АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2014, том 91, № 6, с. 449-459
УДК 524.387:524.354.4-735
ОБ ЭВОЛЮЦИИ ПЕРИОДОВ ДОЛГОПЕРИОДИЧЕСКИХ РЕНТГЕНОВСКИХ ПУЛЬСАРОВ
© 2014 г. Н. Р. Ихсанов12*, Ю. С. Лих1, Н. Г. Бескровная1
1Главная (Пулковская) астрономическая обсерватория Российской академии наук,
Санкт-Петербург, Россия
2Санкт-Петербургский государственный университет, Старый Петергоф,
Санкт-Петербург, Россия Поступила в редакцию 21.10.2013 г.; принята в печать 30.10.2013 г.
Эволюция периодов рентгеновских пульсаров, входящих в состав массивных рентгеновских двойных систем, обсуждается при различных предположениях относительно геометрии и физических параметров аккреционного потока. Выполнены оценки момента сил, приложенного к нейтронной звезде со стороны аккреционного потока, и равновесного периода пульсаров. Показано, что наблюдаемая эволюция периода долгопериодических пульсаров находит свое объяснение в рамках сценария, в котором нейтронная звезда аккрецирует материю из замагниченного звездного ветра.
DOI: 10.7868/S000462991405003X
1. ВВЕДЕНИЕ
Долгопериодические пульсары составляют подкласс рентгеновских источников, в излучении которых наблюдаются регулярные пульсации с периодом от нескольких десятков до нескольких тысяч секунд. К настоящему времени этот подкласс включает в себя более 40 источников [1, 2]. Большинство из них отождествлены с массивными рентгеновскими двойными системами, состоящими из звезды раннего спектрального класса и нейтронной звезды, обладающей сильным магнитным полем. Рентгеновское излучение этих систем имеет аккреционную природу и обусловлено падением вещества на поверхность нейтронной звезды в области ее магнитных полюсов. Регулярные изменения интенсивности излучения, испускаемого из этих областей, происходят с периодом вращения звезды, ось дипольного магнитного поля которой наклонена к ее оси вращения (см. [3] и приведенную там литературу).
Периоды долгопериодических пульсаров не являются постоянными. Они испытывают, как правило, хаотические вариации на масштабе времени от нескольких дней до нескольких лет при незначительном изменении величины среднего периода (рисунок). Такое поведение пульсаров объясняется обменом угловым моментом между звездой и окружающим ее веществом, который в процессе аккреции происходит в соответствии с уравнением [3]
2п1й = Ks,, - K
sd-
(1)
E-mail: ikhsanov@gao.spb.ru
Здесь I — момент инерции нейтронной звезды, а V = 1/Р5 — частота ее осевого вращения с периодом Р5. Правая часть уравнения представляет собой разность ускоряющего К5и и тормозящего моментов сил, приложенных к звезде со стороны аккреционного потока. Определение величин этих моментов составляет основную задачу моделирования ротационной эволюции пульсаров. Период вращения нейтронной звезды, при котором выполняется равенство К5и = именуется равновесным периодом Ред.
Модель ротационной эволюции долгопериоди-ческих пульсаров до недавнего времени строилась исключительно в предположении, что аккреция вещества за пределами границы магнитосферы нейтронной звезды может происходить либо в форме кеплерова диска, либо в форме квазисферического потока. Одним из результатов, полученных в рамках такого предположения, был вывод о том, что абсолютная величина тормозящего момента сил
ограничена неравенством |К5Й| < К0 |, где [4—6] |К5(Й0)| = . (2)
Темп аккреции на поверхность нейтронной звезды радиуса КПЪ и массы МП5, входящий в это
выражение, 9Л = ЬхЕт/СМт, определяется по рентгеновской светимости пульсара Ьх. В формуле (2) = 2пи — угловая скорость осевого вращения нейтронной звезды, а к — безразмерный параметр, величина которого в общем случае лежит в интервале от 0 до 1. Радиус магнитосферы звезды в
3.5290 S 3.5285
н 3.5280 о
J 3.5275
3.5270 4
I
, О
О о
С pq
о
2010 —i—
ИХСАНОВ и др. 2011 2012
2013 —i—
i
Ч*
я*
J_L
3 2 1 0
55000
55500 56000
Дата, MJD
56500
Эволюция периода долгопериодического рентгеновского пульсара Vela X—1(вверху) и изменение потока рентгеновского излучения в диапазоне энергий 12—50 кэВ (внизу) по наблюдениям рентгеновского телескопа Fermi GMB (http://gammaray.msfc.nasa.gov/gbm/science/pulsars/ lightcurves/velaxl .fits.gz).
этом подходе нормирован на каноническии альве-новский радиус
(3)
тг(2СМпз )1/2, на котором давление дипольного магнитного поля нейтронной звезды /2/2пг6 достигает динамического давления свободно падающего сферического потока газа Егат (г) = р(г(г). Плотность и скорость газа в сферическом аккреционном потоке на заданном радиусе определяются соответственно
как р(г) = МЯ/4пг2^(г) и ^(г) = (2СМП8/г)1/2, а дипольный магнитный момент нейтронной звезды / = (1/2)В* вычисляется по напряженности магнитного поля на ее поверхности В*.
Исследования ротационной эволюции наиболее полно изученных долгопериодических рентгеновских пульсаров (табл. 1) показывают, однако, что наблюдаемый темп увеличения их периода ^О^\ в некоторые промежутки времени (табл. 2) существенно превосходит максимально возможную
величину ^^ \ < \К(0) \/2п1, допустимую в рамках канонической модели (табл. 3). Это несоответствие между теорией и наблюдениями многократно отмечалось в литературе, начиная с 1975 г. (см., например, [4, 25—28]). Обойти его, оставаясь в рамках традиционных аккреционных сценариев, можно, лишь предположив, что магнитное поле на поверхности этих нейтронных звезд составляет 1014 —1015 Гс и, таким образом, более чем на 2 порядка превосходит величину, оцененную по
циклотронной линии в спектре их рентгеновского излучения.
Сомнения в допустимости предположения о присутствии сверхсильного магнитного поля на поверхности долгопериодических пульсаров были недавно высказаны в работах [29, 30]. Исследования долгопериодического пульсара GX 301-2 обнаружили, что расхождения между предсказаниями теории и данными наблюдений возникают исключительно при объяснении эпизодов его быстрого торможения. Оценка величины магнитного поля этой нейтронной звезды, выполненная по наблюдениям эпизодов ее быстрого ускорения, соответствует величине поля, вычисленной из наблюдений циклотронной линии в спектре этого источника (см. [29] и приведенную там литературу). Попытка объяснить эпизод быстрого торможения вращения нейтронной звезды БРХ 1062 в рамках канонической модели приводит к еще более парадоксальному результату. Альвеновский радиус нейтронной звезды в этом случае оказывается
больше радиуса коротации гсог = (СМП8/и2)1/3, что исключает возможность стационарной аккреции вещества на ее поверхность и делает непонятной природу этого рентгеновского источника [30].
Совокупность этих результатов указывает на то, тормозящий момент сил, приложенный к нейтронной звезде со стороны аккреционного потока, по-
видимому, превосходит \К((0\, и недооценка величины этого параметра, возможно, связана с чрезмерной упрощенностью используемых в настоящее время аккреционных сценариев. Наибольшее
Таблица 1. Параметры долгопериодических пульсаров
Название пульсара Ps, С* РогЬ, СУТ Ьзв, эрге В12, Гс** Спектральный класс d, кпк Ссылка
ОАО 1657-415 37 10.4 3 3.2 Ofpe 6.4 [7, 8]
Vela Х-1 283 9 4 2.6 ВО.5 Ib 2 [9, 10]
4U 1907+09 441 8 2 2.1 08-9 la 4 [11,12]
4U 1538-52 525 4 2 2.3 ВО lab 4.5 [13, 14]
GX 301-2 685 41.5 10 4 В1 la 3 [15, 16]
X Persei 837 250 0.1 3.3 ВО Ve 1 [17, 18]
* Среднее значение по совокупности наблюдений, приведенных в литературе.
** Оценка выполнена по наблюдениям циклотронной линии в рентгеновском спектре источника.
сомнение вызывает допустимость предположения о малой величине магнитного поля в веществе, захватываемом нейтронной звездой из ветра своего массивного компаньона. Основанием для принятия этого предположения на ранних этапах развития теории аккреции была точка зрения об относительно слабой магнитизации массивных звезд ранних спектральных классов. В отличие от звезд сол-
Таблица 2. Наблюдаемый темп замедления
Название пульсара ío, MJD tu MJD Ai, сут кьл Гц с-1 Ссылка
ОАО 1657-415 50680 50687 7 3 х Ю-12 [19]
Vela Х-1 44306 44320 14 3 х IO"13 [20]
4U 1907+09 54280 55600 1320 4 х IO"14 [21]
4U 1538-52 45514 45522 8 2 х IO"13 [22]
GX 301-2 54300 54710 410 ю-13 [23]
X Persei 43413 43532 118 2 х IO"14 [24]
Таблица 3. Отношение предсказываемого темпа торможения к наблюдаемому*
Ñame ^sd / ^sd \(0) / \obs ■ (sl) /■ obs ^sd /^sd
ОАО 1657-415 0.02 0.06 2.1
Vela Х-1 0.003 0.08 2.7
4U 1907+09 0.005 0.24 7.2
4U 1538-52 0.001 0.04 1.3
GX 301-2 0.003 0.24 8.4
X Persei 0.005 0.09 2.7
Здесь ^
K(t)
Asd .(0)
2-кГ sd
K(0)
Asd .(Si)
2тгГ "
vsd
K (si) sd
2тгI '
нечного типа и карликов поздних спектральных классов эти объекты не содержат подфотосфер-ных конвективных зон, в которых магнитное поле может быть усилено динамо-процессом. Спектро-поляриметрические наблюдения, выполненные в течение последнего десятилетия, показали, однако, что крупномасштабные магнитные поля O,B-звезд могут достигать сотни и даже тысячи гаусс [31 — 33]. Магнитное давление в звездном ветре даже на значительном удалении от такой звезды остается сопоставимым с плотностью тепловой энергии истекающей плазмы [34, 35] и может оказывать существенное влияние на геометрию и характер течения вещества внутри радиуса Бонди ее вырожденного компаньона та = 2GMns/v2el, двигающегося относительно звездного ветра со скоростью vrel.
В этой работе мы оцениваем тормозящий момент сил, приложенный к нейтронной звезде со стороны аккреционного потока, в рамках модельной задачи о вращении сферы в вязкой среде [3]. Мы показываем, что момент сил для интересующих нас значений параметров увеличивается по мере уменьшения радиуса сферы как К^ ж т-3/2. Его величина (см. далее формулу (12)) соответствует
тЛ 0)
ранее полученному значению Ку при тт = та и существенно превосходит его, если радиус, на котором аккреционный поток проникает в магнитное поле звезды, меньше альвеновского радиуса: тт < та. В частности, наблюдаемый темп торможения долгопериодических пульсаров в рамках полученного нами решения достигается при тт ~ ~ (0.1—0.5)та (табл. 4). Этот вывод исключает возможность моделирования картины аккреции в приближения
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.