Rambler's Top100Astronet    
  по текстам   по ключевым словам   в глоссарии   по сайтам   перевод   по каталогу
 

Рентгеновская астрономия

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

1. Введение

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

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

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

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

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

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

2. Механизмы генерации рентгеновского излучения

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

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

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

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

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

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

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

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

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

3. Методы регистрации космического рентгеновского излучения

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

Рис. 2. а - пропускание окон рентгеновских счетчиков:
1 - майлар (лавсан), 2 - полипропилен, 3 - формвар.
Толщина материала около 10 мкм; б - эффективность
пропорционального рентгеновского счетчика с окнами из
майолара (лавсана) 1 и бериллия (6 мкм) 2 и 3,
наполненного аргоном (2 - для бериллиевой пленки с
9,1 мг/см2, 3 - с 25 мг/см2, К - край поглощения в серебре).
Для окон пропорциональных счетчиков используются тонкие фольги легких металлов (Be, Al) толщиной 10-100 мкм, органич. пленки толщиной 1-10 мкм или даже тоньше. Разрешение ($\lambda/\Delta\lambda=\varepsilon/\Delta \varepsilon$) пропорционального счетчика в диапазоне значений e от 0,1 до 20 кэВ обратно пропорционально корню квадратн