Фоновое радиоизлучение Галактики в континууме

 

Излучение Галактики в непрерывном спектре концентрируется к галактической плоскости. Имеются локальные максимумы в Лебеде и Тельце. Особенно повышенная концентрация наблюдается в Стрельце, в направлении центра Галактики. На частоте 18 МГц яркостная температура 2·10⁵ K в направлении центра и 7.5·10⁴ K в направлении антицентра. На низких частотах спектральный индекс  < 2 ( ).

Применительно к протяженному радио-излучению Галактики обычно вводят спектраль-ный индекс для температуры: T_b( ) µ ,  = –(  + 2). На частоте 178 МГц  = –0.4 для диска Галактики и –0.6 для высоких галактических широт.

Нетепловой фон делится на четыре компонента:

1) галактический диск, симметричный относительно галактического центра;

2) локальные особенности, определяемые спиральными рукавами;

3) галактическое гало, симметричное относительно галактической плоскости;

4) изотропный фон, обусловленный неразрешенными метагалактическими источниками.

На волнах короче 20 см основная часть фона имеет тепловую природу. Тепловое излучение сильнее концентрируется к галактической плоскости: толщина по половинной яркости теплового компонента 200 пк, нетеплового – 400 пк. Вблизи  = 20 см вклад теплового и нетеплового излучения примерно одинаков.

Обзор плоскости Галактики, выполненный на волне 11 см в NRAO c угловым разрешением 11¢, показал наличие большого количества (несколько сотен) источников размером ~10¢–20¢. Таким образом, на высоких частотах фон – наложение отдельных дискретных источников.

Спектры галактического фона на низких частотах в разных направлениях отличаются, но не очень сильно. Максимумы всех спектров лежат в области 3 МГц,

I(3 МГц) = 10^–19 Вт/(м²×Гц×стерад).

При n < 3 МГц I µ n^–0.5, при n > 3 МГц I µ n^1.5. По-видимому, низкочастотный завал спектра вызван тепловым тормозным механизмом поглощения в горячей слабоионизованной межоблачной среде галактического диска с N_e ~ 0.03 см^–3, T_e = 4000 K. При этом мера эмиссии ME ~ 25 см^–6пк. Галактический горизонт видимости r определяется тепловым тормозным поглощением. На частоте 1 МГц r уже меньше характерной полутолщины галактического газового диска (500 пк), а на 260 кГц r ~ 15 пк. Таким образом, на низких частотах особенности фона определяются только локальными источниками.

Галактический центр. В центре находится дискретный радиоисточник Sgr A (Стрелец А). Этот источник имеет сложную структуру. Излучение нетепловое, на  > 1 ГГц S µ ^–0.7. В самом центре компонент размером ~10². В области галактического центра имеется ряд источников с тепловым спектром. По наблюдениям в линии молекулы CO, вокруг центра Галактики имеется расширяющееся кольцо газа диаметром ~270 пк.

В галактическом центре наблюдаются также рекомбинационные радиолинии, облака нейтрального водорода в линии 21 см и дискретные источники линий молекулы OH  = 18 см с лучевыми скоростями до –250 км/с.

Галактические шпуры. Это крупномасштабные детали галактического фонового радиоизлучения. Самый крупный из них – Северный Полярный Отрог. Вероятно, это близкий старый остаток вспышки Сверхновой. Имеется еще несколько шпуров (в том числе Арка Кита и др. – отмечены на рис. 19.1 овалами). Излучение шпуров сильно поляризовано, что указывает на синхротронную природу. Магнитное поле в шпурах H ~ 5×10^–5 Гс, т.е. примерно на порядок величины усилено по сравнению с межзвездным полем. Усиление поля объясняется сжатием газа под действием ударной волны остатка вспышки Сверхновой.

Радиогало. Интенсивное фоновое радиоизлучение присутствует и на высоких широтах. Оптическая толща по синхротронному механизму мала, поэтому интенсивность излучения прямо пропорциональна длине пути в галактической короне.

Механизмы ускорения заряженных частиц. Релятивистские электроны, создающие синхротронное излучение, могут иметь различное происхождение. По современным представлениям, в Галактике основными источниками релятивистских частиц являются остатки вспышек Сверхновых и пульсары. В первом приближении спектр галактических электронов можно оценить из спектра синхротронного радиоизлучения в Галактике, для которого средний спектральный индекс (см. 11.15) , отсюда показатель спектра энергичных электронов  = 2.6.

Ускорение заряженных частиц – один из видов кинетической неустойчивости плазмы. Кратко рассмотрим некоторые механизмы.

1. Механизм Ферми.

а) Ускорение возможно при взаимодействии между частицами и меж-звездными облаками, которые движутся вместе с вморо-женными магнитными полями (магнитная бутылка, рис. 19.2) или если, например частицы попадают между сходящимися ударными волнами, фронты которых представляют собой своеобразные магнитные зеркала. Пробки сближаются со скоростью , – компонента скорости . За одно столкновение частица приобретает скорость 2U, число столкновений с заданной стенкой в единицу времени , L – расстояние между пробками.

,                                                                           (19.1)

То есть  или . С ростом  уменьшается питч-угол, и частица выходит из ловушки.

б) Статистический механизм ускорения (при хаотическом движении частицы между облаками). В результате столкновения с движущимся зеркалом частица либо теряет, либо приобретает дополнительную скорость (и энергию) в зависимости от того догоняет или налетает частица на зеркало. Частицы будут чаще сталкиваться в лобовом ударе, чем догонять такие зеркала, так как относительные скорости тех и других ударов соответственно  и . Соответствующие вероятности столкновения равны  и  (приблизительно равны ). В итоге для средней энергии столкновения имеем , то есть статистически энергия частицы также увеличивается

 Направление процесса должно вести к установлению равнораспределения энергии между облаками и частицами. Роль магнитного поля сводится к отражению частиц от облаков.

2. Ускорение удар-ными волнами происхо-дит в ионизованной среде с вмороженным магнит-ным полем. Считаем, что направление магнитного поля  параллельно плоскости фронта. Величины в среде перед фронтом обозначим индексом "1", а за фронтом - индексом "2". Заряженная частица, движущаяся в невозмущенной среде 1, отражается от намагниченного фронта волны и приобретает импульс, как при встречном столкновении с зеркалом. Кроме того, частица испытывает дрейф в электрическом поле , наведенном при движении ударной волны со скоростью  в плазме (рис. 19.3). Траектория частицы может многократно пересекать фронт. За счет сохранения адиабатического инварианта:

                                                                                            (19.2)

энергия частицы в среднем возрастает пропорционально индукции магнитного поля B. Здесь  - перпендикулярная к магнитному полю составляющая импульса частицы в области перед фронтом и за фронтом соответственно. В случае сильной ударной волны магнитная индукция увеличивается примерно в четыре раза, поэтому при нескольких прохождениях фронта частица может набрать значительную энергию.

3. Ускорение плазменными волнами (ленгмюровскими, альвеновскими и звуковыми). По современной теории ускорение частиц может происходить в "плазменных котлах". "Плазменный котел" (или плазменный реактор) – плазменная область с развитой турбулентностью, запертым излучением и большим количеством также запертых релятивистских частиц. Котел должен обладать источником энергии. Вопросы об энергетике котла и удержании плазмы в нем не обсуждаются, так же как и вопрос о конкретной физической природе котла. Это может быть область солнечной вспышки, остаток вспышки Сверхновой, магнитосфера пульсара, ядро активной галактики или квазара. Диссипация энергии в плазменном турбулентном котле сопровождается ускорением частиц и формированием спектра релятивистских электронов. Теория показывает, что в котле формируется степенное распределение частиц по энергиям. Ускоренные частицы выходят из котла либо путем диффузии, либо при взрывах котла, связанных с его перегревом. В зависимости от физических процессов, преобладающих в плазменном реакторе, выделяют два типа реакторов: синхротронный и комптоновский. В синхротронном котле при взаимодействии излучения с частицами преобладают процессы синхротронного излучения и поглощения, а в комптоновском - прямое и обратное комптоновское рассеяние. Синхротронный механизм дает g = 0.93, а в случае комптоновского котла g=3. В реальном плазменном котле оба вида процессов могут сочетаться в разных пропорциях. Показатель спектра галактических электронов g = 2.62 указывает, что котлы, в которых приготовлены релятивистские электроны Галактики, по своим свойствам ближе к комптоновскому типу.

 

Межзвездный нейтральный водород

Атомарный водород в межзвездной среде наблюдается благодаря излучению и поглощению в линии 21 см. Эта линия образуется при переходе между подуровнями сверхтонкой структуры основного состояния атома водорода 1²S. Состояние расщеплено на два подуровня, описываемые квантовым числом F = 0, 1. Вероятность перехода мала. Лишь высокое обилие нейтрального атомарного водорода позволяет относительно легко наблюдать линию  = 21 см в межзвездной среде.

Распределение атомов по подуровням F = 0, 1 можно представить формулой Больцмана:

.                                                                               (19.3)

Для частоты всегда выполняется условие h << k_BT_s, даже при T_s = 1 K. Поэтому с хорошей степенью точности можно принять ( = 2F + 1): n₁ @ 3n₀, n_H @ 4n₀.

Атомы водорода, сталкиваясь с частицами окружающего газа или поглощая квант с частотой , возбуждаются на подуровень F = 1, а затем могут совершить переход (излучательный или столкновительный) на подуровень F = 0. Если плотность газа достаточно велика и столкновения происходят часто, распределение атомов по подуровням F = 1 и F = 0 определяется столкновительными процессами, и T_s ® T_кин – кинетической температуре газа. Если же столкновения редки, то T_s определяется излучательными переходами, т.е. плотностью излучения на частоте перехода 21 см ( ). Условие равенства T_s = T_кин:

                                                                              (19.4)

При значениях T_кин ~ 100 K и n_H > 0.1 см^–3, типичных для нейтральной межзвездной среды, это условие выполняется.

Решение уравнения переноса излучения в линии 21 см:

T_b( ) = T_s [1 – e^– ].                                                                              (19.5)

В случае малой оптической толщи во всей линии [ << 1] T_b( ) = T_s , и излучающий слой газа прозрачен для собственного излучения. Поэтому можно определить полное число атомов N_H на луче зрения в столбце сечением 1 см² ("столбцовую плотность" – column density). Оптическая толща на единичный интервал частот:

,                                                                      (19.6)

где L – толщина области излучения.

Подставляя сюда (16.1 и 16.2), а также численные значения параметров и учитывая, что n_H @ 4n₀, можно получить для столбцовой плотности в случае малой оптической глубины:

.                                            (19.7)

Значение последнего интеграла получается непосредственно из наблюдаемого профиля линии путем численного интегрирования по частоте. Если условие  << 1 не выполняется для всего профиля линии, то  может быть велика в центре и мала в крыльях. Тогда профиль имеет негауссову форму: плоская вершина и гауссовы крылья. В большинстве случаев наблюдается гауссова форма профиля.

В условиях галактического диска (при T ~ 100 K, n_H ~ 0.5 см^–3) оптическая толща в линии  = 21 см  > 1 при длине пути L > 800 пк. Но это так лишь в том случае, когда все атомы имеют одинаковую систематическую скорость относительно наблюдателя. На самом деле дифференциальное вращение Галактики "растаскивает" профиль линии по частоте и просветляет среду в линии  = 21 см. Лишь в направлениях на центр и антицентр, где систематические скорости газа (при чисто круговом галактическом вращении) направлены поперек луча зрения, может реализоваться случай  > 1.

Линии поглощения  = 21 см. Пусть облако нейтрального водорода наблюдается в направлении на источник непрерывного спектра, который имеет на частоте линии яркостную температуру T₀. Тогда, согласно решению уравнения переноса, яркостная температура излучения на частоте линии:

T_b( ) = T₀ exp[– ] + T_s {1 – exp[– ]}.                                          (19.8)

Разность яркостных температур в линии и в соседнем участке непрерывного спектра фонового радиоисточника

T_b( ) = (T_s – T₀){1 – exp[– ]}.                                                         (19.9)

Множитель в фигурных скобках всегда заключен в пределах:

0 < 1 – exp[– ] < 1.                                                                              (19.10)

Таким образом, знак "добавки" T_b( ), создаваемой к непрерывному спектру наличием линии, определяется знаком разности (T_s – T₀). При T_s > T₀ (водород в облаке "горячее" фона) получим линию излучения на фоне континуума; при T_s < T₀ (водород "холоднее" фона) – линию поглощения.

Обзоры в линии 21 см.

 

 

Рис. 19.4. Распределение по небу столбцовой плотности нейтрального водорода. Видна резкая концентрация газа к галактической плоскости.

 

Физические характеристики межзвездной среды, определяемые по излучению 21 см.

 

По современным представлениям, атомарный водород в Галактике существует в форме плотных (n_H ~ 1–4 см^–3) холодных (T ~ 80–150 K) облаков. В промежутках между облаками газ имеет T ~ 5000–6000 K и n_H ~ 0.1 см^–3, нагрев производится мягкими космическими лучами. При этом плотные и холодные облака по давлению находятся в равновесии с горячим межоблачным газом.

Высокоскоростные облака HI. Имеют большие отрицательные V_r (до –200 км/с), наблюдаются на высоких галактических широтах. Вероятнее всего, облака находятся в гало Галактики. Возможная интерпретация: межгалактический водород, падающий на плоскость Галактики, или газ, выброшенный из ядра Галактики и теперь падающий на ее плоскость.

 

Зоны HII

 На низких частотах, где оптическая толща зоны HII велика, спектр следует закону Рэлея–Джинса; на высоких частотах, где зона HII прозрачна, спектр плоский. Частота перегиба спектра , где  =1, связана с мерой эмиссии зоны HII соотношением:

                                                                                                 (19.11)

где в МГц, в см^–6пк.

Решение уравнения переноса для зоны HII, выраженное в яркостных температурах:

T_b = T₀e^–t+ T_e(1 – e^–t),                                                                                      (19.12)

где T₀ – яркостная температура фона, T_e – электронная температура в зоне HII (~10⁴ K). В оптически толстой части спектра ( > 1,  < ) яркостная температура T_b = T₀e^–t + T_e.

На высоких частотах яркостная температура галактического фона T₀ << T_e,  < 1 и T_b = T_e , т.е. интенсивность радиоизлучения зоны HII определяется ее электронной температурой и оптической толщиной. Плотность потока зоны HII:

              (19.13)

где интегрирование ведется по видимому телесному углу W_HII зоны HII, S¢ - плотность потока, соответствующая излучению черного тела с T = T_e (т.е. примерно уровень излучения в плоской высокочастотной части спектра зоны HII). Плотность потока на частоте перегиба, где  = 1, S = S¢(1 – e^–1) = 0.63S¢.

По измерениям плотности потока на двух частотах (зная приблизительно размер туманности и считая ее однородной и изотермической) можно найти n_e и T_e (определяя и ).

Тепловые радиоисточники, связанные с зонами HII, обнаруживают сильную концентрацию к галактической плоскости, так как звезды спектральных классов OB, их образующие – молодые объекты, принадлежащие к плоской составляющей населения Галактики. Излучение зон HII, сливаясь, образует фон Галактики на коротких дециметровых и на сантиметровых волнах. К наиболее известным тепловым радиоисточникам – зонам HII относятся радиоисточники Ori A (Туманность Ориона), Sgr B2, туманности M8 и Омега, а также ряд объектов обзора Вестерхаута галактической плоскости в непрерывном спектре на  = 1415 МГц: W3, W33, W49, W75.

Многие тепловые радиоисточники связаны с областями активного звездообразования. Наблюдаются, в частности компактные и ультракомпактные зоны HII, которые непосредственно окружают недавно возникшие звезды спектральных классов O и ранних B. Размеры компактных зон HII ~ 0.1 пк, а электронная плотность достигает 10⁶–10⁷ см^–3. Компактные зоны HII проявляют себя в областях на сантиметровых волнах в виде тепловых радиоисточников малых угловых размеров, иногда наложенных на более протяженный диффузный радиоконтинуум с меньшей мерой эмиссии.

 

Рекомбинационные радиолинии

 

Кроме радиоизлучения в непрерывном спектре, у зон HII наблюдаются спектральные линии, возникающие при переходах между высоковозбужденными атомарными уровнями с большими значениями главного квантового числа n.

Два типа объектов в Галактике, где обнаружены рекомбинационные линии (РЛ), – зоны HII и слабо ионизованные облака межзвездного газа.

РЛ могут наблюдаться в спектре зоны HII только на тех частотах, где оптическая толща зоны HII в континууме по свободно-свободному излучению мала, иначе линия сольется с непрерывным спектром.

По измерениям рекомбинационных линий можно определить электронную температуру T_e зоны HII. Первые определения давали T_e ~6×10³ K, т.е. ниже, чем было известно для большинства зон HII (~10⁴ K). Однако затем было показано, что значительную роль могут играть неравновесные процессы: линии оказываются усиленными по сравнению со случаем ЛТР, поэтому температура получается заниженной.

Картографируя зону HII в рекомбинационной линии, можно получить поле скоростей в зоне HII.

Наблюдаются также линии He, C и других элементов. Частоты их линий мало отличаются от частот водородных переходов. Это объясняется тем, что в высоковозбужденном атоме один из электронов расположен далеко от атомного остатка и воспринимает его как точечный элементарный заряд, равный заряду протона. Спектр такой системы также водородоподобный, т.е. имеет те же ридберговские уровни энергии и переходы, частоты которых даются формулой (16.7). Разница состоит лишь в постоянной Ридберга (16.8) из-за другой массы атомного остатка. Но эта разница невелика. Так, на волне  ~ 6 см все линии укладываются в пределах ~2.7 МГц от частоты водородной линии.

Рекомбинационные линии наблюдаются также от диффузной межзвездной среды (от областей с малой степенью ионизации). Эти линии отличаются малой доплеровской шириной, так как возникают в холодных областях. Интенсивности линий углерода обычно сильнее, чем линии водорода, так как у атома углерода потенциал ионизации (11.1 эВ) ниже, чем у атома водорода. Поэтому в облаках, где водород нейтрален, углерод оказывается ионизован.

Предел главного квантового числа n, до которого еще можно надеяться обнаружить РЛ, определяется фоном нетеплового радиоизлучения Галактики и составляет n ~ 1000. Кванты нетеплового низкочастотного фона быстро заставляют высоко-возбужденный атом совершить вынужденный переход вниз. Это приводит к уменьшению времени жизни  на высоковозбужденном уровне. В результате профиль линии оказывается лоренцевским, сильно уширенным, ~ 1/ . Когда  становится порядка расстояния между соседними линиями, линии сливаются. Это означает, что дискретные уровни энергии переходят в континуум. Такому значению n соответствует радиус боровской орбиты ~0.1 мм, т.е. столь высоковозбужденный атом имеет вполне макроскопические размеры.