АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2014, том 91, № 10, с. 833-845
УДК 524.354.4
РАЗЛИЧИЕ ПАРАМЕТРОВ РАДИОПУЛЬСАРОВ С КОРОТКИМИ И ДЛИННЫМИ ПЕРИОДАМИ
© 2014 г. А. А. Логинов, И. Ф. Малов*
Пущинский государственный естественно-научный институт, Пущино Московской. обл., Россия Пущинская радиоастрономическая обсерватория Астрокосмического центра Физического института им. П.Н. Лебедева Российской академии наук, Пущино Московской. обл., Россия Поступила в редакцию 12.03.2014 г.; принята в печать 17.03.2014 г.
Проведен сравнительный анализ различных параметров пульсаров с короткими (Р < 0.1 с) и длинными (Р > 0.1 с) периодами. Показано, что отсутствует корреляция между светимостями пульсаров в радио- и гамма-диапазонах и магнитным полем на поверхности, но существует такая корреляция для светимости в рентгеновском диапазоне. Обнаружена также зависимость светимости в жестких диапазонах от магнитного поля на световом цилиндре. Этот результат свидетельствует о формировании жесткого нетеплового излучения на периферии магнитосферы. Наблюдается заметная положительная корреляция между светимостью и скоростью потери энергии вращения нейтронной звезды, что подтверждает вывод об одном и том же основном источнике энергии во всех радиопульсарах. При этом коэффициент трансформации энергии вращения в излучение значительно выше у долгопериодических пульсаров. Обнаружена более крутая, чем в долгопериодических объектах, зависимость ширины импульса от периода в пульсарах с короткими периодами Полученные результаты подтверждают сделанное ранее утверждение о различии процессов формирования излучения в пульсарах с Р < 0.1 с ис Р > 0.1 с
DOI: 10.7868/80004629914100077
1. ВВЕДЕНИЕ
В работе [1] с использованием метода главных компонент и современных наблюдательных данных был подтвержден по большей выборке сделанный ранее вывод [2] о двух выделенных кластерах радиопульсаров в фазовых пространствах, построенных по различным параметрам пульсаров из каталога [3]. Использованный метод относится к формальным математическим процедурам, но он позволяет выявить неоднородность исследуемых объектов в пространстве главных компонент. Найденные отличия пульсаров с периодами P < 0.1 си P ~ 1 с уже отмечались нами ранее (см., например, [4, гл. IV]).
Накопленный к настоящему времени дополнительный наблюдательный материал дает возможность более детально проанализировать отличия указанных двух групп пульсаров друг от друга. Этой задаче и посвящена предлагаемая работа.
Число известных радиопульсаров в настоящее время составляет более 2300 [3]. Для дальнейшего
E-mail: malov@prao.ru
анализа мы выбрали из каталога [3] характеристики, относящиеся к физическому описанию пульсаров (периоды, их производные, ширины профилей, радиосветимости, скорости потерь энергии вращения, индукции магнитных полей на поверхности нейтронной звезды и на световом цилиндре). Кроме того, использованы оценки светимостей в рентгеновском и гамма-диапазонах [5—6]. Число пульсаров в жестких диапазонах превысило 100. Как и в работе [1], из рассмотрения исключены пульсары, входящие в двойные системы, а также находящиеся в шаровых скоплениях, поскольку их наблюдаемые характеристики могут быть подвержены искажениям вследствие влияния окружающих компаньонов.
2. РЕЗУЛЬТАТЫ
На рис. 1 представлено распределение пульсаров по производным периода, а на рис. 2 — по периодам. Эти два распределения показывают явную бимодальность, означающую, что пульсары с периодами меньше десятков миллисекунд никогда не станут "нормальными", поскольку при производных порядка 10"19 для этого необходимо время больше возраста Вселенной. Так, для пульсара с
Число пульсаров
500 г
450 -400 -350 -300 -250 -200 -150 -100 -
50
0
-21.0-19.7-18.4-17.0-15.7-14.4-13.1-11.8-10.5 -9.2 -7.9
lg(dP/dt)
Рис. 1. Распределение радиопульсаров по производным периода.
Р = 10 мс и (1Р/(И = 10"19 время, необходимое для достижения периода, равного 1 с, составляет 300 млрд. лет.
Это еще раз подчеркивает, что объекты, находящиеся в левом нижнем углу диаграммы йР/йЬ — — Р (рис. 3), представляют собой отдельную группу пульсаров. Оказалось, что светимость пульсара в радиодиапазоне Ьг не зависит от магнитного поля на поверхности Б3 для обеих групп. Действительно, прямые, формально вписанные в массивы точек по методу наименьших квадратов, определяются следующими уравнениями:
^ Ьг = (0.200 ± 0.147) ^ Б3 + (1)
+ (26.073 ± 1.815) (0.1014 < Р < 8.5098 с),
lg Lr - (-0.040 ± 0.551) lg Bs + + (29.409 ± 4.975) (0.0016 < P < 0.0598 с).
объясняется тем обстоятельством, что в долго-периодических пульсарах основным механизмом излучения считается излучение кривизны (curvature radiation). В этом случае мощность излучения зависит лишь от структуры магнитного поля (его радиуса кривизны), а не от его индукци:
2е2CY4
Per -
3р2
(3)
(2)
При этом коэффициенты корреляции для зависимостей (1) и (2) равны соответственно К = 0.112 и —0.028, что равносильно случайному распределению с вероятностью р ~ 0.9. Такой результат
где рсг — мощность излучения, е — заряд электрона, с — скорость света, 7 — лоренц-фактор излучающего электрона, р — радиус кривизны внешнего магнитного поля. Что касается пульсаров с короткими периодами, то в этих объектах излучение генерируется на больших расстояниях от поверхности нейтронной звезды (вблизи светового цилиндра) и при любом механизме излучения может не зависеть от величины параметров на поверхности.
Здесь и в дальнейшем производился пересчет каталожных "светимостей" Б400й2 в мЯн кпк2 из [3] в Ьг в эрг/с по формулам, полученным в работе [7]; 6400 — плотность потока на частоте 400 МГц, а й — расстояние до пульсара.
На рис. 4 представлена зависимость светимости в рентгеновском диапазоне от индукции магнитного
Число пульсаров
500 г
450 400 350 300 250 200 150 100 50
0
-3.0 -2.5 -2.0 -1.5 -1.0 -0.5 0 0.5 1.0 1.5 2.0
Р (с)
Рис. 2. Распределение периодов радиопульсаров.
37 36 35 34 33 32 31 30 29 Ь
37
36
35
34
33
32
31
30
29
28 11.5
10.0 10.5 11.0 11.5 12.0 12.5 13.0
12.0
12.5
13.0
^ В
13.5
14.0
14.5
Рис. 4. Зависимость рентгеновской светимости радиопульсаров от индукции магнитного поля на поверхности для 33 объектов с 0.0016 < Р < 0.0914 с (вверху) и 28 с 0.1014 < Р < 5.5404 с (внизу).
поля на поверхности нейтронной звезды. Соответствующие соотношения для этих параметров могут быть представлены в виде:
^ Ьх = (0.857 ± 0.261) Б3 + (4) + (23.101 ± 2.790), К = 0.769 (0.0016 < Р < 0.0914 с),
1g Ьх = (1.936 ± 1.024) 1ё Б3 + (5) + (6.951 ± 13.274), К = 0.606 (0.1014 < Р < 5.5404 с).
Как видно из рис. 4 и соотношений (4)—(5), существует корреляция между ^ Ьх и Б3. Она может объясняться вкладом теплового рентгеновского излучения поверхности нейтронной звезды, а ее нагрев может быть связан с величиной магнитного поля, поскольку коэффициент теплопроводности зависит от величины магнитной индукции.
Этот процесс должен быть исследован отдельно. Значимая корреляция между гамма-светимостью и магнитным полем на поверхности не обнаружена для обеих групп пульсаров.
Рис. 5—7 иллюстрируют зависимости светимо-стей в тех же диапазонах от магнитного поля на световом цилиндре. В радиодиапазоне светимость пульсаров с Р > 0.1 с не зависит от магнитного поля по той же причине, что и от Б3, а в короткопе-риодических пульсарах такая зависимость видна:
^ Ьг = (0.296 ± 0.082) ^ Бс + (6)
+ (28.100 ± 0.138), К = 0.287 (0.1014 < Р < 8.5098 с),
^ Ьг = (0.345 ± 0.266) ^ Б1с + (7)
+ (27.749 ± 1.024), К = 0.442 (0.0016 < Р < 0.0649 с).
Ц
31
29 28
Рис. 5. Зависимость радиосветимости от магнитного поля на световом цилиндре для пульсаров с 0.1014 < Р < 0.5098 с (вверху; 561 пульсар) и с 0.0016 < Р < 0.0649 с (внизу; 31 пульсар).
Зависимости светимости в жестких диапазонах от Бс следующие:
^ Ьх = (2.079 ± 1.088) Бс + (8) + (21.784 ± 5.443), К = 0.573 (0.0016 < Р < 0.0914 с),
1g Ьх = (1.393 ± 0.643) ^ Бс + (9) + (27.395 ± 2.238), К = 0.658 (0.1014 < Р < 5.5403 с),
^ Ь1 = (0.488 ± 0.636) 1g Б1с + (10) + (31.745 ± 3.023),
К = 0.235 (0.0016 < Р < 0.0988 с),
^ Ь1 = (0.808 ± 0.527) 1g Б1с + (11)
+ (31.698 ± 1.974),
К = 0.510
(0.1024 < Р < 0.4137 с).
Данные зависимости, по-видимому, свидетельствуют о формировании излучения в этой части спектра вблизи светового цилиндра, а большая дисперсия связана с разным наклоном магнитного момента к оси вращения нейтронной звезды и, следовательно, различной протяженностью магнитосфер у исследованных источников (см., например, [8]). Корреляцию Ь(Б1с) следует ожидать, поскольку вблизи светового цилиндра у излучающих
lg L 38 г
36
34
32
30
28
4.0
4.5
5.0
5.5
6.0
6.5
36 35 34 33 32 31 30 29
1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5
lg Bc
Рис. 6. Зависимость рентгеновской светимости от магнитного поля на световом цилиндре для 33 пульсаров с P < 0.1 с (вверху) и 28 пульсаров с P > 0.1 с (внизу).
электронов могут появиться заметные питч-углы ф [9], и преобладающим становится синхротронный механизм, для которого мощность излучения растет с увеличением магнитного поля [10]:
р
р cr
2e4B2 sin2 ф 2
3m2c3
Y
(12)
Интересно было посмотреть, как светимости связаны со скоростью потери энергии вращения
~dt
a jdP AttI— _clt_
P3
(13)
Рис. 8—10 показывают, что наблюдается заметная корреляция светимости и йЕ/йЬ, которая подтверждает обычно принимаемое предположение об энергии вращения как основном источнике энергии, обеспечивающем наблюдаемое излучение радиопульсаров во всех диапазонах. Кроме того, из этих рисунков следует, что основной источник энергии одинаков для пульсаров с любыми периодами.
Соответствующие зависимости Ь(йЕ/йЬ) в трех диапазонах могут быть представлены в следующем виде:
^ Ьг = (0.948 ± 0.220) ЫйЕ/сМ) — (14)
— (2.850 ± 7.287),
К = 0.573 (0.0016 < Р < 0.0649 с),
^ Ьг = (0.220 ± 0.058) ЫйЕ/сМ) + (15) + (21.439 ± 1.876), К = 0.300 (0.1014 < Р < 8.5098 с),
^ Ьх = (1.146 ± 0.194) ^(йЕ/йЬ) — (16)
— (8.577 ± 6.898),
К = 0.838 (0.0016 < Р < 5.5404 с),
^ Ь1 = (0.657 ± 0.134) ^(йЕ/йЬ) + (17)
1ё Ц 36
35 34 33 32
37 |-
36 -
35 -
34 =>
33 -
32
Рис. 7. Зависимость гамм
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.