего объяснения и результаты работ [D.Hutsemekers,
A&A, 332, 410, 1998; 0501.043; 0507.274], в которых авторы по
выборке 355 оптических квазаров (z = 1 ÷ 2), обладающих поляризацией ≥ 0.6% (p̄ = 1.84%), показали, что в областях с направлением на полюса Галактики, охватывающих ∼ 1000 Мпк,
вектора оптической поляризации показывают скоррелированные РА. Направление усредненного РА указывает на область
неба с координатами l = 284◦ , b = 48◦ , что близко к направлению
CMB-диполя. При этом авторы отмечают, что РА поворачивается с ростом z с угловой скоростью ∼ 30◦ /Гпк таким образом,
что в N-полусфере поворот происходит по часовой стрелке, а в
S – против часовой стрелки. В этих работах авторы пытались
получить подобный же результат и в радиодиапазоне, наблюдая
поляризацию на ν = 8.46 ГГц у 4300 РИ с плоскими спектрами
(все РИ имели Fполяр > 1 mJy). Однако, ответ был отрицательным даже для квазаров в тех приполярных областях, где был
получен эффект по оптической поляризации. По мнению авторов такой результат может быть связан с тем, что в радиодиапазоне сказывается влияние плазмы, когда за счет фарадеевского
вращения истинное направление РА может быть искажено.
На основании вышеизложенного можно сказать, что:
1. Проблема глобальной анизотропии и оценки максимального масштаба неоднородности в Метагалактике представляют исключительый интерес для космологии.
2. В настоящее время убедительных данных относительно
реально существующей глобальной анизотропии Метагалактики нет.
3. Для окончательных выводов требуется увеличение статистического материала и тщательный учет разного рода селекционных эффектов.
4. Имеет смысл проверить на эффект анизотропного распределения ориентацию вытянутости протяженных радиокомпонент внегалактических источников. И в первую очередь
это относится к гигантским радиоисточникам, компоненты которых уже вышли за пределы хозяйских систем (см.
рабоы В.Р.Амирханяна, [0912.5330], [0912.5335]).
238
10
10.1
10. Эффекты гравитационного линзирования в космологии
Эффекты гравитационного
линзирования в космологии
Немного теории
Яркие далекие квазары сослужили астрофизикам еще одну неоценимую услугу помимо просвечивания газовой составляющей
межгалактической среды. Ведь свет от них, проходя вблизи массивных объектов испытывает со стороны последних гравитационное воздействие, которое искривляет его траекторию и создает эффект, получивший название гравитационного линзирова”
ния“. Интересно, что этот эффект видели
и до обнаружения квазаров, но не придавали ему значения, считая дефектами фотопластинок.
История, связанная с гравитационными линзами, восходит к
И.Ньютону, который еще в 1704 г. говорил о такой возможности.
Через 100 лет после этого J.Soldner оценил, что угловое отклонение луча света на краю Солнца будет иметь φ = 0. 875. После
создания А.Эйнштейном ОТО стало ясно, что излучение тоже
весит и φ должно быть в 2 раза больше. Это и было подтверждено в 1919 г. во время солнечного затмения А.Эддингтоном
и другими астрономами, включая А.А.Михайлова – директора
Пулковской обсерватории. В 1920 г. Эйнштейн уже говорил о
возможном расщеплении звездных изображений при попадании
одной звезды на луч зрения другой, более близкой к наблюдателю. Советский астроном О.Хвольсон в 1924 г. и А.Эйнштейн
в 1936 г. говорили о кольцах вокруг звезд за счет гравлинзовых
эффектов, подчеркивая, что вероятность такого события очень
мала ∼ 10−7 . Однако, Ф.Цвикки в 1937 г. показал, что вероятность гравлинзирования далекой галактики на более близкой
может быть гораздо большей и составляет ∼ 4 · 10−2 . И в 1957 г.
в своей известной книге Морфологическая астрономия“ Цвик”
ки удивлялся, что этого эффекта
не наблюдается на пластинках
с 5-метрового Паломарского телескопа.
Мы не будем здесь особо вдаваться в математическую сторону эффекта гравитационных линз. (Подробнее об этой проблеме см. в книгах: П.В.Блиох и А.А.Минаков, Гравитационные
”
линзы“, Киев, Наукова думка, 1989; А.Ф.Захаров,
Гравитаци”
онные линзы и микролинзы“, М., Янус-К, 1997.) Приведем
только формулу, по которой можно оценить угловой размер кольца
10.1. Немного теории
239
Хвольсона–Эйнштейна для точечной гравлинзы с Mл :
lло
радиан,
lно lнл
где индексы означают: л – линза, о – объект, н – наблюдатель. Ширина кольца соответствует угловому размеру источника. Для примера, при lло = lнл , Mл = 109 M и lно = 200 Мпк
получим θ0 ≈ 0. 2. Если линза“ расположена на половине расстояния lно , то θ02 = 2Rg /l”но , а оптическая толща по линзам
θ02 = 2Rg
τ = ρгл R02 l,
где ρгл – пространственная плотность гравлинз, R0 = θ0 · lнл ,
l = lно /2. При этом усиление на угловом расстоянии θ0 от линзы
равно ∼ 1.3.
Рис. 150. Поясняющая схема для соотношений между разными величинами
в теории непрозрачных гравлинз.
240
10. Эффекты гравитационного линзирования в космологии
Если источник лежит не точно на луче зрения НЛ, а на угловом расстоянии α от центра линзы, то его изображение, которое
при α = 0 было кольцом, расщепляется на два банана“ разной
” располагаться
площади и яркости. Более яркий банан“ будет
”
от оси НЛ на угловом расстоянии
α 1
α2 + 4θ02 ,
θ1 = +
2
2
а менее яркий – на
α 1
θ2 = −
2
2
10.2
α2 + 4θ02
(рис. 150).
Обнаружение первой гравлинзы –
квазара Q0957+561 A,B
В 1979 г. появилась статья (P.Walsh et al., Nature, 279, 381, 1979)
английских астрономов, в которой сообщалось об обнаружении
двойного квазара Q0957+561 A и B с разносом компонент ∼ 5. 6,
с похожими zem ≈ 1.41 и почти одинаковыми спектрами, а такB
же близкими mA
r = 17.53 и mr = 17.62. Авторы пришли к выводу, что они имеют дело с гравлинзированным квазаром, изображение которого было расщеплено из-за попавшей на луч зрения галактикой-линзой (рис. 151). Действительно, на угловом
расстоянии ∼ 1 от компонента B была видна слабая галактика, с спектре которой наблюдался дублет линий поглощения на
Рис. 151. Изображение первой гравлинзы Q0957+561 A,B. Слева: в оптике,
справа: в радио (MERLIN).
10.2. Обнаружение первой гравлинзы – квазара Q0957+561 A,B
241
∼ 5380 Å. Если этими линиями являлись H и K Ca II (3933 Å,
3993 Å), то zabs.gal ≈ 0.39. Сильно асимметричное положение
предполагаемой галактики-линзы по отношению к компонентам
A и B плохо согласовывалось с их почти одинаковой яркостью.
Кроме того, как заметил Б.В.Комберг, если дублет линий в ее
спектре отождествить с поглощающей ступенькой 2200 Å от углеродной пыли, то тогда zabs.gal = 1.4 и можно было бы думать,
что туманное вытянутое пятно возле компонента B является выбросом от приливного взаимодействия со стороны компонента A.
И тогда обнаруженный двойной квазар мог бы быть не гравлинзовым изображением, а истинной парой квазаров, т.е. АГЯ
в тесной паре галактик (Астрофизика, 20, 351, 1984). По поводу природы Q0957+561 A,B у Б.В.Комберга произошел спор с
астрономом из САО (Специальная астрофизическая обсерватория) – Викторием Шварцманом (рис. 152), который отстаивал
идею гравлинзы. А у Комберга, который настаивал на истинной
двойственности объекта, были свои резоны. Дело в том, что примерно за полгода до этого спора Комберг написал письмо другому сотруднику САО – И.Д.Караченцеву с предложением искать на БТА двойные квазары, исходя их простых соображений
относительно большого количества наблюдаемых пар галактик,
которые как раз и исследовал Караченцев. А так как отношение
времен жизни квазара и массивной галактики равно примерно
Рис. 152. Викторий Фавлович Шварцман (1945 – 1987).
242
10. Эффекты гравитационного линзирования в космологии
10−3 , то отсюда следовало, что на каждые 103 пар галактик может наблюдаться один двойной квазар. Караченцев с этим доводом согласился, но ответил, что на телескопе D = 6 м (БТА)
такую поисковую задачу ставить не рационально. С другой стороны у В.Шварцмана были свои аргументы в пользу гравлинзовой природы Q0957+561 A,B. Эти аргументы основывались
на том, что все квазары в той или иной степени переменны и,
значит, переменными должны быть и его изображения. А так
как компоненты изображения внеосевого источника находятся
на разных угловых расстояниях от центра линзы, то лучи света проходят на разных прицельных расстояниях. С учетом этого
факта и времена распространения света от источника до наблюдателя должны быть разными. Приблизительно
2Rg
α1 70
ln
.
Δt = t1 − t2 =
c
α2
И действительно, как было показано много позже для этой па”
ры“квазаров задержка была найдена и она оказалась
71
∼ 425 дней. Так что этот спор выиграл Шварцман, только,
к большому сожалению, он об этом не узнал, т.к. 27 августа
1987 г. Викторий трагически ушел из жизни. Об этом замечательном и талантливом астрофизике в сборнике его памяти В
”
поисках единства“(издательство Космион“, 1995) есть воспоми”
ниния одного из авторов (Б.К.) под названием Отвергая любой
” стихотворение,
компромисс“. В этих воспоминаниях приведено
посвященное и подаренное Викторию, который активно интересовался вопросами топологии Вселенной, проводя наблюдения
по поиску ду́хов“, то есть изображений квазаров в противопо”
ложных направлениях
небесной сферы. Хочется привести это
стихотворение здесь.
Не может быть, не может быть одной Вселенной!
Не может быть – вселеных много!
Не может быть, чтоб образ сокровенный
70
Такую оценку давал аспирант Я.Б.Зельдовича, а теперь проживающий в Израиле и ставший раввином, В.И.Дашевский (см. Препринт ИПМ, No.35, 1969; Б.В.Комберг, Квазары и гравитационные
”
линзы“).
71
Для близких линз (z < 1) Δt ∼ GMл /c3 ∼ (Δθрад )M0−1 , для более
1 + zл Rg 2
(α − α22 ) (см. P.Saha et al., [0607.240]).
далеких (z > 1) Δt =
c
θ02 1
10.3. Истинные пары квазаров
243
В одном лишь экземпляре был у Бога.
Не верю, что уменья не хватило
Иль не хватило что Творцу фантазии.
Как в то не верю, что в единстве сила –
Нет, сила истиная лишь в многообразии.
Поэтому я верю: в Бесконечности
Других вселенных слышны кастальеты.
И рвутся к нам сквозь баррикады Вечности
Из белых дыр других Миров приветы.
Возвращаясь к гравлинзам, заметим. что если бы мы точно
знали параметры гравлинзы, т.е., в первую очередь, ее массу
Mл , то по величине задержки можно было бы оценивать величину постоянной Хаббла H0 . Например, в работе [0607.240]
по 10 гравлинзовым парам“ квазаров была получена оценка
”
H0 = 72+8
−11 км/(с·Мпк).
Когда были получены РСДБ карты Q0957+561, на которых
были видны выбросы из обеих компонент, то они оказались параллельными по направлениям и, что особенно важно, с некоторым холмиком“, развернутым у выбросов A и B в разные
” Это стало еще одним доказательством эффекта гравстороны.
линзирования.
10.3
Истинные пары квазаров
Однако, как это часто бывает в астрофизике, предположение о
существовании истинных пар квазаров также оказалось верным
для некоторых других пар“ квазаров. Такое предположение
”
уже не в устной форме спора,
а в статье было аргументировано
Б.В.Комбергом (Астрофизика, 30, 399, 1989). Им было показано, что для дюжины известных к тому времени пар“ КЗО имеется некоторая зависимость Δθ(z), которая была” похожа на космологическую зависимость стандартного размера“ от z 72 , если
”
Δl = 20 − 30 кпк. А по данным И.Д.Караченцева (Астрофизика,
72
К сожалению, в распоряжении астрономов нет надежного стандартного размера. Это относится как к галактикам и к системам,
так и к радиоисточникам с разными линейными масштабами. См. обсуждение этой проблемы в работах: L.I.Gurvits, ApJ, 425, 442, 1994;
L.I.Gurvits et al., A&A, 342, 378, 1999; J.C.Jacson, MNRAS, 390,
L1, 2008; I.N.Pashchenko, B.V.Komberg, [0907.5581]; И.Н.Пащенко,
В.М.Витрищяк, АЖ, 55, 293, 2011
244
10. Эффекты гравитационного линзирования в космологии
17, 249, 1981) в распределении проекционных расстояний между
компонентами для 423 пар близких галактик N (lпроекц. ) наблюдается максимум как раз в районе 20 − 30 кпк. То есть такое
совпадение может подтверждать выводы о существовании истинных пар квазаров. И первой обнаруженной такой парой был
двойной квазар PHL 1222 с z = 1.91 и Δθ = 3. 3 (Δl = 50 кпк)
со светящейся дугообразной перемычкой между компонентами
пары [G.Meylan, New Scientist, 10.02.1990], входящей в состав
скопления галактик.
Говоря об эффектах гравитационного линзирования, не перестает удивлять разнообразие его наблюдательного проявления, как на масштабах отдельных скоплений галактик (см. цв.
рис. 153), так и на масштабах отдельных галактик. В последнем
случае особо впечатляет пример, так называемого креста Эйн” – изобраштейна“(Q 2237+0305, рис. 154) [A&A, 420, 447, 2004]
жение состоит из четырех компонент, которые изменяют свою
яркость не одновременно. Все компоненты являются и радиоисточниками. Эта гравлинзовая система представляет из себя
переменный квазар с zq = 1.7, mB = 18, который расположен
всего в 0. 3 от ядра близкой (z = 0.04) дисковой галактики. Довольно быстрая переменность яркости отдельных изображений,
скорее всего связана не только с переменностью самого́ квазара,
а, в большей степени, с попаданием на луч зрения наблюдательквазар отдельных звезд, движущихся в диске галактики-линзы.
Эффекты, обусловленные линзированием объекта фона“ звез”
дами, попадающими на луч зрения, получил название
микролинзирования“. Коротко остановимся на этом эффекте.”
Рис. 154. Крест Эйнштейна. Оптическое изображение, слева: в синих лучах,
справа: в красных.
10.4. Микролинзирование на околозвездных массах
10.4
245
Микролинзирование на околозвездных
массах
Мы уже писали, что еще Эйнштейн оценил вероятность линзирования звезды нашей галактики другой звездой как очень малую ∼ 10−7 . Поэтому, казалось бы наблюдать эффекты микролинзирования на удастся. В литературе довольно подробно анализировались как теоретические, так и наблюдательные аспекты данной проблемы (например, ApJ, 284, 1, 1974; R.D.Brandford
et ak., Science, 245, 824, 1989; А.Ф.Захаров, Гравитационные
”
линзы и микролинзы“, М., Янус-К, 1997). Однако,
с развитием
вычистительной техники появились новые возможности, на которые обратил внимание известный польский астрофизик Богдан Пачинский, работающий в США. Им был предложен метод
и создана вычислительная программа для наблюдения эффекта
микролинзирования звезд в большом Магеллановом облаке (а
их там ∼ 1010 ) на объектах короны нашей Галактики. Дело в
том, что в конце 80-х годов остро стоял вопрос о природе темной материи в гало Галактики и была выдвинута гипотеза, что
в гало расположены какие-то невидимые объекты (их назвали
MACHO – massive compact halo objects), которые как раз и могут быть обнаружены по эффекту микролинзирования звезд в
БМО (см. B.Paczynski, ApJ, 304, 1, 1989). По оценкам Пачинского оптическая толща по MACHO могла достигать нескольких
единиц на 10−7 и для их обнаружения предлагалось наблюдать
за переменностью нескольких миллионов звезд в БМО в течение нескольких лет. Для реализации этой программы были задействованы небольшие телескопы и большие вычислительные
комплексы, позволяющие сравнивать яркости многих миллионов звезд в БМО в разные моменты времени и таким образом
выявлять вспыхивающие“ звезды. Наблюдения по программе
” проводили две независимые группы и они получили
Пачинского
подтверждения предсказаниям, следующим из гипотезы микролинзирования. Примерно за год наблюдений ∼ 2 · 106 звезд в
БМО была обнаружена одна симметричная по времени вспышка у звезды с mv ≈ 19.6, которая длилась ∼ 34d . Амплитуда вспышки была одинакова в фильтрах B и K и равнялись
Δm ∼ 2m (рис. 155). Более слабые вспышки (∼ 1m ) длительностью ∼ 27d и 30d были найдены у двух звезд с mv ≤ 20–22. Авторы этих работ (Nature, 365. 621, 1993; 365, 623, 1993) на основании продолжительности вспышек“ и средней скорости MACHO
”
в короне Галактики оценивают
MM ACHO = 0.03–0.5 M и их
246
10. Эффекты гравитационного линзирования в космологии
Рис. 155. Микролинзированная вспышка“ звезды в БМО при попада”
нии на луч зрения карликовой звезды из короны нашей Галактики. Изображение получено разными группами наблюдателей по проектам EROS и
MACHO.
mv = 24. По их мнению на роль MACHO годятся коричневые
”
карлики“, т.е. объекты с массами ниже предела загорания
в них
водорода ( холодные Юпитеры“ с M = 3 · 10−2 –10−7 M ). В ра”
боте Б.В.Комберга,
Д.А.Компанейца и В.Н.Лукаша (АЖ, 72,
457. 1995) было показано, что для объяснения наблюдательных
данных по микролинзированию в БМО гипотеза о коричневых
”
карликах“ не обязательна. Можно обойтись и маломассивными
звездами типа красных карликов с m > 0.08 M . В этом случае
масса короны Галактики будет, в основном, набираться за счет
звезд с m ≥ 0.08 M и T = 2300 К, т.е. с максимумом излучения в диапазоне К“ (2.2 мк). Так как распределение звезд
в короне является ”изотермическим до 50 кпк (расстояние до
БМО), то предположение о красных карликах не противоречит
ни наблюдаемому для edge-on“ близких S-галактик отношению
” о величине фона на 2.2 мк в направ(M/Lk ≤ 60), ни данным
лении, перпендикулярном к плоскости галактики.
Так что каких-то таинственных MACHO объектов для объяснения массы короны нашей Галактики как будто не требуется. Здесь следует заметить, что еще в 1975 г. Б.В.Комберг и
И.Д.Новиков (рис. 156) в работе под названием О природе ко”
рон спиральных галактик“ (ПАЖ, 1, 3, 1975) также
приходили
10.4. Микролинзирование на околозвездных массах
247
Рис. 156. Игорь Дмитриевич Новиков.
к выводу, что короны SG могут состоять из непрерывно распределенных звезд с M/L ∼ 150| , которые могут быть красными
карликами спектрального типа M5 и более поздние. Важным
следствием гипотезы о звездной природе короны нашей Галактики является то, что в окрестности Солнца плотность таких
звезд должна достигать ∼ 10−2 пк−3 (при M∗ = 0.2M ), что не
противоречит наблюдениям.
В последние годы эффект микролинзирования стал использоваться и для оценки плотности звезд в центральных областях
дисковых галактик, которые иногда попадают на луч зрения
далеких фоновых квазаров. Таким способом можно прощупы”
вать“ распределение плотности звезд по радиусу околоядерных
дисков в галактиках (см., например, N.Shakura, P.Abolmasov,
[1210.5087]).
Заканчивая с тематикой гравлинзирования, стоит еще отметить, что мы пока говорили, в основном, о сильных эффектах
линзирования, а на практике в наблюдениях чаще встречаются случаи слабого линзирования“, когда прицельный параметр
”
много больше
углового радиуса Эйштейна–Хвольсона. В этом
случае расщепление гравлинзовых изображений не будет наблю-
248
10. Эффекты гравитационного линзирования в космологии
даться, а будет лишь искажена форма линзируемых протяженных объектов, в том числе и галактик. Исследуя поля вокруг
массивных гравлинз с точки зрения искажения формы окружающих галактик, можно, решая обратную задачу, оценить массу
и форму гравитационной линзы, которую не обязательно реально наблюдать. Поэтому этот метод активно используется для
поиска протяженных областей темного вещества. Мы уже отмечали, что, в работе R.Massey et al. (Nature, 445, 786, 2007) с
помощью HST в области 1637 квадратных градусов измерялись
отклонения в форме 500000 далеких галактик с целью реконструкции распределения массы по дороге на основе эффектов
слабого гравлинзирования. И таким способом авторы находят
в распределении темного вещества некоторые неоднородности
очень больших (> 300 Мпк) размеров. (Хотя данные по наблюдаемым размерам неоднородностей в фоновом реликтовом радиоизлучении ставят этот вывод под сомнение.)
10.5
Возможное объяснение парадокса
”
Арпа – Бербиджа“
Когда мы обсуждали проблему линзирования далеких квазаров
на точечных“ гравитационных линзах по дороге, то мы приво” в качестве примеров наблюдаемые компактные пары или
дили
даже группы изображений квазаров с идентичными zem . Однако, наблюдаются случаи повышенной поверхностной плотности квазаров около некоторых близких галактик, когда zg zКЗО . Для объяснения этого парадокса“, заключающегося в
” к близким галактикам, Х.Арп
угловой близости далеких КЗО
и Дж.Бербидж выдвигали целый ряд нестандартных гипотез:
некосмологичность красных смещений и/или выброс КЗО из
ядер активных галактик (как предлагал в свое время В.А.Амбарцумян) (см., например, G.Burbidge, PASP, 113, 899, 2001).
Отдавая должное очень интересным результатам (например, близкая галактики NGC 4319, z = 0.006, а рядом с ней КЗО Mrk 205,
z = 0.07), которые получал прекрасный наблюдатель Халтон
Арп (см. цв. рис. 157), другие исследователи все же пытались
найти какое-то объяснение парадокса“ Арпа–Бербижда, не при”
бегая к экстравагантным гипотезам
первооткрывателей“.
” в которых вопрос об угВ последние годы появились работы,
ловой корреляции близких галактик с далекими квазарами рассматривался на гораздо большем и более однородном статистическом материале. Так, например, в работах Ю.В.Барышева и
10.5. Возможное объяснение парадокса Арпа – Бербиджа“
”
249
Ю.Л.Бухмастовой (АЖ, 74, 497, 1997; ПАЖ, 29, 253, 2003) на
основе кросс-корреляционного анализа, содержащих 11360 КЗО
(z = 0.1 − 3.0) и 77483 галактики (z < 0.25), была составлена
выборка, состоящая из 8380 пар квазар-галактика с проекционным разносом ≤ 150 кпк на zg . Построенное по этим парам
распределение N (zg /zКЗО ) имело двугорбый вид с максимумами
на zg /zКЗО ≈ 0 и 1. На основании модельных расчетов по искусственным каталогам, по статистике аналогичных наблюдаемым,
авторы объясняют неселекционный максимум на zg /zКЗО = 1 за
счет гравитационного линзирования на прозрачных линзах (типа шаровых скоплений), теория которых была развита в работе
Д.Г.Яковлева и др. (APSS, 91, 133, 1983). Правда, рассматриваемые авторами случаи zg /zКЗО = 1 могут объясняться просто
вхождением КЗО в группы или скопления галактик. А вот максимум при zg /zКЗО 1 требует отдельного рассмотрения.
Если рассматривать для объяснения этих случаев гравлинзирование далеких квазаров на скоплениях галактик, попадающих на луч зрения, то особое внимание надо обращать на
группы квазаров с разносом между компонентами > 5 . И примеры такие в литературе приводились (см. табл. 2 из работы
Б.В.Комберга, С.В.Пилипенко, АЖ, 85, 579, 2008).
Следует заметить, что обсуждение различных гипотез относительно возможной природы проекционных или реальных пар
галактика-квазар имеет смысл проводить лишь на достаточно
однородной и полной выборке, например, по каталогу SDSS (Sloan
Diginal Sky Survey [D.Shnider et al., ApJ, 126, 2579, 2003]). Для
исследования в работе (АЖ, 85, 579, 2008) бралась одна из областей (S2), в которой содержатся 32800 КЗО (zКЗО = 0.3–2.3;
mI < 19.1). Логика анализа данных в этой выборке сводилась к
следующему:
1. Методом минимального покрывающего дерева“(minimal
”
spanning tree, MST73 ) проводится поиск неоднородностей ( ку”
чек“) в распределении КЗО в пространстве. Кучкой“считается
”
◦
группа КЗО N > 25, Δl < 0.18 , что соответствует превышению
над средней плотностью в 1.7 раза на площадке < 1 квадратного
градуса.
2. Так как отобранные кучки“квазаров – протяженные (де”
сятки угловых минут), то гравлинзами
для могут служить лишь
протяженные и массивные системы типа скоплений или даже
сверхскоплений галактик, которые, к тому же, являются про73
Метод MST является обобщением методы ближайшего сосе”
да“для случая несферических (вытянутых) структур.
250
10. Эффекты гравитационного линзирования в космологии
зрачными гравлинзами. Последние обладают рядом особенностей (по сравнению с непрозрачными), в том числе у них существует понятие фокусного расстояния“ 74 (расстояние от наблю”
дателя до гравлинзы),
меньше которого гравитационное усиление будет слабым. Для случая центральной области богатого
скопления R ≈ 300 кпк, M ≈ 3 · 1014 M фокусное расстояние оказывается ∼ 2 · 103 Мпк, т.е. надо отбирать скопления с
z ≥ 0.3, попадающие на луч зрения нашей кучки“ КЗО. А так
как кучки“ имеют угловые размеры ∼ 10−2”радиан, то речь, по”
видимому,
должна идти о сверхскоплениях. Так как для нашего случая важны только скопления/сверхскопления, то приходится для отбора возможных кандидатов использовать каталог
рентгеновских скоплений, обнаруженных а полях, наблюдаемых
рентгеновским спутником ROSAT (см. каталог А.А.Вихлинина:
A.Vikhlinin et al., http://hea-www.harvard.edu/400d/(2007), R.A.
Burenin, A.Vikhlinin et al., [0610.739]). В табл. 3 работы Комберга и Пилипенко приводятся координаты богатых рентгеновских
скоплений, которые могли бы являться прозрачными далекими
(z > 0.3) гравитационными линзами для более далеких (фоновых) квазаров, входящих в состав 7 (из 18) отобранных ку”
чек“.75
Остается только добавить, что эффект гравитационного линзирования может носить комплексный характер, когда гравлинзами служат не только массы целого скопления, но и массы отдельных галактик в нем. Правда, вероятность попадания отдельных галактик на луч зрения не слишком велика (< 10−1 ),
что недостаточно для объяснения парадокса Арпа–Бербиджа.
Предположение о том, что линзами служат не сами галактики, а многочисленные шаровые скопления в них (до 104 шаровых скоплений на массивную галактику), тоже на спасает ситуацию. Поэтому приходится допускать для обеспечения достаточной оптической толщи“ по шаровым скоплениям, что они
” межгалактическое пространство, составляя десятки
заполняют
процентов от темной массы скоплений. В связи с таким нетривиальным предположением можно вспомнить, что известный ка74
См. П.В.Блиох, А.А.Минаков, Гравитационные линзы, Киев, 1989.
Небезынтересно, что Халтон Арп в ответ на посланную ему Комбергом и Пилипенко работу ответил: . . . ее выводы только подтвер”
ждают мою точку зрения, о том, что из ядер галактик могут выбрасываться не только просто квазары, но и объекты, которые со временем
превратятся в группы и даже скопления галактик“.
75
251
надский астроном Сидней Ван ден Берг на вопрос о том, какие объекты будут наблюдаться космическим телескопом им.
Хаббла на слабом конце оптической функции светимости (m ∼
30), ответил: Межгалактические шаровые скопления.“ Если это
предсказание” подтвердится, то шаровые скопления могут считаться первичными кирпичами“, из которых строятся короны
” И, возможно, вовсе не случайно, что начальная масгалактик.
са шаровых скоплений ∼ 106 M равна джинсовской массе на
эпоху рекомбинации (z ≈ 1000).
11
11.1
Космические гамма-всплески
(GRB), нейтронные звезды и
миллисекундные пульсары
Немного истории
Хотя существующие на сегодня представления о механизмах
и условиях, необходимых для появления мощных выбросов из
АГЯ, еще далеки от полноты картины, однако, становится все
более очевидным, что природа этого феномена имеет сходство
для объектов разных масс, а, значит, и энергетики. В литературе широко обсуждаются свойства активных систем разных масштабов (от звездных до галактических) и отмечаются некоторые
общие черты феномена активности (см., к примеру, I.M.Hardy,
Nature, 444, 730, 2008; I.F.Mirabel [0805.2378]; R.S.Nemmen et al.
[1212.3343], R.Ruffini, [1310.1836]). Причем эти сходства имеют
место не только для АГЯ и микроквазаров, но и для гаммавсплесков (GRB – Gamma Ray Burst) – наблюдаемых коротких (секунды или десятки секунд) вспышках жесткого рентгеновского и/или гамма излучения с E > 30 кэВ, приходящих в
диапазоне 300–500 кэВ с частотой примерно раз в сутки на современном уровне чувствительности. Прежде чем перейти к более подробному рассказу об их свойствах, хотелось бы привести
две важные зависимости, которые как раз и свидетельствуют
о некоторой непосредственной связи между явлениями разного
масштаба энерговыделения. Одна из них – это зависимость, о
которой мы уже упоминали в п. 8.5, рис. 141
log Lradio = 0.61 · log Lxr + 0, 78 · log
M•
+ 7.33
M
(1)
252
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
(A.Merloni et al., MNRAS, 345, 1037, 2013, а другая
кинет. эрг
− log Lизотр.
log Pjet
с
(2)
из уже упоминавшейся работы R.S.Nemmen et al. (см. цв. рис. 142).
История обнаружения гамма-всплесков не менее поучительна,
чем яростные споры об их природе, которая целиком зависит от
предположений о расстояниях до GRB и которое почти 30 лет
оставалось неизвестным.
Первый гамма-всплеск внеземного происхождения был зарегистрирован 9 июля 1973 г. (т.е. через 10 лет после открытия
квазаров) на американском спутнике Vela 4a“, который входил
в группировку спутников этой серии,” запущенной для контроля за ядерными взрывами в атмосфере Земли (R.W.Klebestael
ey al., ApJ, 182, L85, 1973). Этот всплеск в диапазона 0.2 –
1.5 МэВ длился всего несколько секунд. За год было открыто
еще несколько схожих GRB продолжительностью в 0.1 – 30 с
и потоками 10−5 ÷ 2 · 10−4 эрг/см2 в области 40 – 300 кэВ.
Краткую дальнейшую историю накопления данных о GRB мы
приводим из препринта ИКИ РАН No. 2075, 2003, выпущенного
А.В.Кузнецовым.
В 1976 г. на базе полученных наблюдательных данных были
установлены основные характеристики этого явления (Klebesadel
et al., 1976). Объединенный каталог, содержащий 111 гаммавсплесков, обнаруженных за время 1967 – 1979 гг. был опубликован в 1982 г. (Klebesadel et al., 1982). Эксперимент Конус“
”
был одним из первых специально разработанных для исследования гамма-всплесков, выполненный группой Мазеца Е.П. в
Ленинградском физико-техническом институте в 1978 – 1983 гг.
Результаты этого эксперимента позволили выпустить в 1981 г.
каталог гамма-всплесков (Мазец и др., 1981), содержащий около
сотни событий, и существенно улучшить представление о гаммавсплесках и их источниках. В частности было установлено существование отдельного класса коротких GRB, получивших название мягких повторных гамма-всплесков (soft gamma repeaters).
В 1977 – 1982 г. группой Эстулина И.В. в Институте космических исследований АН СССР и группой Ж.Ведрена (G.Vedrenne) и Институте изучения космических излучений (Center d’Etude
Spatiale des Rayonnements, г. Тулуза) проводился совместный
советско-французский эксперимент Снег-2М“. Основной зада” прихода гамма-всплесков
чей его было определение направления
с точностью порядка угловой минуты и отождествление источника гамма-всплесков с известными звездными объектами. Для
11.1. Немного истории
253
этой цели идентичные приборы устанавливались на трех космических аппаратах (КА), один околоземный типа Прогноз“ и
” Получедва межпланетных: Венера-11, 12“ и Венера-13, 14“.
”
”
ние точной и однозначной локализации достигается при измерении задержки прихода фронта гамма-излучения на 4-х и более
космических аппаратах, что требовало более широкого международного сотрудничества. В этой работе участвовали американские исследователи с экспериментами на спутниках Вела”
5“, Вела-6“, Гелиос-2“, Пионер-Венера“ (PVO) и др. Рекорд”
”
”
ная точность ±(5 × 20 ) была достигнута для гамма-всплеска,
произошедшего 5 марта 1979 года (0525.9-66.1). Это было связано с тем, что этот GRB был зафиксирован сразу на восьми
спутниках (Ж.Ведрен, В.М.Зенченко, В.Г.Курт, И.В.Эстулин,
А.В.Кузнецов и еще авторы из США, ApJ, 1980). Точные координаты GRB 5 марта 1979 года с учетом релятивистских поправок были получены в работе Г.С.Бисноватого-Когана, В.Г.Курта,
Г.А.Мерсова, И.Д.Новикова, Н.Г.Хавенсона, И.С.Эстулина (ApS
& S, 75, 219, 1981). В этих же работах удалось отождествить
упомянутый GRB с молодым остатком сверхновой N49 в БМО.
Оптическое отождествление позже было подтверждено на рентгеновской обсерватории Chandra и HST (оптический телескоп
им. Хаббла).
Впервые была организована международная сеть КА (космических аппаратов) для точной локализации гамма-всплесков,
получившая название межпланетная сеть (IPN), которая в настоящее время включает практически все действующие эксперименты по исследованию гамма-всплесков. Несмотря на локализацию около 10 событий с точностью порядка угловой минуты,
не удалось ни отождествить, ни выявить класс объектов – источников гамма-всплесков.
В СССР также предпринимались попытки отождествления
GRB, которые были обнаружены с нескольких спутников, что
позволяло оценивать их положение на небесной сфере с точностью до градусов. Эта работа велась под эгидой Астросовета и
было собрано совещание, на котором между обсерваториями было распределено время и координаты площадок для наблюдений
возможных оптических контрапартов“ GRB. От ГАИШа планированием занимались ”А.М.Черепащук и Г.Н.Бочкарев, а от
ИКИ – И.В.Эстулин и Б.В.Комберг. Было даже одна выездная
сессия“ по этому кругу проблем, которая прошла в Бюракан”ской обсерватории. Это программа продержалась“ около 2 лет
”
и сошла на нет, так как не было получено
никаких положительных результатов.
254
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
В связи с тем, что расстояние до GRB долгие годы оставалось
неизвестным, то, естественно, и разброс мнений об их природе был необычайно широк: от околосолнечной до внегалактической. А это, в свою очередь, приводило к разбросу в оценках
энерговыделения за всплеск: от 1037 эрг при R = 300 пк, до
1041 эрг при R = 30 кпк и до 1051 эрг при R = 3000 Mпк.
Перечислим некоторые гипотезы по поводу возможных источников космических γ-квантов. Например, еще в 1968 г. американский астрофизик Колгейт полагал, что жесткое излучение может возникать на фронте релятивистской ударной волны, возникающей при взрыве СН. И.С.Шкловский (ПАЖ, 2,
482, 1976) считал, что феномен γ-всплесков аналогичен по природе рентгеновским вспышкам, которые возникают в звездных
системах с черными дырами (типа Cyg X-1), расположенными в шаровых скоплениях или в их ядрах. После обнаружения (H.Gursky и W.Lewin, Nature, 267, 28, 1977) вспыхивающих
XR источников в шаровых скоплениях И.С. еще больше убедился в своей точке зрения (ПАЖ, 3, 440, 1977). Похожие взгляды на природу излучения в жестком диапазоне высказывали
также J.Silk, J.Arons (ApJ, 200, L131, 1975), которые полагали, что они представляют из себя аккрецирующие ЧД в ядрах
шаровых скоплений. Здесь стоит отметить, что интерес в отделе И.С.Ш. к проблеме природы всплесков в жестком диапазоне
длин волн был обусловлен еще и тем фактом, что сотрудник
отдела А.С.Мелиоранский как будто бы наблюдал XR-вспышки
от области центра Галактики. По этому поводу на международном рабочем совещании в Протвино, которое организовывал в
середине 70-х годов Я.Б.Зельдович и его сотрудники, развернулась горячая дискуссия между Мелиоранским и американцами.
К сожалению, в ходе этой дискуссии пришлось признать, что
наблюдаемые А.С. XR-вспышки обусловлены воздействием на
приборы со стороны заряженных частиц из радиационных поясов Земли. Иосиф Самойлович был этими выводами сильно
огорчен.
В 1991 г. была запущена американцами космическая гамма
обсерватория им. А.Комптона (GRO) с установленным на ней
всенаправленным монитором BATSE (Burst and Transient Search
Experiment), аппаратура которого включала 8 сцинтилляционных детекторов, способных регистрировать в диапазоне 30 – 500
кэВ потоки до F = 10−7 эрг/см2 . С такой чувствительностью
средний темп регистрации гамма-всплесков достигал ∼ 0.8/сутки. За 9 лет работы на орбите было зарегистрировано ∼ 2000 (!)
GRB длительностью от нескольких миллисекунд до 1000 с, ко-
11.1. Немного истории
255
торые были распределены по небесной сфере однородно и изотропно. Отсюда можно было сделать заключение, что GRB расположены или не дальше 100 пк от Солнца, или гораздо дальше – в короне Галактики (∼ 200 кпк), или даже вне Местной
группы или Местного скопления галактик. К сожалению, из-за
плохого углового разрешения (∼ градусы) прибора BATSE оптическое отождествление γ-всплесков при наблюдении только
с одного спутника оставалось невозможным. При наблюдениях одновременно с нескольких рентгеновских спутников ситуация с отождествлением GRB улучшается (см. схему в обзоре
К.А.Постнова, УФН, 169, 545, 1999), хотя и не настолько, чтобы можно было говорить о надежных оптических отождествлениях. Зато каталог GRB, полученный по результатам работы
прибора BATSE, позволил построить зависимость log N −log S“
”
(где N – число GRB с потоками > S), которая заметно
отлича−3/2
, которая характерна для одлась от зависимости N ∼ S
нородного распределения гамма-источников в эвклидовом пространстве. (Действительно, число источников в сфере радиуса R
пропорционально R3 , а средний поток от них ∼ R−2 .) Этот факт
мог свидетельствовать как о космологической природе GRB, так
и о их принадлежности к объектам гало нашей Галактики. Отметим, что одним из доводов в пользу космологической природы GRB может быть наблюдательная тенденция к некоторому
увеличению длительности гамма- всплесков по мере увеличения
их красного смещения. Согласно, например, работе [1309.5612]
T90 ≈ 10.5 · (1 + z)0.94±0.26 секунд, что, вероятнее всего, связано
в расширением Вселенной.
Для снятия неопределенности в оценках расстояний до GRB
настоятельно требовалось повысить угловое разрешение если не
в γ-диапазоне, то в более мягкой рентгеновской области, в которую со временем смещался максимум излучения гамма-всплесков.
Для решения этой задачи в апреле 1996 г. был запущен италоголландский спутник Beppo–SAX. Хотя чувствительность его
приборов в γ-диапазоне была в несколько раз хуже, чем у BATSE,
но зато на его борту кроме γ-детектора (40–700 кэВ) был установлен рентгеновский телескоп с угловым разрешением в несколько минут. Таким образом, если гамма-всплеск имел после” можсвечение“ (afterglow) в рентгене, то координаты источника
но было указать с точностью до угловой минуты в течение ∼ 8h
после начала вспышки. А после этого, в данный участок небесной сферы надо уже направлять оптичекий телескоп и делать
это как можно быстрее, пока вспышка не угасла. Именно это и
256
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
реализуется с помощью роботизированного автоматического телескопа ROTSE (Robotic Optical Transient Search Experiment).
А, возможно, что на этом месте уже после вспышки удается
увидеть и хозяйскую“ звездную систему, в состав которой вхо”
дил вспыхнувший
объект. Именно таким способом и были получены прямые доказательства космологической природы гаммавсплесков (подробно об этом см., например, в обзоре Постнова
в УФН, 1999 г.). И выяснились удивительные вещи – оказалось,
что на настоящий момент некоторые GRB являются одними из
самых далеких объектов Вселенной: GRB 080913 (08 – год, 09 –
месяц, 13 – число) имеет z = 6.7 [0812.2470], GRB 090423 –
z = 8.1 [0906.1578], GRB 090429B – z = 9.4 [1105.4915]. Интересно, что согласно [0906.1578] кривые блеска GRB на z от 0.8
до 6.3 мало различаются по своему виду, что свидетельствует об
единой природе самих объектов. Кроме того, они могут служить
мощными инструментами“ для космологии. Например, для по” L.Amati с коллегами (см., например, [0908.1339])
чти 100 GRB
построили зависимость между изотропной энергией γ-всплесков
(эрг) и энергией квантов (кэВ) в пике Ep ∼ Eγ0.7 (рис. 158), по ко-
Рис. 158. Зависимость Ep ∼ Eγ0.7 из работы [0908.1339].
11.1. Немного истории
257
торой грубо можно оценивать расстояние до GRB. По большей
выборке в работе [1306.2681] была построена еще одна зависимость для гамма-всплесков (рис. 159), по которой можно было
проверить насколько зависимость Амати соответствует ожидаемой зависимости: Lp = 1.2 · 1051 (1 + z)2 эрг/с.
Рис. 159. Сравнение теоретической зависимости Lp = f (z) (штрихпунктирная линия) с зависимостью, полученной по Амати (сплошная линия).
Однако, мы сильно забежали вперед по времени, когда уже
мало кто сомневается в космологической природе гамма-всплесков (хотя такие еще остались, особенно когда речь идет о самых коротких GRB с T90 < 1 с. Например, N.R.Tanvir et al.,
[0509.167]; G.Ghirlanda et al. [0511.795]). Но, если вернуться в середину 70-х годов, то можно проследить тернистый путь познания Истины“, состоящий, как обычно, из”проб и ошибок. Хотя и
в те времена ряд авторов высказывали точки зрения, близкие к
современным представлениям относительно природы GRB. Например в работе О.Ф.Прилуцкого и В.В.Усова (ApSS, 34, 387,
258
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
1975) рассматривалась возможность генерации гамма-всплесков
на конечной стадии эволюции сверхмассивных объектов с сильными магнитными полями в центрах галактик. Другими словами, рассматривался коллапс массивного магнитного ротатора. (Похожую задачу некоторые авторы рассматривали и для
объяснения энерговыделения квазаров). Вообще, недостатка в
гипотезах для объяснения локальной природы GRB не было.
И.В.Эстулин из отдела И.С.Ш. в ИКИ, занимающийся наблюдением GRB, по данным о 80 всплесках (к 1979 г.), из которых почти половина была локализована с точностью < 10◦ , а из
них 10 GRB с точностью лучше 1◦ , в одной из своих статей перечислял некоторые из этих гипотез: диффузные газо-пылевые
облака, облучаемые высокоэнергичными космическими лучами;
старые нейтронные звезды, входящие в состав тесных пар, которые после взрыва СН могут образовывать широкие пары“ и
” Важнаблюдаться в виде пар“ GRB-PSR или даже GRB-GRB.
”
ным доводом в пользу гипотезы о старых нейтронных звездах
был наблюдаемый факт, что в хвосте кривой блеска мощной
вспышки 5 марта 1979 г. были видны колебания с P ≈ 8 с, о чем
первой сообщила группа наблюдателей из ЛФТИ под руководством Е.П.Мазеца.
Правда, и до настоящего времени остаются сторонники галактической и даже околосолнечной природы гамма-всплесков (см.,
например, ПАЖ, 23, 383, 1997). В это же время И.Л.Розенталь и
И.В.Белоусова (ASpS, 249, 117, 1997) уже рассматривали GRB
как процесс слияния двух компактных звезд на космологических расстояниях. Известный английский теоретик сэр M.Rees
в 1996 г. говорил о возникновении релятивистского fireball при
слиянии двух нейтронных звезд или о столкновении нейтронной
звезды с массивным астероидом. А Бо́гдан Пачинский рассматривал коллапс белого карлика в нейтронную звезду при интенсивной аккреции или столкновение звезды с ЧД и говорил о
возможной связи феномена GRB с наблюдаемыми событиями
повторных рентгеновских вспышек (soft XR repeators).
В обзоре УФН 116, 743, 1996 Б.И.Лучков, И.Г.Митрофанов
и И.Л.Розенталь, посвященном ситуации с GRB, авторы разошлись во мнениях об их природе: первые два автора отстаивали
их гелиосферную принадлежность, а Митрофанов был за вариант их принадлежности к объектам короны нашей Галактики.
В работе Б.В.Комберга, В.Г.Курта и Я.Ю.Тихомировой (ASpS,
252, 465, 1997) часть GRB связывали с объектами в Орионовом
рукаве нашей Галактики. А в работе Б.В.Комберга и Д.А.Компанейца (АЖ, 74, 699, 1997) говорилось о возможной связи
11.1. Немного истории
259
GRB со старыми нейтронными звездами, плотность которых в
диске Галактики может достигать 10−3 /пк3 . Идея была в том,
что энергия звездотрясений“, которые проявляются в наблю” периодов (glitch) пульсаров может обеспечить
даемых сбоях“
”
наблюдаемые потоки от GRB при условии расстояний до них
< 100 пк. Такая идея была высказана в работе M.Ruderman
(ApJ, 382, 587, 1991), а интерес был к ней подогрет сообщениями о холодном ядерном синтезе“ (Fleischmann, Pons, 1989),
”
при котором
как будто наблюдались очень энергичные частицы и γ-кванты когда проводился излом кристаллических образцов. Б.В.Комберг и Д.А.Компанеец по этой проблеме пошли в 1995 г. советоваться к замечательному физику и человеку
Д.А.Киржницу (рис. 160) в ФИАН, а тот посоветовал обратиться к сотруднику ФИАНа В.А.Цареву, который объяснил, что
идея холодного синтеза“ ошибочна. На самом деле при обра” микроскопических трещин в образцах возникает, как в
зовании
конденсаторах, сильное электрическое поле, которое и ускоряет
заряженные частицы до высоких энергий и сопровождается излучением жестких квантов с энергией до МэВ. Так что идея о
возможности появления GRB от близких нейтронных звезд при
растрескивании их коры при звездотрясениях“ не является аб”
сурдной.
Рис. 160. Давид Абрамович Киржниц (1927 – 1998).
260
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
Но со временем точка зрения относительно локальности GRB
делалась все менее привлекательной и даже ее сторонники начали искать какие-то подтверждения в их пользу космологического происхождения. Например, в работе Б.В.Комберга, В.Г.Курта
и А.В.Кузнецова (АЖ, 76, 665, 1999) была предпринята попытка найти среди GRB из каталога BATSE кандидата в гравлинзированные объекты. Ведь если GRB находятся на космологических расстояниях, то γ-кванты по дороге могут встретить
массивную гравлинзу и испытать расщепление“. Поэтому ис”
кались пары GRB близкие по положению,
по профилям всплесков, по виду их спектров и с временными задержками в пределах
3 лет. Несколько таких кандидатов было найдено, что, во всяком
случае, не противоречило космологической парадигме. В работе
В.Г.Курта и О.С.Угольникова (Космические исследования, 38,
227, 2000)рассматрисается вопрос о возможном гравитационном
линзировании GRB на шаровых скоплениях в галактиках по дороге. В этом случае временно́е расщепление“ будет меньшим,
”
чем при линзировании на галактиках.
Несколько таких кандидатов было найдено.
11.2
Подтверждение космологической
природы GRB
Убедительное подтверждение космологической природы гаммавсплесков было получено, как и в случае с квазарами, только
после получения их оптических спектров со смещенными в красную сторону линиями в них. А это стало возможно лишь после
запуска в апреле 1996 г. итало-голландского спутника BeppoSAX. Данные с него давали возможность навестись в область
рентгеновского afterglow уже оптическим телескопом и получить спектр оптического транзиента“ (ОТ), хотя и не в мо”
мент гамма-вспышки.
(Интересно, что астрономы, изучающие
переменные звезды, и раньше замечали короткие оптические
вспышки, но не обращали на них внимания, считая их помехами“.) Чрезвычайно редко удается застать ОТ во время,”когда
еще не затух гамма-всплеск. Именно такая ситуация произошла
в январе 1999 года, когда гамма-всплеск GRB 990123 был зарегистрирован всеми приборами на обсерватории GRO и на BeppoSAX. Этот всплеск длился около 100 секунд и за это время его
спектр менялся от жесткого к более мягкому. И самым замечательным стало то, что удалось одновременно зарегистрировать
и γ-всплеск и оптический, который в максимуме блеска достигал
11.2. Подтверждение космологической природы GRB
261
9m . Это стало возможным благодаря системе мгновенного оповещения многих обсерваторий мира о срабатывании триггеров
BATSE. В этом случае как раз и сработала аппаратура ROTSE,
установленная в Лос-Аламосской лаборатории в США. В настоящее время во всем мире работает уже десяток таких небольших телескопов-автоматов (как правило это несколько оптических ПЗС камер с общим полем зрения в несколько градусов).76
Поток в оптике от этих GRB падал ∼ t−2 и через 2 недели
после всплеска ОТ ослаб уже до mv = 25m и стала видна по
наблюдениям с космического телескопа им. Хаббла слабая хо”
зяйская галактика“. Естественно, что был получен оптический
спектр ОТ примерно через 4 часа после GRB, когда источник
был еще 18m и в нем в диапазоне длин волн 3800 – 8000Å выявлены многочисленные узкие линии поглощения ионов металлов
с zabs ≈ 1.6 (!). При таком красном смещении (а сам объект может быть еще дальше) и изотропным энерговыделением в диапазоне 20–700 кэВ энергия, выделенная GRB 990123 составляет
∼ 3 · 1054 эрг (!) (при H0 = 60 км/(с·Мпк)), а максимальная
светимость во всплеске достигала 6 · 1053 эрг/с (!). Это позволило в САО РАН группой, возглавляемой Г.Н.Бескиным получить
спектр с рекордным разрешением для этого GRB уже через 10
часов после его обнаружения.
Точка же в споре о космологической природе GRB была окончательно поставлена, когда были получены спектры не оптических транзиентов, а, после их угасания, самих слабых хозяйских
галактик уже по линиям излучения. Как привило, zem > zabs –
тем самым еще раз подтвердив их космологическую природу.
(Как видим, ситуация опять-таки похожа на ту, которая была
при доказательстве космологичекой природы квазаров.) Исследование спектров и цветов хозяйских галактик GRB (см., например, V.V.Sokolov et al., A&A, 344, 43, 1999) позволили сделать вывод, что последние, как правило, относятся к маломассивным (< 1010 M ) голубым (т.е. молодым) галактикам с высоким удельным (на единицу массы) темпом звездообразования
(∼ несколько M /год), что накладывает ограничения на их обнаружение на высоких z (например, S.Courty et al., [0407.359]).
В то же время в таких галактиках повышена частота появ76
Несколько таких телескопов-роботов созданы в ГАИШе
(В.М.Липунов), в ИКИ (А.Позаненко) и в САО (Г.Н.Бескин).
См. об этом подробнее в работе Е.С.Горбовский, В.М.Липунов и др.,
АЖ, 90, 267, 2013.
262
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
Рис. 161. Зависимость темпа звездообразования от z. Желтая область – это
ограничение, полученное по данным SWIFTа для GRB (см. также рис. 90).
Рис. 162. Зависимость числа SWIFT LGRBs от z.
11.3. О природе энерговыделения GRB
263
ления СН, что, по-видимому, имеет отношение к появлению в
этих галактиках GRB. Все это позволяет считать такие галактики подходящими кандидатами для поиска в них остатков от
вспышек массивных СН и связанных с ними GRB и таким образом изучать эволюцию темпа звездообразования (SFR) от z,
используя данные и по GRB. Например, в работе C.Firmani et al.
[0401.580] приводится зависимость SFR (M /(год·Мпк3 ))= f (z)
для интервала по z от 0 до 6.5. А в недавней работе J.-J.Wei
et al., [1306.4415] на основе данных, полученных с космической
обсерватории SWIFT, делается даже вывод, что скорость эволюции в зависимости от z частоты появления GRB в диапазоне
z = 5–9 выше, чем скорость эволюции темпа звездообразования,
хотя при z < 5 она примерно одинаковы (рис. 161). В работе
[1307.5556] приводится вид зависимости dNGRB /dz = f (z) для
262 (SWIFT) длинных гамма всплесков (рис. 162) с известными
красными смещениями (из 709 LGRB, которые были обнаружены до середины 2013 года).
11.3
О природе энерговыделения GRB
Космологические расстояния до, во всяком случае, большинства
GRB77 остро поставили вопрос о природе их энерговыделения,
которое в предположении сферической симметрии оценивается
в 1053−54 эрг (!) в диапазоне сотен кэВ, что сравнимо с полным
энерговыделением от массивных СН. Вывод о связи феномена
GRB с феноменом СН, о чем одним из первых стал говорить
наблюдатель из САО В.В.Соколов, нашел свое подтверждение
в факте временно́го и пространственного совпадения вспышки
компактной“ СН 1988 (E ≈ 1048 эрг, SN Ic) с GRB 980425,
”
отождествленным с близкой галактикой (z = 0.0085) [L.Wang,
J.C.Wheeler, ApJ(Lett), 504, L87, 1998]. Кроме того, на кривых
блеска некоторых ОТ через несколько десятков дней после GRB
наблюдается bump“, который, возможно, связан с вкладом от
вспышки СН ”типа Ib/c, произошедшей одновременно с GRB.
Еще одним доводом в пользу связи феномена GRB со вспышками СН является обнаружение в спектрах некоторых afterglow“
”
GRB узких рентгеновских линий излучения, характерных
для
77
Появляются работы, в которых высказываются сомнения в космологической природе самых коротких GRB с T90 < 0.1 с, хотя для
некоторых из них получены спектры их хозяйских галактик, противоречащие их локальности“.
”
264
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
разлетающихся оболочек СН. По этим линиям была оценена скорость излучающего их вещества – она оказалась ∼ 0.1 · c (!).
Для преодоления энергетического кризиса“, возникающего
”
при связи GRB со вспышками
СН, была выдвинута гипотеза о
сильно коллимированном (в угле Δφ) релятивистском выбросе
при гамма-всплеске, который на ранней фазе своей эволюции
излучает и в γ-диапазоне. Это, в принципе, позволяет уменьшить светимость в (Δφ/π)2 раз, что при Δφ ∼ 10−2 рад (∼ 1◦ )
дает выигрыш в ∼ 105 раз. Правда, при этом надо во столько же
раз увеличивать частоту гамма-вспышек и говорить о том, что
мы реально наблюдаем лишь очень малую долю из них, у которых релятивистский выброс направлен под малым углом к лучу
зрения. Таким образом для согласования частот появления GRB
и СН надо считать, что или GRB связаны лишь с редким типом СН, или, что GRB представляют из себя узконаправленные
выбросы. По оценкам работ В.В.Соколова [0102.492, 0107.399]
получается: nCH ∼ 2 · 10−2 /год и nGRB ∼ 2 · 10−8 /год на галактику с L∗ при z ∼ 1. Отсюда получается, nGRB /nCH < 10−6 или,
что каждая СН связана с GRB при условии
Δφ ≈
nGRB
nCH
1/2
≈ 10−2 рад ≈ 1◦ .
Природа формирования γ-излучения в узком конусе углов активно дискутируется в литературе (см., например, С.С.Комиссаров, М.В.Барков, [0707.0264], [0861.4861], [0809.1402]). Многие
авторы связывают феномен GRB с анизотропным взрывом массивной СН (например, L.Wang, J.C.Wheeler, ApJ(Lett), 504, L87,
1998). Со временем такой выброс теряет энергию и изотропизуется при взаимодействии с межзвездной средой и, значит, такую позднюю стадию GRB возможно наблюдать в радиодиапазоне в виде двойной компактной структуры типа микроквазара“ (см., например, работу Felix Mirabel Black ”holes: from
stars to galaxiex“, [0612.188]). Кроме того как ”указывалось в работах Г.С.Бисноватого-Когана и А.Н.Тимохина (АЖ, 74, 483,
1997; ApSS, 235, 59, 1991), при взрыве“ мощностью 1052 эрг
в газовой среде галактики будут ”возникать ударные волны. По
оценкам авторов, γ-всплеск с такой энергией должен сопровождаться вспышками более длительными, чем сам GRB, в оптическом и УФ диапазонах. Численные расчеты такого послесве”
чения“ в галактиках были проведены в работе М.В.Баркова
и
Г.С.Бисноватого-Когана (Препринт ИКИ, no. 2091, 2003), где
11.3. О природе энерговыделения GRB
265
приводятся кривые блеска и спектры таких afterglow при разных плотностях межзвездной среды, мощностях GRB и степенях коллимации всплесков.
Небольшую анизотропию при взрыве СН получают в моделях
магниторотационного взрыва (см., например, Г.С.БисноватыйКоган, С.Г.Моисеенко, Н.В.Арделян, АЖ, 85, 1109, 2008), которая постепенно завоевывает признание. Однако, сильную анизотропию, которая необходима для согласования с наблюдательными потоками от космологических GRB при их связи со СН,
вряд ли можно обеспечить (см., например, G.S.Bisnovatyi-Kogan,
ApSS, 276, 259, 2001).
В литературе встречались и другие объяснения сильной направленности γ-излучения в GRB и их связи со вспышками СН.
Перечислим некоторые из них.
В работах M.Milgrom, V.V.Usov, ApJ(Lett), 531, L127, 2000 и
С.Н.Блинников, В.С.Имшенник, Д.К.Надежин, АЖ, 67, 1181,
1990, рассматривалась возможность воздействия GRB на белый карлик, входящий в состав тесной пары, что приводит к
взрыву белого карлика и может наблюдаться как СН. В работе
[9904.279] предполагается, что феномен GRB является продуктом взаимодействия ударной волны от СН типа Ib/c с компаньоном. В работе [0012.227] рассматривалась модель GRB типа мортиры“, когда вокруг нейтронной звезды образуется тол” диск из падающих назад продуктов взрыва СН. Рассматстый
ривался также сценарий, когда релятивистская струя от сильно
асимметричного взрыва СН взаимодействует с оболочкой, сброшенной еще на стадии предсверхновой“ [9911.135].
”
Так как сильно анизотропный
характер взрыва СН даже с
учетом накрутки“ магнитного поля, как это пропагандируется
” Г.С.Бисноватого-Когана с коллегами, кажется малов работах
вероятным, то Я.Н.Истомин и Б.В.Комберг (АЖ, 79, 1008, 2002)
предложили модель GRB, согласно которой феномен гаммавсплеска возникает при взаимодействии сильной ударной волны,
образующейся при взрыве массивной СН, с магнитосферой нейтронной звезды, входящей в состав тесной пары с предсверхновой.78 При этом может сформироваться узкий магнитосферный
хвост в котором в процессе пересоединения магнитных силовых линий происходит диссипация запасенной магнитной энер78
См. также работу Я.Н.Истомин, Ф.Л.Соловьев, АЖ, 86, 1, 2009, в
которой в рамках идеальной магнитной гидродинамики рассмотрена
эволюция токового слоя, формирующегося в результате взаимодействия ударной волны от взрыва СН со звездой-компаньоном.
266
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
гии, переходящей в энергию заряженных частиц, ускоренных до
релятивистских (γ = 104 ) скоростей (аналог магнитосферных
вспышек при взаимодействии солнечного ветра с магнитосферой Земли). Синхротронное излучение этих частиц в магнитном
поле хвоста“ (Bt ∼ 106 Гс), сосредоточенное в узком конусе уг”
лов (Δφ ∼ 1/γ ∼ 10−4 ), может восприниматься наблюдателем
как γ-всплеск, если луч зрения совпадает с направлением хво”
ста“.
Решения такой задачи в рамках 3D-магнитогидродинамики в
литературе, насколько нам известно, не встречалось. Но, основываясь на результатах работы (E.Morietta, A.Burrows, B.Fryxell,
ApJ (Suppl), 128, 615, 2000), в которой проводилось численное моделирование в рамках 2D-гидродинамики взаимодействия
ударной волны СН типа Ia с компаньоном, представляющим из
себя субгигант, красный гигант или звезду главной последовательности, можно полагать, что и в модели обжатия ударной
волной магнитосферы нейтронной звезды будет формироваться
узкий выброс по направлению распространения ударной волны. Мы уже отмечали, что для преодоления энергетической
” в ряде работ
катастрофы“ в проблеме космологических GRB
были высказаны предположения об очень сильной коллимации
γ-излучения от них.
В упоминавшейся работе Истомина и Комберга рассматривается иной механизм формирования узконаправленного пучка γизлучения во время GRB. В ней этот феномен связан со свойствами магнитосферной вспышки“, происходящей в узком маг”
нитосферном
хвосте нейтронной звезды или белого карлика, который возникает под действием ударной волны от изотропного
взрыва СН, входящей в состав пары с компактной замагниченной звездой.
В качестве примера рассматривается звездная пара с большой полуосью a ∼ 1013 см, состоящая из голубого сверхгиганта
(M∗ = 20M , R∗ = 50R ), который взрывается в виде ком”
пактной“ сверхновой типа Ib/c (SN 1987a) и нейтронной звезды
(B0 = 1012 Гс) или белого карлика (B0 = 109 Гс). При взрыве такой СН ударная волна отскока“, взаимодействуя с дипольным
”
магнитным полем компактного
компаньона, будет формировать
в направлении своего распространения узкий магнитосферный
хвост (L = 109 см, Bt = 106 Гс). В таком хвосте за время порядка
hsh /VA ∼ 1 с может быть выделена запасенная в нем магнитная
энергия ≈ 4·1036 эрг/с (для нейтронной звезды) и 4·1039 эрг/с
(для белого карлика). Причем B зависит следующим образом от
11.3. О природе энерговыделения GRB
267
1/2
3/2
3/2
◦ ,B
∗3/2 , h
−3/2 ).
параметров задачи: B = f (Ekin
0 , Bt , R
sh , α
6
Сильное электрическое поле E ≈ 3 · 10 В/см в хвосте может
ускорять электроны вплоть до E ≈ 5 ГэВ, что соответствует их
лоренц-фактору γ = 104 . Такие электроны могут терять энергию на синхротронное излучение с характерной энергией квантов ∼ 0.5 МэВ в узком конусе углов Δφ ∼ 10−4 (∼ 1 ). Таким
образом, с учетом доплеровского уярчения можно обеспечить
наблюдаемую у GRB энергетику GRB = Bγ 2 ≈ 4 · 1044 эрг/с
(нейтронная звезда) или 4 · 1044 эрг/с (белый карлик).
◦
и a, можно совместить расчетную
Варьируя величины Ekin
величину GRB с наблюдаемыми значениями энерговыделения
от космологических GRB (до 1050−53 эрг). Если короткие GRB
(T < 0.1 с) окажутся локальными, то для их объяснения в
рамках рассматриваемой модели достаточно предположить, что
компаньоном нейтронной звезды или белого карлика является
не ПСН, а вспыхивающий карлик (типа катаклизмической переменной). В этом случае феномен коротких GRBs может носить
рекуррентный характер.
В некоторых случаях магнитосферный хвост, формируемый
ударной волной при ее взаимодействии с замагниченным компаньоном, может быть разорван в результате глобального пересоединения (тирринг-неустойчивость) магнитных силовых линий
с локальным выделением магнитной энергии в области разрыва.
В результате внешняя часть хвоста приобретает заметную кинетическую энергию (Γ = 104 ) и отрывается в виде узкого замагниченного выброса, движущегося в релятивистской скоростью.
Со временем размер выброса будет увеличиваться с сохранением
магнитного потока в нем: d = d0 (B0 /B)1/2 , а плотность частиц
в нем и величина магнитного поля – уменьшаться. Так как оптическая толщина по томсоновскому рассеянию при параметрах
выброса (n0 = 1013 см−3 , l = 109 см) много меньше 1, то излучение релятивистских частиц будет свободно уходить за время
порядка 10 с для γ-квантов с энергией ∼ 0.3 МэВ, несколько
дней для квантов рентгеновского диапазона (сотни эВ), несколько месяцев для оптических квантов (эВ), а для квантов радиодиапазона излучение может растянуться на годы. Таким образом, расширяющийся релятивистский выброс может обеспечить
не только наблюдаемые свойства самого GRB, но и его послесвечение, длительность которого зависит от энергии наблюдаемых квантов. Оценка скорости угасания послесвечение приводит к зависимости ∼ t−1.33 , что близко к наблюдаемой. При этом
спектральный наклон излучения послесвечения со временем бу-
268
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
дет мало изменяться, так как I(ω ) ∼ ω 1.33 . У коротких GRB
энергии ударной волны, по-видимому, недостаточно для отрыва
магнитосферного хвоста. Поэтому у них феномен послесвечения
отсутствует.
Отметим еще, что в силу синхротронной природы (в рамках
нашей модели) излучения как самого GRB, так и послесвечения (в более мягких диапазонах, включая радио), не исключено появление небольшой круговой поляризации за счет выстраивания спинов излучающих электронов вдоль магнитного
поля в замагниченном релятивистском выбросе (см., например,
Д.А.Варшалович, Б.В.Комберг, АЖ, 48, 1085, 1971). Кроме того, нельзя исключить проявления эффекта superluminal“ при
”
наблюдении в радиодиапазоне с помощью РСДБ,
летящего почти вдоль луча зрения с релятивистскими скоростями расширяющегося выброса, как это имеет место в микроквазарах“ (см.,
”
например, I.F.Mirabel, L.F.Rodriguez, B.Cordier
et al., Nature,
358, 215, 1992). Только в нашем случае выброс будет односторонним и скорость его удаления придется отсчитывать от местоположения какого-то близкого по углу компактного радиоисточника.
11.4
Нейтронные звезды и миллисекундные
пульсары
Мы уже отмечали, что в первое десятилетие после обнаружения
гамма-всплесков часть астрофизиков считала их объектами нашей галактики. К их числу относится и один из авторов (Б.К.),
полагающий, что большинство GRB надо связывать с явлениями, происходящими на нейтронных звездах (подробная аргументация этой точки зрения была дана в статье Б.В.Комберга, помещенной в сборнике ИКИ АН СССР под редакцией И.В.Эстулина,
Изд. Наука, с.152, 1983). Нам представляется полезным привести здесь краткое изложение этой работы.
Если предполагать, что GRB связаны с НЗ, то возникает вопрос: почему они не отождествляются с радиопульсарами? Возможно, это связано с их разными эволюционными стадиями:
одиночная молодая (< 107 лет) НЗ с периодом вращения < 5 секунд – это радиопульсар, а более старые НЗ могут себя проявлять в качестве вспыхивающих источников в XR и γR диапазонах. Казалось бы в пользу такой точки зрения свидетельствовало обнаружение на хвосте“ очень яркой гамма-вспышки,
” 1979 г., периодических (P = 8 с) зазафиксированной 5 марта
11.4. Нейтронные звезды и миллисекундные пульсары
269
тухающих пульсаций (Е.П.Мазец и др., Nature, 282, 587, 1979).
При этом, правда, не следует забывать, что эволюция (а, значит, и возраст) НЗ сильно зависят от вероятности ее вхождения
в состав тесной звездной пары в прошлом. (При взрыве СН тесная пара может быть разорвана.) Поэтому, неудачные попытки
отождествления GRB с оптическими объектами могли напоминать ситуацию с трудностями отождествлением в оптике радиопульсаров, как с одиночными нейтронными звездами, так и в
составе пар. Но это еще не означает, что пульсары раньше не
входили в состав пар. Наоборот, быстрые собственные скорости пульсаров (> 100 км/с) и их большая средняя высота над
плоскостью Галактики (∼ 350 пк) свидетельствуют, что многие
одиночные пульсары в прошлом входили в состав звездных пар,
разрушенных при взрыве СН. Если через некоторое время и второй компонент пары станет СН, то могут наблюдаться дублет“
”
пульсаров, при условии, что их оси вращения не сильно
рассогласованы. В таком сценарии, связывающим GRB со старыми НЗ, можно было бы ожидать существование более широких
дублетов“ GRB-PSR или даже GRB-GRB.
” Сравнивая положение на небесной сфере 321 PSR и 36 локализованных с точностью в градусы GRB выяснилось, что для
объектов с |bII | > 20◦ имеется 4 пары“ GRB-GRB с угловым
” поверхностной плотности
разносом меньше 10◦ . При средней
3
отождествленных GRB ∼ 1/10 на квадратный градус вероятность случайного совпадения оказывается не больше 10−3 . Для
согласования с наблюдаемыми распределениями GRB и PSR по
величинам потоков и галактических широт приходится предполагать, что PSR наблюдаются при гораздо большем разбросе
расстояний, чем GRB, которые должны быть не дальше 1 кпк.
На примере этих рассуждений хорошо видно, как без достоверных сведений о расстояниях до GRB и основываясь лишь на
косвенных соображениях можно придти к неправильным выводам о природе астрономических объектов. Это и произошло в
данном случае, так как дальнейшие исследования убедительно
показали, что подавляющее большинство GRB относятся к внегалактическим объектам, хотя их природа не до конца ясна до
сих пор.
Отметим, что обсуждаемая выше ошибочная гипотеза о галактической природе GRB возникла у автора не на пустом месте,
так как еще до обнаружения GRB им совместно с Г.С.Бисноватым-Коганом подробно разбирался вопрос о причине отсутствия радиопульсаров в составе тесных двойных звездных систем (АЖ, 51, 372, 1974). В те уже далекие времена, всего че-
270
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
рез 7 лет после обнаружения в 1973 г. аспиранткой профессора Хьюиша из Маллардской радиообсерватории Джосалин Белл
первого радиопульсара CP 1919 с периодом 1.3 секунды, казался удивительным факт непринадлежности пульсаров к тесным
парам. Как такое могло быть, если до 80% звезд являются членами пар или триплетов? Многие авторы полагали, что загадка
одиночества пульсаров связана с развалом пар при взрыве СН,
в процессе которого компоненты разлетаются за счет эффекта
В.Блау (эффект пращи“). Другое объяснение факта одиноче”
ства PSR было предложено
аспирантом Я.Б.Зельдовича Викторием Шварцманом79 , который предположил, что радиоизлучение от PSR в тесной паре не наблюдается из-за сильного поглощения в веществе, аккрецирующем на НЗ со стороны компаньона (АЖ, 48, 438, 1971). В этой работе Шварцманом фактически была предсказана возможность существования рентгеновских пульсаров в составе тесных двойных систем, которые
были вскоре открыты на рентгеновском спутнике UHURU – это
были Cen X-3 и HER X-1 (см. работу Г.С.Бисноватый-Коган,
Б.В.Комберг, АЖ, 52, 457, 1975) в составе затменных двойных
с периодами вращения 4.84 и 1.24 секунд, соответственно. Однако, как было показано в упоминавшейся раньше работе 1974 г.,
после прекращения аккреции Prot НЗ не должен заметно отличаться от периодов вращения на рентгеновской стадии и, значит, такая НЗ должна снова стать радиопульсаром. Но этого не
наблюдается. Этому факту можно дать следующие объяснения:
1. В условиях интенсивной аккреции на нейтронную звезду ее магнитное поле может затухать. А так как интенсивность радиоизлучения от пульсара пропорциональна
B 2 Ω4 , то достаточно уменьшения магнитного поля в 100
раз, чтобы радиопульсар в паре стал практически ненаблюдаемым.
2. Если НЗ имеет массу близкую к критический (∼ 2M ),
то интенсивная аккреция может привести к коллапсу и
формированию черной дыры.
3. Если при взрыве СН теряется больше 1/2 суммарной массы системы, то такая пара может развалиться.
79
После окончания аспирантуры Шварцман продолжал успешно работать в САО АН СССР, где трагически погиб в 1987 г., когда ему
было всего 42 года (см. об этом замечательном ученом в книге В
”
поисках единства“, издание учебного центра Космион“, 1995).
”
11.4. Нейтронные звезды и миллисекундные пульсары
271
Анализ наблюдений изменения скорости вращения рентгеновского пульсара Her X-1 (HZ Her) привел к выводу, что его магнитное поле составляет всего ∼ 1010 Гс, то есть в сотни раз
меньше, чем у обычных радиопульсаров.
В работе 1974 г. была качественно рассмотрена эволюция тесной пары звезд с близкими массами и показано, что если первой
взорвется звезда с бо́льшей массой и произойдет развал пары,
то вскоре может произойти взрыв и второго компонента (т.к.
эволюция звезд с близкими массами происходит синхронно). В
результате может появиться пара пространственно близких радиопульсаров. Из списка радиопульсаров (на ноябрь 1972 г.) были отобраны 10 пар PSR с Δθ < 10◦ , которые могут быть кандидатами в выходцы“ из единых звездных пар. Предлагались
”
некоторые критерии
для проверки гипотезы о происхождении
этих пульсаров при развале пар звезд.
В связи с этой работой 1974 г. интересный эпизод вспоминает
Г.С.Бисноватый-Коган в своем обзоре в УФН (176, 59, 2006).
. . . Осенью 1974 г. примерно через полгода после выхода нашей
”статьи из печати, в Москву приехал проф. Д.Пайнс (рис. 163)
с сенсацией об открытии Р.Халсом и Дж.Тейлором первого радиопульсара PSR 1913+16 в двойной системе. Он рассказал об
этом на встрече с Я.Б. и частью нашей группы в Институте физпроблем, отметив, что этот второй по скорости вращения пульсар, по-видимому, очень молодой. Помню, что я тут же встал,
рассказал о нашей работе и сделал вывод, что вновь открытый
пульсар является старым и должен обладать аномально слабым
магнитным полем. Профессор Пайнс снисходительно выслушал
меня, а затем повторил, что, по мнению ведущих специалистов
США, пульсар молодой, потому что быстрый. На мои попытки
объяснить быстроту вращения подкруткой при аккреции он не
реагировал и разговор перешел на другие темы. К сожалению,
наша статья существовала тогда только на русском языке, поэтому дарить Пайнсу ее оттиск не имело смысла. После возвращения в США Д.Пайнс и К.Херринг написали заметку в Physics
Today о своих встречах с советскими учеными, где, в частности,
приведена и фотография на память об одной из этих встреч.
Мы с Борисом Комбергом решили доказать слабость магнитного поля двойного пульсара с помощью статистического исследования имеющихся данных по пульсарам, основываясь на аномально малой для столь быстрого вращения радиосветимости
двойного пульсара. Из сравнения с пульсаром 1913+16 мы оценили магнитного поля двойного пульсара в 3 · 1010 Гс, что вскоре хорошо подтвердилось измерениями (J.H.Taylor et al., ApJL,
272
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
Рис. 163. Вверху: Г.С.Бисноватый-Коган, И.Д.Новиков, В.Л.Гинзбург,
Я.Б.Зельдович и профессор Д.Пайнс. Внизу: Г.С.Бисноватый-Коган и
Я.Б.Зельдович.
11.4. Нейтронные звезды и миллисекундные пульсары
273
206, L53, 1976). Наши выводы мы успели опубликовать только
в виде препринта. Прежде чем мы послали статью в печать, появились результаты измерения замедления двойного пульсара
и оценка его магнитного поля. Поэтому мы послали в журнал
переработанный вариант Препринта, где все выводы были сделаны в утвердительном, а не в сослагательном, как в Препринте, наклонении (Г.С.Бисноватый-Коган, Б.В.Комберг, ПАЖ, 2,
338, 1976). Все же предсказание того, что двойной пульсар является старым, прошедшим стадию рентгеновского источника и
имеет аномально слабое магнитное поле, было опубликовано до
измерения замедления его вращения в моей заметке в Природе“
”
вместе с информацией о его открытии (Г.С.Бисноватый-Коган,
Природа, 3, 100, 1975).
Хотя все идеи были опубликованы в 1974 – 1976 гг., только
в начале 80-х годов, после открытия миллисекундных пульсаров, эти представления стали общепринятыми. Мало кто стал
сомневаться в существовании подкрученных пульсаров. Идея о
затухании магнитного поля звезды при аккреции также стала
общепризнанной (E.P.J. van der Heuvrl, Science, 303, 1143, 2004)
после открытия системы из двух пульсаров, в которой подкрученный быстрый пульсар имеет магнитное поле, более чем на
два порядка меньшее, чем более молодой медленный пульсар
(A.G.Lyne et al., Science, 303, 1153, 2004). Первый пульсар в
двойной системе оказался уникальной физической лабораторией, работа“ в которой позволила Дж.Тейлору и его сотрудникам”выполнить рекордные по точности исследования по обоснованию общей теории относительности. Нобелевская премия присуждена Дж.Тейлору и Р.Халсу, которые открыли этот пульсар
наблюдательно.“
В обзоре Г.С.Б.-К. в УФН уже коротко рассказывалось об истории с объяснением природы PSR 1913+16, входящего в состав тесной двойной системы. Об этой важной проблеме стоит
сказать более подробно, так как ее решению была посвящена
работа Г.С.Б.-К. и Б.В.Комберга, опубликованная в виде препринта ИКИ, No.269, 1976 Магнитные поля пульсаров и эволюционная схема образования” радиопульсара в двойной системе“.
В этой работе было сделано предположение, что открытый в
1975 г. (R.A.Huls, J.H.Taylor, ApJ, 195, L51, 1975) PSR 1913+16
(Prot ≈ 0.059 с), несмотря на свое очень быстрое вращение (второй по малости Prot после пульсара в Крабе), не является молодым (как считали большинство исследователей). Он может быть
старым, раскрученным за счет аккреции вещества с компаньона,
и при этом к тому же иметь слабое магнитное поле, заглушен”
274
11. Космические гамма-всплески (GRB), нейтронные звезды...
ное“ падающим на нейтронную звезду веществом. Для проверки
такой гипотезы во время написания Препринта не было достаточных наблюдательных сведений про этот пульсар. Но через
год в работе J.H.Taylor et al. (ApJ, 206, L53, 1976) была измерена величина Ṗrot для PSR 1913+16, которая оказалась аномально малой: (8.8 ± 0.3) · 10−18 . После этого стало возможным
оценить величину магнитного поля на поверхности нейтронной
звезды:
1/2
3Ic3 Prot Ṗrot
≈ 2.3 · 1010 Гс,
Bs =
6
8π 2 RN
S
здесь I – момент инерции нейтронной звезды (Ė = −IΩΩ̇ ≈
2 · 1033 эрг/с). Таким образом, выводы, сделанные авторами
в Препринте 1976 г. о слабости магнитного поля и старости
PSR 1913+16 (τ = 1/2 · P/Ṗ ≈ 108 лет) подтверждались. Поэтому в работе Г.С.Б.-К. и Б.В.Комберга (ПАЖ, 7, 338, 1976) уже
на основании наблюдательных данных относительно PSR 1913+16
была предложена некоторая возможная эволюционная схема его
образования. Суть этой схемы состояла в том, что двойной радиопульсар типа PSR 1913+16 проходил стадию рентгеновского
пульсара (это привело к ускорению вращения и уменьшению
магнитного поля на поверхности нейтронной звезды), которая
после взрыва компаньона и прекращения аккреции сменилась
стадией радиопульсара. В рамках такой эволюционной схемы
предсказывалось слабое Bs , что и подтвердилось.
Возможным указанием на большой возраст PSR 1913+16 является отсутствие вокруг него остатка СН, которая всегда есть
около молодых пульсаров. Большой эксцентриситет системы,
по-видимому, должен свидетельствовать, что при взрыве компаньона произошла быстрая потеря спутником части массы в
нестационарном процессе. Скорее всего, это было возможным
при образовании нейтронной звезды или черной дыры. По-видимому, второе предпочтительнее, так как не наблюдается второго
пульсара рядом с PSR 1913+16. (Конечно, возможно, что у двух
нейтронных звезд не совпадают диаграммы направленности излучения, но в тесной двойной системе из-за сильных эффектов
приливного трения направления осей вращения должны выравниваться.)
В заключение авторы отмечают, что заэкранированные при
интенсивной аккреции магнитные поля могут просачиваться“
” приводить к
наружу после прекращения аккреции. Это может
11.4. Нейтронные звезды и миллисекундные пульсары
275
тому, что скорость потери вращательной энергии Ė со временем
станет возрастать, а не уменьшаться, как это было бы при Bs =
const.
Таким образом, теоретически было предсказано, что в тесных двойных системах с неизбежностью должны формироваться сначала двойные рентгеновские пульсары, а затем и двойные подкрученные“(recycled) слабые радиопульсары со слабы”
ми магнитными
полями. В обзоре Г.С.Б.-К. в УФН (2006) отмечалось, что что число таких пульсаров достигает нескольких
процентов от числа нормальных. Периоды recicles PSR с массивными компаньонами обычно не меньше 20 мс, т.е. в 10 раз больше, чем для случаев с маломассивными компаньонами. Много подкрученных пульсаров обнаружено в шаровых скоплениях,
где высока вероятность появления тесных пар звезд. Большинство таких пульсаров входит в пары с маломассивными компаньонами (белые карлики) или одиночные (т.е. их хозяйские
пары распались) и лишь 5% имеют компаньонам нейтронную
звезду – это релятивистские recicles PSR. Последние избегают
быть в шаровых скоплениях, т.к. они являются продуктом эволюции тесной пары массивных звезд. Такие msec PSR служат
естественной лабораторией для исследования эффектов ОТО.
Это относится и к первому открытому пульсару Халса–Тейлора
PSR 1913+16, орбитальный период которого равен 7.8 часа и
функция масс
fA (M ) =
MB3 sin3 i
= 0.13M .
(MA + MB )2
По наблюдениям этого пульсара был сделан вывод, что все параметры согласуются с ОТО с точностью лучше 0.4% (!). Еще
более уникальные возможности для проверки эффектов ОТО
представляет двойная система J 0737-3039A, состоящая из двух
пульсаров (M.Burgay et al., Nature, 426, 531, 2003): Pвр.1 = 23 мс,
Pвр.2 = 2.8 с, Pорб = 2.4 часа (см. об этом подробнее в обзоре
Г.С.Б.-К.).
Начиная этот раздел, посвященный, в основном, нейтронным
звездам и пульсарам, мы уже не раз посыпали голову пеплом“
” о связи гамма-всплесков
по поводу не оправдавшейся гипотезы
с нейтронными звездами в нашей Галактике. Однако, и после
установления космологической природы GRB нейтронные звезды не были забыты“. Дело в том, что в ряде работ именно
”
слияние нейтронных
звезд рассматривалось в качестве процесса производства очень энергичных гамма-всплесков (например,
276
12. Заключение и послесловие
V.M.Lipunov, ApSS, 252, 401, 1997; ApJ, 454, 593, 1995). Однако, численные исследования слияний нейтронных звезд (например, M.Ruffert, J.H-th, A&A, 344, 573, 1999) показали, что выход
энергии при аннигиляции ν ν̃ оказывается недостаточным для
объяснения самых мощных GRB на космологических расстояниях даже в предположении сильной направленности их излучения. Не исключено, что со слиянием нейтронных звезд могут
быть связаны менее энергичные GRB с длительностью всплеска < 1 с. Что касается более энергичных длинных всплесков, то
природа их до сих пор остается не до конца понятной, о чем мы
уже говорили раньше.
12
Заключение и послесловие
Итак, в этом нашем учебном Пособии и частичных научных воспоминаниях мы старались по возможности кратко рассказать о
наших подходах к решению некоторых астрофизических задач,
которые появлялись на нашем рабочем столе“. Мы надеемся,
”
что такой экскурс в прошлое будет
полезен не только самим
авторам, но и более молодым астрофизикам, на рабочих сто”
лах“ которых кроме новых тем остается еще немало
и старых
не до конца решенных задач. Нам же остается только сделать
несколько заключительных пояснений.
1. В своей работе мы освещали, в основном, темы и задачи, которыми сами занимались, и поэтому многие важные аспекты современной астрофизики нами не затрагивались. Это,
в первую очередь, относится к проблемам космологии, которая
за последние десятилетия превратилась из чисто теоретической
в наблюдательную науку. Последнее, правда, не облегчило ее
понимания и объяснения, так как природа темной материи и
темной энергии остаются неизвестными. Да, и наша Вселенная
(Universe), возможно, на самом деле является лишь малой частью Multiverse. И высказывается даже точка зрения, что наш
Мир можно рассматривать как голограмму, так как все, что находится внутри некоторой области пространства можно описывать битами информации на границе этой области. И как полагают некоторые космологи, исследовать структуру такого многосвязного Мира можно только прибегая к помощи особых свойств
черных дыр или кротовых нор. Всех, кого интересуют эти проблемы, мы отсылаем к книгам российских авторов:
277
• Я.Б.Зельдович, И.Д.Новиков Строение и эволючия Все”
ленной“, М., Наука, 1975.
• И.Д.Новиков Эволюция Вселенной“, М., Наука, 1983.
”
• П.Д.Насельский, Д.И.Новиков, И.Д.Новиков Реликтовое
”
излучение Вселеной“, М., Наука, 2003.
• А.Громов, А.Малиновскмй Вселенная: вопросов больше,
”
чем ответов“, М., Эксмо, 2009.
• В.Н.Лукаш, Е.В.Михеева Физическая космология“, М.,
”
Физматлит, 2010.
• Г.С.Бисноватый-Коган Релятивистская астрофизика и физическая космология“, ”М., Красанд, 2011.
• Книга Галактики“ из серии Астрономия и астрофизи”
ка“под ”ред. В.Г.Сурдина, М., Физматлит,
2013.
• Переводная книга Д.Сасскинда Битва при черной дыре“,
изд. фонда Династия“, 2013. ”
”
2. Мы не скрываем, что одной из целей написания данного Пособия, которое частично вобрало в себя материалы лекций для
студентов старших курсов астрономического отделения МГУ,
читаемых одним из авторов (Б.К.) на протяжении последних
десяти лет, явилось желание провести инвентаризацию“ наших
”
научных подходов к решению разнообразных
астрофизических
задач. Не все из этих подходов могут оказаться адекватными,
а некоторые, возможно, и просто ошибочными. Однако, как это
часто бывает в науке (да и в жизни тоже) заранее неизвестно,
какая дорога ведет к храму“.
3. Подводя ”итоги изложенному в нашем Пособии рассказу о
проблемах и задачах, в решении которых нами были получены
какие-то новые результаты, нам представляется небесполезным
еще раз обратить на них внимание читателей. Это тем более имеет смысл в связи с тем, что на фоне многочисленной цитируемой
нами литературы других авторов наши собственные взгляды на
те или иные проблемы, которые вставали перед астрофизиками
за последние десятилетия, могут затеряться. Поэтому мы приводим ссылки на работы, в которых, как нам кажется, заключены
основные наши достижения“, придерживаясь не хронологии, а
”
278
12. Заключение и послесловие
порядку их изложения в соответствии с Оглавлением, сохраняя
ту же нумерацию.
3.3 Наблюдательные проявления общей теории относительности в аккреционных дисках вокруг черных дыр по моделированию формы линии Fe Kα .
А.Ф.Захаров, С.В.Репин, АЖ, 76, 803, 1999; Astronomy
Reports, 43, 705, 1999.
А.Ф.Захаров, С.В.Репин, АЖ, 79, 400, 2002.
A.F.Zakharov, S.V.Repin, A&A, 406, 7, 2003.
A.F.Zakharov, N.S.Kardashev, V.N.Lukash, S.V.Repin,
MNRAS, 342, 1325, 2003; [0212.008].
S.V.Repin, V.N.Lukash, V.N.Strokov, Astronomy Reports,
52, 1, 2008.
3.4 Свойства дисковых галактик NL Sy I с псевдобалджами
и маломассивными (M < 107 M ) черными дырами с быстрым
вращением.
Б.В.Комберг, А.А.Ермаш, АЖ, 90, 443, 2012; Астрофизика, 000, 0000, 2013.
4.2 Радиогалактики с односторонними VLA-выбросами в модели перекидного рубильника“ (flip-flop).
”
Б.В.Комберг, В.И.Журавлев, АЖ, 76, 163, 1999.
Зависимость радиоповерхностная яркость – размер“ для остат”
ков SN и протяженных
компонент радиогалактик.
Б.В.Комберг, М.И.Смирнов, Астрофизика, 30, 406,
1989.
Гигантские“ РГ – старые долгоживущие квазары?
”
Б.В.Комберг, И.Н.Пащенко, АЖ, 86, 1, 2009.
N-галактики как метагалактическая популяция
Б.В.Комберг, Л.М.Озерной, ApSS, 7, 31, 1970.
4.5 Возможное объяснение феномена superluminal“ в радио”
источниках
279
Б.В.Комберг, АЖ, 63, 874, 1986.
5.2 Обнаружение больших групп квазаров (nq > 10 и l >
50 Мпк) как доказательство существования далеких сверхскоплений галактик.
Б.В.Комберг, А.В.Кравцов, В.Н.Лукаш, MNRAS, 269,
277, 1994; 282, 713, 1996.
5.3 Влияние сильных линий в спектрах КЗО на наблюдаемую
неоднородность их распределения по z.
Б.В.Комберг, Е.А.Карицкая, АЖ, 47, 43, 1970.
Отсутствие периодичности в распределении квазаров по красным смещениям.
С.В.Репин, Б.В.Комберг, В.Н.Лукаш, АЖ, 89, 778,
2012.
5.4 Поиск кандидатов в далекие РГ по признаку крутых радиоспектров (αr > 1).
Б.В.Комберг, АЖ, 66, 710, 1989.
5.5 Возможная двойственность квазаров с раздвоенными линиями в спектрах.
Б.В.Комберг, АЖ, 44, 906, 1967.
5.6 Объекты типа BL Lac как неустойчивая переходная стадия
между радиогромкими и радиотихими (и наоборот) состояниями КЗО.
Б.В.Комберг. Лекция Разные типы АГЯ как разные
”
состояния массивных аккрецирующих
ЧД“, сайт РУНЦ
АКЦ ФИАН, 2003;
IAU Symp. No.238, 393, 2007.
r
и MЦО
для вириализованных
6.2 Зависимость между Lкорона
XR
систем разных масштабов.
Б.В.Комберг, АЖ, 83, 489, 2006.
Б.В.Комберг, С.В.Пилипенко, АЖ, 89, 899, 2012.
280
12. Заключение и послесловие
Эффект Зельдовича–Сюняева на горячем газа корон EG.
Б.В.Комберг, Д.И.Нагирнер, И.В.Журавлева, АЖ,
85, 786, 2008.
6.3 Квантованность“ массивных вириализованных систем на
”
масштабах
от Mi = 106 до 1018 M с шагом Mi+1 /Mi = 103 ;
Большие числа“ в микромире и космологии.
”
А.Ю.Андреев, Б.В.Комберг, АЖ, 77, 1, 2000.
7.2 АГЯ как массивный соосный пульсар.
Я.Н.Истомин, Б.В.Комберг, АЖ, 78, 871, 2001.
7.3 Образование и устойчивость радиовыброса из М87.
Г.С.Бисноватый-Коган, Б.В.Комберг, А.М.Фридман,
АЖ, 46, 465, 1969.
Возможный метод оценки расстояний до внегалактических выбросов с помощью РСДЮ.
Б.В.Комберг, АЖ, 81, 771, 2004.
7.4, 7.5, 7.6 Галактики типа NL Sy I – поздние спирали с псевдобалджем и маломассивной (< 107 M ) как молодые АГЯ III.
А.А.Ермаш, АЖ, 90, 355, 2013; [1302.2955], [1304.7144].
Б.В.Комберг, А.А.Ермаш, АЖ, 90, 443, 2013.
Б.В.Комберг, А.А.Ермаш, Астрофизика, 56, 625, 2013.
8.1 Разные поколения квазаров как ядер формирующихся галактик.
Б.В.Комберг, Астрофизика, 20, 73, 1984.
Б.В.Комберг, Р.А.Сюняев, АЖ, 48, 235, 1971.
8.2 Недостаточность простой Унифицированной схемы“ – важ”
ная роль эволюционных эффектов.
Б.В.Комберг, АЖ, 67, 673, 1990; АЖ, 73, 3, 1995.
В.В.Бурдюжа, Б.В.Комберг, ApSS, 171, 129, 1990.
281
8.3-6 См. 5.6
9.1 Квазары с zabs > zem : способ оценки массы хозяйского
скопления галактик, из которого газ падает на КЗО.
Б.В.Комберг, Е.А.Карицкая, АЖ, 47, 817, 1970.
Б.В.Комберг, А.А.Рузмайкин, Д.Д.Соколов, ПАЖ,
5, 73, 1979.
9.2 Возможная роль dw.gal. и шаровых скоплений.
Б.В.Комберг, Астрофизика, 24, 321, 1986.
9.3 Разнесенные пары КЗО – члены далеких групп или скоплений галактик и население космологических пустот“.
”
Б.В.Комберг, ПАЖ, 7, 643, 1981.
Н.А.Архипова, Б.В.Комберг, В.Н.Лукаш, Е.В.Михеева,
АЖ, 84, 874, 2007.
10.2 Двойной квазар как пара взаимодействующих галактик.
Б.В.Комберг, Астрофизика, 20, 351, 1984.
10.3 См. 9.3
10.4 Красные карлики в коронах галактик в роли MACHOобъектов.
Б.В.Комберг, Д.А.Компанеец, В.Н.Лукаш, АЖ, 72,
457, 1995.
10.5 Возможное объяснение парадокса Арпа–Бербиджа“.
”
Б.В.Комберг, С.В.Пилипенко, АЖ, 85, 579, 2008.
11.3 Гравлинзовое раздвоение космических гамма-всплесков в
4-BATSE каталоге.
Б.В.Комберг, В.Г.Курт, А.В.Кузнецов, АЖ, 76, 665,
1999.
Гамма-всплески – результат взрыва SN в тесной паре с нейтронной звездой.
Я.Н.Истомин, Б.В.Комберг, АЖ, 79, 1008, 2002; New
Astronomy, 8, 209, 2003.
11.4 msec PSR – раскрученные старые нейтронные звезды, входящие в состав тесных пар.
Г.С.Бисноватый-Коган, Б.В.Комберг, ПАЖ, 2, 338,
1976.
282
12. Заключение и послесловие
12.1
Послесловие
Предлагая читателям данное Пособие, представляющее из себя
обзор наших работ по астрофизической тематике, и посвященное, в основном, проблемам активности в галактических и внегалактических объектах, нам не хотелось бы заканчивать наше
изложение на чисто деловой“ ноте. Потому что, занимаясь аст”
рофизикой, ее частными,
не для всех интересными аспектами,
всегда следует помнить, что за отдельными деревьями“ про”
стирается таинственный и величавый лес, то есть
окружающая
нас Большая Вселенная. Поэтому нам хочется в этом Послесловии поместить текст Гимна астрономов“, написанный ровно
” ежегодных конференций по астрофи10 лет назад для одной из
зике, которые проводятся в Пущинской радиоастрономической
обсерватории, начиная в 1983 года.
Мы одни только знаем, как много рождалось Вселенных.
Мы одни только знаем, как звезды кончают свой путь.
Мы одни только знаем – и сила тех знаний нетленных
Может многие беды от нашей Земли отвернуть.
Ради этого мы, астрономы, готовы трудиться,
Чтоб загадки Природы и суть Мирозданья постичь.
Но для этого надо с душой астронома родиться
И призванье свое на мирские блага не сменить.
Мы под сенью зеркал и антенных полей остаемся
И ведем разговор со Вселенной один-на-один.
Может быть сквозь помехи к далеким мирам мы пробьемся
И уловим сигналы неведомых нам бригантин“.
”
Ради этого мы, астрономы, готовы трудиться,
Чтоб загадки Природы и суть Мирозданья постичь.
Но для этого надо с душой астронома родиться
И призванье свое на мирские блага не сменить.
Космос нас окружает и манит загадкой извечной –
О рожденьи и смерти светил в ней заложен ответ.
Мы одно твердо знаем: ничто под Луною не вечно –
Даже Черные Дыры и те превращаются в свет.
12.1. Послесловие
283
Но из этого следует только одно – не сдаваться!
Продолжать свой нелегкий к познанию Космоса путь.
Чтобы мирного Космоса люди могли не бояться,
Астрономы обязаны в недра его заглянуть.
Ради этого мы, астрономы, готовы трудиться,
Чтоб загадки Природы и суть Мирозданья постичь.
Но для этого надо с душой астронома родиться
И призванье свое на мирские блага не сменить.
И в завершение Пособия, нам остается только поблагодарить
И.Д.Новикова, А.Г.Дорошкевича, Д.А.Компанейца, В.Г.Курта
и Г.С.Царевского за полезные замечания, которыми мы воспользовались. Мы также благодарны аспиранту АКЦ ФИАН
А.А.Ермашу за внимательное прочтение рукописи и многочисленные замечания как по ссылкам, так и по тексту. Мы благодарны сотрудникам теоротдела АКЦ ФИАН за благожелательное отношение к нашей работе. Особую благодарность авторы
выражают Товариществу взаимной поддержки“ имени Анато” за финансовую помощь при издании нашего Полия Баранова
собия.
284
13
13. Цветные фотографии
Цветные фотографии
Рис. 3. Изображение Крабовидной туманности (M1) в оптическом диапазоне, полученное на HST – космический телескоп имени Хаббла.
Рис. 5. Галактика М31, Андромеда и два ее ярких спутника: M32 и NGC 205
в оптическом диапазоне (слева); М31 в микроволновом диапазоне приборов
спутника Herschel (справа).
285
Рис. 6. Спиральная галактика М51 со спутником на конце“ спиральной
”
ветви.
Рис. 12. Космический телескоп им. Хаббла с зеркалом D = 2.4 м.
286
13. Цветные фотографии
Рис. 13. Камертонная диаграмма Хаббла для классификации галактик.
Рис. 14. Далекие галактики с клочковатыми (clumped) дисками,
[1111.0987].
287
Рис. 18. Две протяженные области гамма-излучения, вытянутые перпендикулярно к плоскости Млечного Пути (FERMI – bubbles, Su et al,
[1005.5480]).
288
13. Цветные фотографии
Рис. 19. Камертонная диаграмма для последовательности S0 галактик.
Рис. 24. Радиогалактика Центавр А. Вверху: оптическое + радиоизображение, внизу: хозяйская галактика в оптике.
289
Рис. 32. Классификация типов галактик по отношению интенсивностей в
разных линиях, [1310.5148].
Рис. 33. Функция светимости ярких АГЯ (Richards et al., 2005).
290
13. Цветные фотографии
Рис. 35. Типичная сейфертовская галактика с баром (NGC 1097).
Рис. 40. Галактика NGC 1275.
291
Рис. 50. Изображение центра Галактики в радиодиапазоне.
Рис. 58. Разнообразие форм радиогалактик.
292
13. Цветные фотографии
Рис. 59. Радиогалактика типа FR II – Cygnus A.
Рис. 60. Радиогалактика промежуточного типа – Hercules A (3C 248).
293
Рис. 61. Радиогалактика типа FR I – Fornax A.
Рис. 66. Галактика 3C 83.1, движущаяся по отношению к центральной РГ
NGC 1275 (3C 84) со скоростью 2500 км/с.
294
13. Цветные фотографии
Рис. 67. Галактики Х-образной формы. Вверху – оптика, внизу – радиогалактика 3С 75 (VLA, 6 см).
295
Рис. 68. Радиоалактика 3C 31.
Рис. 74. Гигантские радиогалактики 3C 236 (z = 0.1) в оптике и DA 240
(z = 0.04) в радио.
296
13. Цветные фотографии
Рис. 77. Гигантская double-double“ радиогалактика PKS B1545-321 на ча”
стотах 1.4 и 2.5 ГГц.
Рис. 92. Связь радиомощности и оптической светимости.
297
ACS
HDF
Рис. 94. Функция светимости далеких объектов, [0703.171].
Рис. 95. Функция светимости слабых галактик.
298
13. Цветные фотографии
Рис. 96. Оптическое изображение, полученное на HST, компактной галактики типа S0 NGC 1277 [1211.6429].
Рис. 103. Зависимость между радиосветимостью и оптической светимостью
диска для гамма-блазаров.
299
Рис. 104. Распределение энергии по спектру для гамма-блазаров.
Рис. 105. Смещение νpeak в зависимости от радиосветимости блазаров.
300
13. Цветные фотографии
Рис. 107. Зависимость log(LBL1 /LЭдд ) − log(Lγ /LЭдд ) для Fermi блазаров.
Рис. 108. Зависимость M• от светимости балджа.
301
Рис. 109. Зависимость M• от дисперсии скоростей звезд в балдже.
Рис. 110. Зависимость M• от массы балджа.
302
13. Цветные фотографии
Рис. 111. Зависимость M• от болометрической светимости.
Рис. 113. Наблюдаемый вид эффекта Зельдовича–Сюняева в сантиметровом диапазоне от центральной области богатого скопления галактик.
303
700
H(z) [km s−1 Mpc−1 ]
600
500
OHD
Planck2013
Ωm = 0.27
Ωm = 0.23
Ωm = 0.20
SLS-OHD (10yr)
SLS-OHD (5yr)
400
300
200
100
0
0
0.5
1
1.5
2
2.5
redshift z
3
3.5
4
4.5
5
Рис. 116. Зависимость константы Хаббла H от красного смещения z в
разных моделях, [1311.1583].
Рис. 117. Плоскость M• − MNSC .
304
13. Цветные фотографии
Рис. 119. Возможная картина выброса из аккреционного диска вокруг массивной черной дыры.
Рис. 123. Объект Минковского.
305
Рис. 122. Выброс из ядра М 87.
306
13. Цветные фотографии
Рис. 124. Зеленый объект Ханни“ вблизи галактики IC 2497, [1011.0427].
”
Рис. 125. Протяженная радиострутура М 87 на длинных волнах.
307
Рис. 126. Вверху: центральная область скопления галактик в Персее в
оптике (видна цепочка галактик, начинающаяся от NGC 1275); внизу: то
же самое в радиодиапазоне, [1003.4615].
308
13. Цветные фотографии
1
2
3
4
5
^ (# Mpc-3 log L-1)
log Φ
X
-4
-5
-6
-7
-8
-9
41
41.5
42
42.5
43
43.5
-1
log LX (erg s )
44
44.5
45
Рис. 128. Функции светимости для Sy I: в рентгене 0.5 – 2 кэВ (1), в линии
[O III] (2,3), в линии Hα (4,5).
Рис. 129. Квазары типа Pop. A, (D.Dultzin et al., PoS (NLS1), 2012).
309
Рис. 136. Объект SS-433 в центре туманности W 50.
310
13. Цветные фотографии
Рис. 141. Фундаментальной плоскостью“ для активных систем называют
”
зависимость, связывающуя радиосветимость (LR ), светимость в рентгене
(LX ) и массу черной дыры (MBH ). Активные звездные системы и АГЯ удовлетворяют одной и той же зависимости (из работы A.Merloni [0410.481]).
Рис. 142. Единая зависимость для объектов с разными массами черных
дыр. Значения наклонов в зависимостях для объектов разных типов обозначены символом p, которые разные для разных выборок. Усредненный
наклон по всем типам объектов p = 1.03.
311
Рис. 146. Так называемая ось зла“ в направлении примерно l = 260◦
”
и b = 60◦ , что примерно соответствует направлению на точки весеннего/осеннего равноденствия (указаны стрелочками). Голубая линия – плоскость эклиптики, желтая – плоскость Локального сверхскопления. Зеленые
кружки – направление диполя реликтового излучения.
Рис. 153. Линзирование на масштабах скопления галактик. Желтые – эллиптические галактики близкого скопления. Голубые дуги – далекие молодые галактики или квазары.
312
13. Цветные фотографии
Рис. 157. Изображение галактики NGC 4319 и близкого по углу квазара
Mkr 205, которые по мнению Арпа соединены перемычкой и близка пространственно.