АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2015, том 92, № 9, с. 742-750
УДК 524.354.4
СРАВНЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ РАДИОТИХИХ И РАДИОГРОМКИХ ПУЛЬСАРОВ
© 2015 г. И. Ф. Малов1*, М. А. Тимиркеева1-2
1 Пущинская радиоастрономическая обсерватория Астрокосмического центра Физического института им. П.Н. Лебедева Российской академии наук, Пущино Московской обл., Россия
2Пущинский государственный естественно-научный институт, Пущино Московской обл., Россия Поступила в редакцию 12.01.2015 г.; принята в печать 22.01.2015 г.
Для двух групп пульсаров, обнаруженных в гамма-диапазоне, проведено сравнение периодов, их производных, магнитных полей на поверхности и вблизи светового цилиндра, а также скоростей потери энергии вращения. Для первой группы зарегистрировано радиоизлучение, для второй — радиоизлучение не обнаружено. Показано, что средние значения указанных параметров близки друг к другу, но их распределения отличаются. Так, у объектов с измеренным радиопотоком индукция магнитного поля на световом цилиндре Бьс распределена по закону, близкому к гауссовскому, в то время как у радиотихих гамма-пульсаров распределение почти равномерное. При этом первая группа обладает, как правило, более высокими значениями Бьс. Найдена корреляция между светимостью пульсара в гамма-диапазоне и величиной Бьс, что свидетельствует о генерации излучения в области вблизи светового цилиндра, причем это излучение обусловлено, по-видимому, синхротронным механизмом.
001: 10.7868/80004629915080058
1. ВВЕДЕНИЕ
Одной из нерешенных проблем в современной астрофизике остается природа гамма-излучения одиночных нейтронных звезд. Исследования в этом направлении стали более интенсивными после запуска космического аппарата FERMI с телескопом LAT, имеющим высокую чувствительность в диапазоне от 20 МэВ до приблизительно 300 ГэВ. В результате успешно проведенных с помощью этого телескопа наблюдений открыто более 100 гамма-пульсаров, и их общее количество достигло к настоящему моменту около 150 [1]. Это дает возможность провести статистический анализ распределений как самих источников, так и некоторых их параметров для выявления особенностей отдельных групп внутри всей популяции. В работе [2] с использованием данных каталогов [1, 3] проведено сравнение параметров "гамма-громких" и "гамма-тихих" радиопульсаров и выявлены отличия для этих двух выборок. В данной работе мы представляем сравнительный анализ двух других выборок — радиотихих и радиогромких гамма-пульсаров. В первой группе наблюдается только гамма-излучение, но нет радиокомпаньона (далее
E-mail: malov@prao.ru
такие объекты отмечены буквой 7), во второй — зарегистрированы импульсы и в радиодиапазоне (далее обозначаем 7 + R). Из рассмотрения исключены пульсары, входящие в двойные системы и шаровые скопления, поскольку в этих системах параметры источников могут быть подвержены сильному влиянию близких компаньонов.
2. РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ
В настоящей работе мы сравниваем распределения периодов, их производных, индукций магнитных полей на поверхности нейтронной звезды и вблизи светового цилиндра, скоростей потери энергии вращения и эффективности перекачки энергии вращения в наблюдаемую в гамма-диапазоне светимость для 7- и 7 + R-пульсаров. Индукция магнитного поля на поверхности определялась в рамках предположения о магнито-дипольном торможении нейтронной звезды. Считалось также, что структура поля остается дипольной до границы магнитосферы (до светового цилиндра). Полученные распределения показаны на рис. 1 — 6. На этих рисунках вверху представлены 7-пульсары, внизу — 7 + R-пульсары.
^Р (с)
Рис. 1. Распределения периодов.
Средние значения периодов (Р) двух групп равны 0.21 с (у) и 0.10 с (у + Н), производных / с!Р\
периода-=-13.57 (7) и -14.10 (7 +
+ Н), индукций магнитного поля на поверхности нейтронной звезды — (^ Б3) = 12.33 (7) и 11.95 (7 + Н). Мы видим, что в группе 7 + Н периоды, в среднем в 2 раза короче, по сравнению с группой 7, производные периода в 3 раза меньше, а магнитные поля на поверхности нейтронной звезды в 2 раза слабее. Однако анализ приведенных гистограмм свидетельствует о том, что радиоизлучение у гамма-пульсаров обнаруживается как у нормальных, так и у миллисекундных пульсаров, тогда как в группе 7 миллисекундные пульсары отсутствуют. В действительности распределения, приведенные на рис. 1—3 для (7 + Н)-пульсаров, являются бимодальными, и уменьшение средних значений вызвано левой подгруппой миллисекундных объектов,
в то время, как у 7-пульсаров распределения — однокомпонентные, и средние значения параметров полностью определяются квазигауссовой кривой.
На рис. 4 приведены распределения скорости потери энергии вращения нейтронной звездой.
/ с1Е \
Средние значения равны = 35.37 (7) и
35.53 (7 + Н), т.е. с учетом 5—6 порядков в разбросе
„ (1Е
значении —— их можно считать одинаковыми. Од-аЬ
нако для обеих групп этот параметр распределен почти равномерно по всему интервалу значений. Интересным представляется тот факт, что нет вы-деленности в области высоких скоростей потери
йЕ - и
энергии вращения —^ ни для одной из групп. 1\ро-
ме того, следует подчеркнуть, что для целого ряда
МАЛОВ, ТИМИРКЕЕВА 13
-15.0 -14.5 -14.0 -13.5 -13.0 -12.5 -12.0
-20 -19 -18
-17 -16 -15
-14 -13 -12 -11
Рис. 2. Распределения производных периода.
с1Е М
пульсаров с ^ —г~ > Ю36 эрг/с гамма-излучение
не зарегистрировано [1].
Очень важным нам представляется распределение индукции магнитного поля на световом цилиндре (рис. 5). Первое, что следует отметить, это высокие значения Б^а в обеих группах. Действительно, если для нормальных радиопульсаров средняя величина Бьа порядка десятков гаусс, то средние значения в исследуемых группах (^ Б^а) равны 3.60 (7) и 3.95 (7 + R). Во-вторых, необходимо отметить различие в характере распределений. Если для 7-пульсаров распределение близко к равномерному, то в 7 + R-пульсарах оно может быть описано гауссовской зависимостью с выделенно-стью более высоких значений Бьа (^ Бьа = 3 — — 5), чем в первой группе. Максимум гауссианы на рис. 5 приходится на значение 4.9 при ширине 1.3. Величина х2 для такого представления составляет 3.3.
Показанные на рис. 6 распределения эффективности перекачки энергии вращения в гамма-излучение, по-видимому, бимодальны. Есть пуль-
сары, в которых к.п.д. п < 10%, и существуют излучатели с п ~ 100%. Для пульсаров, у которых по данным работы [1] п > 100%, принималось значение 100%.
Для 7 гамма-пульсаров без радиоизлучения и без измеренной меры дисперсии в работе [1] даются значения расстояний, определенных другими методами (по параллаксу, положению пульсара в облаке или между облаками, когда есть измерения в линии 21 см, и по совпадению положения с рентгеновским источником с оцененным расстоянием до него).
Выборки объектов в обеих группах скудны, и полученные выводы следует считать предварительными. Однако намечается тенденция более высоких к.п.д. у радиотихих гамма-пульсаров. Средние значения п для двух групп равны 52% (7) и 18% (7 + R).
3. АНАЛИЗ ПОЛУЧЕННЫХ РАСПРЕДЕЛЕНИЙ
Высокие значения индукции магнитного поля на световом цилиндре в гамма-пульсарах застав-
14 -
12 -
10 -
8 -
6 -
4 -
2 -
0
11.25
20 г
18 -
16 -
14 -
12 -
10 -
8 -
6 -
4
^В (Гс)
18
2 о!
0 0 0 0
-1-1-1-
;.0 8.5 9.0 9.5 10.0 10.5 11.0 11.5 12.0 12.5 13.0 13.5 14.0
^В (Гс)
4
2
Рис. 3. Распределения индукций магнитного поля на поверхности нейтронной звезды.
ляют предположить, что именно на периферии магнитосферы происходит генерация излучения в
этом диапазоне. В окрестности светового цилиндра уменьшается отношение энергии магнитного поля к энергии плазмы, и у релятивистских частиц появляются заметные питч-углы [4]. Это, в свою очередь, приводит к включению синхротрон-
ного механизма, мощность которого при любом распределении частиц по энергиям возрастает с увеличением магнитного поля. Поэтому, если излучение связано с синхротронным механизмом, следует ожидать зависимость светимости объекта от индукции магнитного поля в области генерации
излучения. Действительно, наблюдается корреляция гамма-светимости исследуемых пульсаров с
магнитным полем на световом цилиндре (рис. 7). Это подтверждает предположение о локализации области формирования гамма-излучения на периферии магнитосферы и его генерации синхротрон-ным механизмом.
На рис. 7 зависимости ^ Б^а) показаны отдельно для гамма-пульсаров без радиоизлучения и радиогромких гамма-пульсаров. Первая группа содержит 10 источников, вторая — 35. Из выборок исключены объекты, входящие в двойные системы.
Зависимость параметров для первой группы описывается уравнением
^ Ь1 = (0.89 ± 0.53) ^ БЬа + (31.32 ± 4.3) (1) при коэффициенте корреляции К = 0.8.
Для второй группы соответствующее уравнение имеет вид
^ Ь1 = (0.49 ± 0.47) ^ БЬа + (32.43 ± 2.01). (2)
Коэффициент корреляции для этой выборки равен 0.34.
10
9 8
7 6
^ 5
4
3
2
1
0 33
9
8 7 6
5
* 4
3
2
1
0 32
0 33.5 34.0 34.5 35.0 35.5 36.0 36.5 37.0 37.5 38.0
lg(dE/dt) (эрг/с)
0 32.5 33.0 33.5 34.0 34.5 35.0 35.5 36.0 36.5 37.0 37.5 38.0 38.5 39.0
lg (dE/dt) (эрг/с)
Рис. 4. Распределения скорости потери вращательной энергии.
Область формирования излучения во внешнем зазоре обычно связывается с геометрическим местом точек, где плотность зарядов становится равной нулю [5]. Если поле имеет дипольную структуру
B
3 (д • r) r д
rJ
r
3'
(3)
где / — магнитный дипольный момент, модуль которого равен БЕ3/2, г — расстояние от центра нейтронной звезды, а плотность зарядов описывается формулой Голдрайха—Джулиана
Р
П В
2-/ГС '
(4)
где П — вектор угловой скорости вращения нейтронной звезды, то внешний зазор определяется условием
(П • В) = 0. (5)
Для произвольного угла наклона в магнитного момента к оси вращения (рис. 8) получим, что геометрическое место точек с нулевым зарядом соответствует углам 0, отсчитываемым от оси диполя, которые определяются из уравнения
9(1 + tg2 в) cos2 20 + 6 cos 20 +
(6)
+ 1- 9tg2 в = 0.
Решение этого уравнения может быть представлено в виде (рис. 9)
cos 20 =
— cos2 ¡3 ± sin j3 \f 9 — cos
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.