Содержание курса

Глава 6. Дискретные галактические радиоисточники

6.1. Молекулярные оболочки звезд поздних спектральных классов

6.2. "Радиозвезды"

6.3. Радиоизлучение сверхновых и их остатков

6.4. Пульсары

6.1. Молекулярные оболочки звезд поздних спектральных классов

Многие звезды-гиганты поздних спектральных классов с околозвездными оболочками излучают в спектральных линиях молекул, как тепловым механизмом (линии CO, SiO, CN и др.), так и мазерным (линии OH, H₂O, SiO, HCN). Эти звезды находятся на поздней стадии эволюции. К этой стадии звезда главной последовательности (например, типа Солнца), вследствие развития мощной конвективной зоны, увеличивает свой радиус с 10¹¹ см до ~3·10¹³ см и превращается в красный гигант. Многие звезды становятся пульсационно неустойчивыми. В оптическом диапазоне это проявляется в виде долгопериодической переменности. Звезды классифицируются как переменные типа Миры Кита или полуправильные типов SRb, SRc, с периодами или характерными временами вариаций блеска от 100 до ~600 суток. Амплитуды переменности особенно велики у мирид и достигают в полосе V 11 звездных величин (звезда c Cyg). Пульсации звезд создают ударные волны, которые ускоряют атмосферный газ наружу и увеличивают протяженность атмосферы. На больших расстояниях от звезды происходит конденсация пылевых частиц. Частицы подхватываются световым давлением и также ускоряются наружу, увлекая газ. Указанные эффекты приводят к потере вещества звездой со скоростью ~10^–6–10^–5 в год. Таким образом, звезда с M ~ 1 может за несколько сот тысяч лет растерять большую часть вещества. Потерянное вещество образует околозвездную газопылевую оболочку радиусом до 10¹⁶ см, расширяющуюся со скоростью 3–30 км/с. Условия в оболочке благоприятны для образования пыли и молекул. Пыль переизлучает видимый свет звезды в ИК-диапазоне, создавая избыток ИК-излучения; красные гиганты – яркие ИК-источники. В то же время в оптическом диапазоне околозвездная оболочка проявляет себя слабо: лишь у некоторых ярких поздних сверхгигантов (a Ori, a Sco) оболочка прослеживается по рассеянному околозвездному излучению в резонансной линии калия. Основные возможности исследования оболочек дают радио- и ИК-астрономия.

Звезда, теряя внешние слои, за относительно короткое время (<10⁶ лет) становится белым карликом. Белый карлик ионизует своим УФ-излучением околозвездную оболочку, которая превращается в планетарную туманность. Так протекает эта очень короткая, но важная стадия эволюции после главной последовательности для звезд типа Солнца или несколько более массивных.

Температуры фотосфер звезд 2000–3000 K, в их атмосферах водород не ионизован, много молекул, полосы которых наблюдаются в оптических спектрах. В зависимости от химсостава, красные гиганты принадлежат к спектральным классам M, S или C. Большинство относится к классу M. Это звезды, богатые кислородом, отношение чисел атомов C/O < 1. Кислород связывает практически все наличные атомы углерода в молекулы CO, а оставшиеся атомы O образуют кислородосодержащие молекулы: OH, H₂O, SiO и другие, в оптических спектрах наиболее заметны полосы TiO. Около 10% красных гигантов богаты углеродом, у них C/O > 1 – углеродные звезды класса C. У них в CO связан весь кислород, а оставшийся углерод образует такие молекулы, как C₂, CN, HCN и др. Наконец, звезды с C/O ~ 1 – промежуточные, их относят к классу S. В оптических спектрах наиболее заметны линии ZrO. S-звезды малочисленны.

Гидроксил. Наблюдается мазерное излучение главным образом в сателлитной линии 1612 МГц. Излучение 1665 и 1667 МГц более слабое (хотя встречаются звезды с более интенсивным излучением и в главных линиях). Типичный профиль линии 1612 МГц ИК-звезды IRC+10011 показан на рис. 6.1. Профиль отражает расширение оболочки, скорость расширения равна полуразности скоростей двух максимумов, скорость звезды V_* – в центре профиля. Два пика (по аналогии с оптикой – "синий" и "красный") образуются на ближней и дальней сторонах оболочки. На промежуточных скоростях (близких к лучевой скорости звезды V_*) эмиссия более слабая: здесь велик градиент лучевой скорости вдоль луча зрения, и коэффициент мазерного усиления меньше. Эта модель подтверждается данными интерферометрии. На рис. 6.2 представлены карты излучения в линии 1612 МГц OH для M-сверхгиганта (полуправильной переменной звезды) VY Большого Пса. Для крайних скоростей профиля источники эмиссии – небольшие пятна, совпадающие с направлением на звезду, а вблизи V_* видна лимбовая часть оболочки.

Излучение звездных мазеров OH переменно, переменность линий OH, как правило, коррелирует с кривой блеска центральной звезды. "Синий" пик (на V_R < V_*) меняется практически синхронно с ИК-излучением (что указывает на ИК-накачку мазера), а вариации "красного" (V_R > V_*), дальнего от наблюдателя пика отстают по фазе на величину Dt = 2d/c, где d – размер оболочки вдоль луча зрения, c –скорость света. Таким методом получены размеры оболочек OH вокруг нескольких десятков звезд, для них d ~ (1–40)·10¹⁶ см. В сочетании с РСДБ-данными о структуре оболочки в картинной плоскости и об ее угловом размере q, можно (в предположении о сферической симметрии оболочки) оценить расстояние до звезды D = d/q.

При сплошных обзорах неба в линии OH 1612 МГц найдено большое число источников с профилем вида рис. 6.1, не имевших отождествлений с оптическими объектами. В дальнейшем оказалось, что это также поздние звезды с очень толстыми оболочками, практически непрозрачными в видимой области, но яркими в ИК-диапазоне. Эти звезды были названы "OH/ИК-звезды". Они также переменны, но их периоды длиннее, чем у классических мирид, до 3000 суток. Они продолжают популяцию мирид в область больших звездных масс. Звезда IRC+10011 (WX Psc, рис. 6.1) –пример объекта этого типа.

Вода (H₂O). Вслед за обнаружением мазеров во вращательной линии H₂O 6₁₆–5₂₃ на волне 1.35 см (n = 22235.08 МГц, рис. 5.18) в областях звездообразования, в 1969 г. были открыты мазеры H₂O в оболочках звезд поздних классов. Излучение H₂O в поздних звездах также испытывает сильную переменность, коррелирующую с кривой блеска звезды. Мазеры H₂O расположены ближе к поверхности звезд, так как требуют для накачки более высокой плотности и температуры: накачка производится столкновениями в среде с T ~ 1000 K и n ~ 10⁹ см^–3.

Окись кремния (SiO). Наблюдаются во внутренних областях околозвездных оболочек во вращательных переходах J=1–0, (l = = 7 мм), 2–1 (3.5 мм) и т.д. Отличительная особенность мазера SiO состоит в том, что наблюдаются переходы в возбужденных колебательных состояниях v = 1, 2, 3 (рис. 6.3). Соответствующие переходы в состоянии v = 0 – немазерные.

Мазеры SiO наблюдаются только в околозвездных оболочках красных гигантов классов M и S. Единственное исключение – мазер SiO в Туманности Ориона. Мазеры SiO располагаются в непосредственной близости от фотосфер звезд, так как требуют для своего возбуждения еще большей энергии, чем мазеры H₂O (возбуждение колебательного состояния v = 3 соответствует температуре 5250 K), поэтому модели накачки мазеров SiO включают в себя воздействие ударных волн от звезды.

Цианистый водород. Цианистый водород наблюдается как по тепловым линиям излучения, так и в мазерной линии J=1–0 (l = = 3.4 мм) возбужденного колебательного состояния (0 2⁰ 0) в нескольких углеродных звездах. Как и мазеры SiO, мазеры HCN требуют высокого возбуждения при участии ударных волн вблизи фотосфер звезд.

Тепловое излучение околозвездных оболочек в молекулярных радиолиниях. Большинство известных источников, связанных с поздними звездами, излучают в линиях CO J = 1–0, 2–1 и др. У кислородных звезд спектральных классов M найдено тепловое (немазерное) излучение во вращательных линиях основного колебательного состояния v = 0 молекулы SiO. Наблюдаются и другие линии: в частности, у углеродных звезд HCN, CN и молекулы ряда цианополиинов HC_2n+1N. Для теплового излучения молекул (особенно когда одновременно удается наблюдать несколько вращательных переходов одной и той же молекулы) можно с большей определенностью найти физические условия в околозвездной оболочке, чем в случае мазера. С помощью тепловых молекулярных линий можно достаточно надежно измерить такие параметры, как скорость расширения оболочки (по общей ширине профиля линии) и скорость потери массы звездой.

6.2. "Радиозвезды"

В непрерывном радиоспектре большинство "нормальных" звезд являются слабыми радиоисточниками. Полный список известных радиозвезд приводится в каталоге Wendker H.J.:

ftp://cdsarc.u-strasbg.fr/pub/cats/II/199A/

Наблюдались следующие виды звездного радиоизлучения в континууме (см. спектры на рис. 6.4):

1) тепловое излучение нормальных звездных фотосфер, спектр подчиняется закону Рэлея–Джинса: S_n µ n⁺²;

2) тепловое тормозное (свободно-свободное) излучение околозвездной среды и звездных выбросов в форме звездного ветра, оболочки и джеты, S_n µ n⁺¹;

3) нетепловое синхротронное и гиросинхротронное излучение вспыхивающих звезд, активных двойных систем, звезд до главной последовательности (PMS) и рентгеновских двойных, S_n µ n^–1;

4) пульсары (см. §6.4), S_n µ n^–2.

Радиоизлучение звездных фотосфер. Излучение соответствует оптически толстому тепловому источнику и имеет спектр S_n µ n². В принципе возможно наблюдение излучения фотосфер звезд любых спектральных классов. Реально наблюдались фотосферы у некоторых красных гигантов и сверхгигантов (o Cet, R Cas, W Hya, a Ori, a Tau, a Sco).

Звезды с ионизованными околозвездными оболочками. Сюда относятся звезды ранних спектральных классов (Вольфа–Райе – WR и спектральных классов OB), симбиотические звезды, звезды до главной последовательности (PMS), новые, планетарные туманности. Звезды теряют вещество со скоростью , причем плотность ионизованного газа при постоянной величине падает с расстоянием как n(r) µ r^–2. В этом случае разные слои околозвездной ионизованной оболочки становятся оптически толстыми на разных частотах, и низкочастотный спектр уплощается по сравнению с рэлей–джинсовским (S_n µ n^0.6–1.5).

Красные карлики. К этому классу относятся вспыхивающие звезды типа UV Cet (примеры: сама звезда UV Cet, а также AD Leo, YZ CMi). Известно более 700 звезд типа UV Cet. Все они очень слабы (абсолютные величины M_V от 8^m до 16^m), поэтому большинство обнаруженных звезд типа UV Cet расположено в пределах 10 пк от Солнца. Большая часть звезд принадлежит к спектральным классам dMe. В оптическом диапазоне наблюдаются вспышки от нескольких секунд до нескольких минут, наиболее интенсивные в полосах U и B. Полная энергия вспышки в этих полосах может достигать 10³⁴ эрг.

К классу "радиозвезд" принадлежат также звезды до главной последовательности (Pre-Main Sequence – в первую очередь звезды типа T Tau), новые звезды и рентгеновские двойные системы.

6.3. Радиоизлучение сверхновых и их остатков

Вспышка сверхновой звезды – одно из самых мощных явлений в астрофизике, когда в результате взрыва звезды ее светимость на короткое время сравнивается со светимостью целой галактики. Подавляющее большинство сверхновых (SN) можно классифицировать в один из двух типов: SNI и SNII (таблица 7). Главный признак, по которому ведется классификация, – наличие в оптическом спектре эмиссий водорода (тип SNI) или их отсутствие (тип SNII). Имеются различия в кривых блеска. Физически SNI и SNII – также разные типы объектов.

Таблица 7

Средние параметры Сверхновых

Параметр	I тип	II тип
Амплитуда визуального блеска DmV	>23^m	>23^m
Абсолютная величина в максимуме блеска Mmax	–16^m…–19^m	–16…–18^m
Энергия вспышки	10^50 эрг	10^50–10^51 эрг
Масса звезды-предшественника	~1.5	~10
Сброшенная масса	~0.5	~1
Скорость выброса	15000–20000 км/с	~6000 км/с
Локализация	Вспыхивают в галактиках всех типов	Вспыхивают только в спиральных галактиках (Sb, Sc)
Примеры остатков	Тихо (1572), Кеплера (1604), Краб, 1006 г. н.э.	Cas A(?)

Всего известно около 100 нетепловых галактических радиоисточников, отождествляемых с остатками вспышек сверхновых (SNI и SNII). Все они излучают синхротронным механизмом и имеют степенные спектры в широком диапазоне частот.

Cassiopeia A. На высоких частотах спектр представляется степенной функцией S µ n^–a, a ~ 0.8. (n < 15 МГц) имеет место завал спектра. Угловой размер ~6¢. Структура остатка оболочечная. Есть конденсации размером ~7². Скорость расширения всей системы конденсаций 6000–7000 км/с. В пределах одной конденсации дисперсия скоростей ~200 км/с. Время жизни отдельных конденсаций ~10 лет. В оптических спектрах конденсаций наблюдаются запрещенные линии [OI] и [OIII]. Расстояние определено по лучевой скорости объекта и по собственному движению конденсаций: D = 3.4 кпк. Диаметр остатка 4 пк. Высота над плоскостью Галактики z ~ 100 пк. Сверхновая, породившая остаток Cas A, вспыхнула в 1658 ± 3 г. н. э., однако по каким-то причинам вспышка не была замечена.

Остатки Сверхновых Тихо и Кеплера. Представляют собой остатки исторических сверхновых, возраст которых хорошо известен. Они довольно слабы в оптическом диапазоне. Радиоспектры хорошо представляются степенной зависимостью со спектральным индексом a = 0.67 (Тихо) и 0.62 (Кеплер). Оба остатка имеют ясно выраженную оболочечную структуру. Расстояния до этих остатков ~3000 пк (Тихо) и ~3300 пк (Кеплер).

Кроме того, наблюдается ряд еще более старых остатков с возрастом в десятки тысяч лет (Петля в Лебеде и др.).

У излучения ОСН наблюдается линейная поляризация. На более низких частотах плоскость поляризации повернута на некоторый угол (~25°). Небольшая величина поворота свидетельствует о том, что вращение происходит в межзвездной среде (фарадеевское вращение из-за различиях в показателях преломления среды для обыкновенной и необыкновенной волн):

y = 2.54×10⁴ L sina HN_en^–2 радиан, (6.1)

L – длина пути в среде (см), a – угол между направлением распространения волны и магнитным полем, H – напряженность магнитного поля (Гс), N_e – электронная плотность (см^–3), n – частота (Гц).

Механизм радиоизлучения остатков Сверхновых. Механизм излучения ОСН – синхротронный. Средний спектральный индекс a = 0.8, это соответствует показателю энергетического спектра g = 2.6. Средняя напряженность поля H ~ 3×10^–4 Гс, плотность энергии магнитного поля эрг/см³. Обычно принимается гипотеза равнораспределения, то есть равенства плотностей энергий релятивистских частиц и магнитного поля (за неимением ничего лучшего). Нижняя граница E ~ 10⁷ эВ, до 30 МэВ. Полная энергия релятивистских частиц ~2×10⁴⁸ эрг. При этом неизвестно, какую роль играют протоны (то есть какую долю энергию они могут нести). Так, в окрестностях Солнца электроны составляют ~1% от всех космических лучей; протонов может быть в k раз больше (а плотность энергии E_p µ k^3/7). Если то же соотношение имеет место в ОСН, то E_p сразу возрастет почти в 7 раз, с ~5×10⁴⁸ до 3×10⁴⁹ эрг. Локальное усиление поля может приводить к появлению ярких конденсаций. Поле внутри оболочки может быть сильно запутанным вследствие турбулентных движений ионизованного газа. При этом должно сохраняться равенство

, (6.2)

v ~ 10⁸ см/с, H ~ 10^–3 Гс. При таком запутывании легко возникают локальные усиления магнитного поля и, следовательно, радиоконденсации.

Спектр поглощения в линии 21 см для Cas A согласуется с расстоянием 3400 пк.

Найдено радиоизлучение от ОСН 185 г. н. э., 1006, 1572 и 1604 г. Два последних – также источники оболочечного типа с нетепловым спектром, a = 0.67 и 0.62 соответственно. К ОСН, вероятно, принадлежит и радиоисточник Sgr A West.

Есть радиоизлучающие остатки и гораздо более старых Сверхновых. Типичные примеры – Петля в Лебеде (a = 0.4) и IC 443.

Эволюция остатков Сверхновых. Плотность потока от синхротронного источника

. (6.3)

Принимается статистический механизм ускорения Ферми – взаимодействие газа частиц и газа тяжелых облаков, в данном случае имеет место адиабатическое охлаждение:

, (6.4)

a ~ 1, l – область однородности поля, v – скорость расширения туманности, u – характерная скорость турбулентности, R – радиус туманности.

, (6.5)

что эквивалентно адиабатическому охлаждению при расширении,

, (6.6)

g = const, то есть считаем, что энергетический спектр со временем не меняется.

Закон сохранения

, (6.7)

где .

Напряженность магнитного поля . Отсюда E_магн и E_рел µ R^–4.

Далее, H_^ µ R^–2 (так же, как и H). Это можно показать следующим образом:

(из сохранения адиабатического инварианта). Для релятивистских частиц p µ E, H µ R^–2, E µ R^–1 ® p² µ H, sinq = const, ® H = Hsinq µ R^–2.

Плотность потока

. (6.8)

Пока туманность еще не затормозилась, R µ t ® S_n µ t^–2g, T_b µ µ R^–b–2. Для Cas A T_b = 4×10⁷ K, a = 0.8, b = 5.2. Отсюда можно получить для относительного уменьшения плотности потока за 1 год , что подтверждается многолетними наблюдениями (с конца 1940-х гг.).

Крабовидная туманность (объект M1 в каталоге Мессье, радиоисточник Tau A). Расстояние 2 кпк. Интегральная фотографическая величина m_pg = 9^m. Туманность имеет вид вытянутого эллипсоида вращения, угловые размеры 3¢´2¢. Такую форму можно объяснить тем, что взрыв был асимметричным. Туманность расширяется со скоростью ~1000 км/с, причем с ускорением. Две основных составляющих туманности – волокна (излучающие оптические эмиссионные линии) и аморфная масса (излучающая синхротронным механизмом в очень широком диапазоне частот, от радиоволн до рентгена). По-видимому, реальной массой обладают только газовые волокна, сама аморфная масса практически невесома и представляет собой лишь излучающие частицы.

Поток радиоизлучения от туманности на метровых и дециметровых волнах составляет тысячи Янских. Спектр в радиодиапазоне (рис. 6.6) хорошо представляется зависимостью S_n µ n^–0.28 (g = 1.6). Оптический непрерывный спектр – продолжение синхротронного радиоспектра, но с другим спектральным индексом, a = 1, что соответствует более крутому энергетическому спектру электронов g = 3. Имеется излучение в рентгеновском диапазоне, причем излучает сама туманность (то есть аморфная масса); это было впервые выяснено методом лунных покрытий. Спектр в диапазоне 1 кэВ – 1 МэВ также хорошо представляется степенной зависимостью с a = 1. Средняя энергия частиц, излучающих в оптическом и рентгеновском диапазонах E ~ 10¹¹–10¹² эВ.

Плотность энергии релятивистских электронов E_рел @ 1.6×10^–9 эрг/см³. Магнитное поле H ~ 7×10^–4 Гс, плотность энергии магнитного поля эрг/см³, то есть в 20 раз выше, чем E_рел.

Имеется сильная поляризация излучения в оптике (в отдельных точках туманности степень линейной поляризации достигает 50–60%) и в коротковолновой части радиодиапазона. На более длинных волнах поляризация замывается из-за деполяризующего действия эффекта Фарадея.

В туманности имеется компактный радиоисточник малых угловых размеров, на метровых волнах он дает от 30 до 50% всего потока, но на коротких дециметровых и на сантиметровых волнах его доля резко падает (так как его спектр более крутой, чем у туманности в целом, a =1.2). Впоследствии компактный источник оказался пульсаром PSR 0531+21. Это один из самых молодых и короткопериодических пульсаров (P = 33 мс).

Крабовидная туманность имеет гораздо более плоский спектр релятивистских частиц, чем многие другие источники синхротронного излучения. В спектре присутствуют частицы с энергиями E > 10¹² эВ. К тому же активен звездный остаток (пульсар) в центре туманности, осуществляющий непрерывную подкачку частиц.

Вопрос о вековом уменьшении радиопотока Крабовидной туманности до конца не решен. Аналогично ОСН Cas A, для Краба получаем в год; реально наблюдается 0.3%. Расхождение можно объяснить тем, что не выполняется условие адиабатичности, к тому же идет непрерывная подкачка релятивистских частиц.

Жесткое излучение аморфной массы (ультрафиолетовое и рентгеновское, на частотах n ~ 10¹² Гц и выше) вполне обеспечивает высокую степень фотоионизации в волокнах.

Полный спектр туманности испытывает излом, так как излучающие электроны, в конечном счете, теряют энергию, несмотря на дополнительную инжекцию электронов пульсаром. При E > > 10¹³ эВ спектр инжектируемых частиц становится несколько более крутым.

Одновременно с ускорением электронов, могут ускоряться и протоны, которые почти не излучают синхротронным механизмом. Однако протоны могут оказывать важное динамическое воздействие: их давлением можно объяснить расширение системы волокон Крабовидной туманности.

Крабовидная туманность – очень молодой остаток. Он излучает на всех частотах ~10³⁸ эрг/с, то есть столько же, сколько излучают синхротронным механизмом все остальные объекты в Галактике (включая весь галактический диск). Особенность Краба состоит в том, что сравнительно мала была первоначальная скорость оболочки, около 1500 км/с (у других ОСН – (1–2)×10⁴ км/с). К тому же, Сверхновая 1054 г. вспыхнула почти в пустоте. Поэтому расширение Краба практически не затормозилось, и мы наблюдаем туманность почти в первозданном виде.

В Галактике есть еще два объекта, напоминающие Краб: 3C58 (ОСН 1181 г.) и G21.5–0.9. Но они расположены гораздо дальше, и сведений о них меньше.

6.4. Пульсары

Пульсары – источники пульсирующего радиоизлучения. Это быстро вращающиеся нейтронные звезды, звездные остатки вспышек Сверхновых. Первые пульсары были открыты в 1967 г. К настоящему времени известно свыше тысячи пульсаров.

Пульсарное радиоизлучение поступает в виде правильно повторяющихся импульсов. Периоды повторения импульсов от ~1.5 мс до ~10 с. Стабильность повторения импульсов до 10^–9, но при этом у большинства пульсаров периоды со временем растут. Итак, два основных параметра любого пульсара – период следования импульсов P и производная периода . Время от времени у пульсаров наблюдаются сбои периода (glitches), когда период скачком уменьшается, а затем продолжает возрастать, но уже с несколько иной скоростью (рис. 6.8). Скважность излучения от 10 до 100. Бывают интеримпульсы (то есть вторичные импульсы в промежутках между главными). Отдельные импульсы также могут обладать сложной внутренней структурой, которая может меняться от одного импульса к другому. Светимости радиопульсаров достигают 10³⁸ эрг/с.

Спектры пульсаров в диапазоне метровых волн (~ 100 – 400 МГц) линейные (S µ n^–a), довольно крутые (в среднем a ~ ~ 3 ± 1), на частотах n > 1000 МГц наступает завал. Наблюдается сильная линейная поляризация излучения. В течение одного импульса происходит поворот плоскости поляризации. От импульса к импульсу свойства поляризации существенно меняются.

Пульсары интересны сами по себе. Но, благодаря уникальному характеру радиоизлучения в виде коротких импульсов широком диапазоне частот, они дают также возможность диагностики межзвездной среды на пути распространения сигнала к наблюдателю. Вследствие дисперсии радиоизлучения в слабоионизованной межзвездной среде запаздывание импульсов пульсара (по сравнению со временем L/c, L – расстояние до пульсара):

t =1.345×10^–3 n^–2 n_e L [с],

где n [Гц], n_e [см^–3], L [см], или

t = 4.15 (DM) n^–2 [с],

где n [МГц], DM [пк/см³].

Величина DM называется мерой дисперсии пульсара, она характеризует среднюю столбцовую плотность ионизованной среды в направлении пульсара и может использоваться для грубой оценки расстояния.

Излучение большинства пульсаров имеет линейную поляризацию. При прохождении ионизованной среды с магнитным полем плоскость поляризации испытывает фарадеевское вращение (из-за различия коэффициентов преломления для обыкновенной и необыкновенной волн, см. главу 2). Угол поворота плоскости поляризации

[рад] = (RM)l² [рад], (6.9)

n_e [см^–3]; H_║ [мкГс] – продольная составляющая межзвездного магнитного поля (параллельная лучу зрения); l [пк]; l [м]; RM [рад/м²] – мера вращения в межзвездной среде в направлении пульсара.

Наряду с периодом P и его производной , мера дисперсии DM и мера вращения RM – основные параметры пульсаров, определяемые непосредственно из наблюдений.

Простейший способ оценки возраста пульсаров использует свойство возрастания их периодов. Экстраполируем величину периода пульсара назад по времени к тому моменту, когда P = 0 (то есть считаем, что в момент рождения пульсар имел нулевой период). Тогда, очевидно, приближенный возраст пульсара t можно оценить как . Прокалибровать шкалу t можно по объектам, возраст которых известен из других данных. Пример такого объекта – пульсар в Крабовидной туманности, для которого точно известен момент рождения (вспышки Сверхновой) – 1054 год н.э. Оценка дает ~2000 лет. Поэтому обычно формулу для оценки возраста используют в виде

, (6.10)

где ½ – "нормировочный множитель".

Оцененные по формуле (6.10) возрасты лежат в пределах 10⁶–10⁷ лет. Пульсар в Крабе – один из самых короткопериодических (P = 33 мс) и самых молодых (t ~ 950 лет). Относительно молод также пульсар Vela (P = 89 мс, t ~ 10⁴ лет).

Некоторые число пульсаров входит в двойные системы. Двойственность пульсара определяется по периодическим изменениям периода P пульсара. Один из пульсаров, входящих в двойную систему – PSR 1913+16. Период следования импульсов P = 59 мс, орбитальный период системы P_orb = 7^h45^m. Очень велик эксцентриситет орбиты: e = 0.61. Имеется смещение периастра со скоростью 3.6° в год и вековое уменьшение орбитального периода, что может свидетельствовать об излучении гравитационных волн. Таким образом, пульсары, входящие в двойные системы, предоставляют возможность проверки Общей теории относительности.

Имеется группа короткопериодических ("миллисекундных") пульсаров. Их периоды заключены в пределах от 1.5 до ~10 мс. Всего известно около пятидесяти миллисекундных пульсаров. По своим свойствам и эволюционному положению они сильно отличаются от "классических" пульсаров с более длинными периодами. У них производная периода < 10^–19, иногда даже отрицательна, магнитное поле ~10⁸ Гс, а возраст достигает 10⁹ лет. Практически обо всех миллисекундных пульсарах известно, что они входят в тесные двойные системы; в том числе – имеются пульсары в старых шаровых скоплениях. Двойственность дает ключ к пониманию их природы: это нейтронные звезды, испытавшие повторную "раскрутку" вследствие аккреции вещества с вторичного компонента, который уже достиг стадии красного гиганта и заполнил полость Роша.

У пульсара PSR B1257+12 по колебаниям периода обнаружены маломассивные спутники (0.2, 4.3 и 3.6 массы Земли), которые могут быть планетами, обращающимися вокруг пульсара.

Модели пульсаров. Общепринятой является модель быстро вращающейся нейтронной звезды с сильным магнитным полем (~10¹² Гс). Поле имеет приблизительно дипольную структуру, магнитная ось, вообще говоря, не совпадает с осью вращения (рис. 6.10). Такой вращающийся диполь будет излучать волны на частоте вращения. Потеря вращательной энергии E вследствие магнитодипольного излучения

(6.11)

Здесь – энергия вращения, I – момент инерции нейтронной звезды, W – угловая скорость вращения, – период пульсара , m – компонент магнитного момента, перпендикулярный к оси вращения. Отсюда получим:

(6.12)

Масса и размер нейтронной звезды достаточно хорошо известны, а, следовательно, и момент инерции I. Отсюда можно найти магнитный момент и напряженность поля на поверхности нейтронной звезды (~10¹² Гс).

Следствие быстрого вращения магнитного поля – генерация сильного электрического поля в результате динамо-эффекта. Электрическое поле ускоряет заряженные частицы до очень высоких энергий.

Совместное вращение плазмы и магнитного поля возможно только внутри светового цилиндра (r = c/W).

Ускоряемые частицы летят вдоль силовых линий. Излучение идет преимущественно в направлении движения. На Земле излучение принимается тогда, когда конус, в котором излучают частицы, направлен на Землю.

Предложены два типа моделей пульсаров:

1) излучение возникает вблизи поверхности светового цилиндра;

2) излучение возникает вблизи поверхности нейтронной звезды.

В моделях первого типа направленность излучения – следствие релятивистской тангенциальной скорости вращающейся плазмы вблизи поверхности светового цилиндра; частицы излучают при помощи синхротронного механизма.

В моделях второго типа имеет место излучение частиц, летящих вдоль силовых линий магнитного поля, в направлении вектора мгновенной скорости.

Сбои периода пульсаров (glitches) вызваны звездотрясениями, разломами в структуре нейтронной звезды. Разломы приводят к уменьшению момента инерции, а, следовательно, и периода. При этом достаточно очень малого изменения размера нейтронной звезды. Момент инерции сплошного шара массой M равен ; из формул вращательного движения имеем

(6.13)

При сбое периода пульсара в Крабе в сентябре 1969 г. было . При R = 10 км требуемое изменение радиуса DR всего лишь 5 мкм. При звездотрясении, вероятно, происходит растрескивание коры нейтронной звезды, меняется момент инерции, однако нейтронную жидкость внутри звезды это очень мало затрагивает.

Массы нейтронных звезд M от 0.15 до 1.7. При массе >1.7 образуется черная дыра. При M < 1 звезда может быть и белым карликом, но при вспышке Сверхновой происходит существенная перестройка всей структуры звезды, и гораздо вероятнее образование именно нейтронной звезды (или черной дыры).

Структура нейтронной звезды (при радиусе R = 10 км): ядро радиусом 1 км – твердое, содержит только наиболее массивную нейтронную компоненту; далее до радиуса 9 км – "нейтронная жидкость", состоящая из смеси нейтронов, протонов и электронов; и внешняя кора толщиной 1 км, состоящая из тяжелых ядер.

При быстром вращении замагниченной нейтронной звезды возникает сильное электрическое поле:

(6.14)

Здесь r₀ – радиус светового цилиндра. Для пульсара в Крабе W = = 200 с^–1, B = 10¹² Гс, отсюда напряженность электрического поля ~10¹⁸ В/см, а разность потенциалов между полюсом и экватором ~10¹⁸ В. Следовательно, энергия ускоряемых частиц может достигать ~10¹⁸ эВ (если только поле не изменено экранирующим объемным электрическим зарядом). Таким образом, пульсары – важные источники космических лучей в Галактике. Однако трудность данной модели в том, что частицы, которые теряет звезда, приводят к появлению на ее поверхности заряда, который запирает дальнейшее вырывание частиц. Выход состоит в генерации электрон-позитронных пар в сильном магнитном поле g-квантами синхротронного происхождения от первичных частиц.