Свертилов_1_4 - Солнечно
advertisement
Глава 1.4 Космическое рентгеновское и гамма-излучение Сергей И. Свертилов НИИЯФ им. Д.В.Скобельцына МГУ 119899 Россия, Москва, Воробьвы горы, НИИЯФ МГУ Абстракт Проведен анализ актуальных проблем современной наблюдательной рентгеновской и гамма-асрономии. Рассмотрены основные механизмы генерации рентгеновских и гамма-квантов в источниках, а также методы их регистрации. Проанализированы физические процессы и характеристики основных астрофизических явлений и объектов, наблюдаемых в рентгеновском и гамма-диапазонах: тесные двойные системы, пульсары, магнетары, кандидаты в черные дыры, активные ядра галактик, диффузное галактичекое и метагалактическое излучение, космические гамма-всплески. Ключевые слова: рентгеновское, гамма-излучение, энергетические спектры, кривая блеска, тесные двойные системы, пульсары, магнетары, барстеры, транзиенты, рентгеновские новые, черные дыры, активные галактические ядра, квазары, блазары, диффузный фон, космические гамма-всплески. 1. ВВЕДЕНИЕ Как известно, рентгеновское и гамма излучение относится к коротковолновой или жесткой области электромагнитного спектра (см. рис. 1). В энергетическом представлении к рентгеновским фотонам принято относить кванты электромагнитного поля с энергией более 100 эВ, к гамма-квантам – с энергией >100 кэВ. Генерация подобных фотонов происходит в процессах, характеризуемых достаточно высокой энергетикой. Поэтому регистрация космического рентгеновского и гамма-излучения, наблюдения астрофизических объектов в жестком диапазоне электромагнитного спектра вот уже в течение нескольких десятилетий вызывают большой интерес именно в виду возможности прямого исследования самых высокоэнергичных процессов во Вселенной. Рисунок 1. Спектральные диапазоны электромагнитного излучения. Заштрихованные области соответствуют интервалам длин волн, в которых атмосфера Земли прозрачна для космического излучения За время, прошедшее с момента открытия в 1962 г. в эксперименте на ракете «Аэроби» первого источника жесткого излучения, находящегося за пределами солнечной системы – Sco X-1 (Giacconi et al., 1962), рентгеновская и гамма-астрономия добилась впечатляющих результатов. Эта, пожалуй, самая динамично развивающаяся область современной астрофизики охватывает явления, происходящие как на Солнце и в солнечной системе, так и в нашей Галактике и галактических объектах, а также далеко за ее пределами – вплоть до космологических расстояний. В настоящем разделе будут рассмотрены проблемы, связанные с изучением методами рентгеновской и гамма-астрономии процессов и объектов вне гелиосферы и солнечной системы. В мягком рентгеновском диапазоне (энергия фотонов менее нескольких кэВ) на уровне светимости 1035 эрг/с излучают горячие короны звезд главной последовательности, относящихся к спектральным классам O, B, A, F, G, K, M. Из них в среднем наибольшей рентгеновской светимостью обладают горячие сверхгиганты классов O и B - 1033 эрг/с. У звезд поздних спектральных классов К, М рентгеновская светимость может доходить до 1029 эрг/с. Кроме того, зарегистрировано мягкое рентгеновское излучение от белых карликов, а также вспыхивающих звезд типа T Tau, катаклизмических переменных RS CVn и некоторых других. В мягком рентгеновском излучении получены изображения нескольких десятков остатков сверхновых (плерионов), в том числе и в соседних галактиках. Мягкое рентгеновское излучение является довольно типичным и для внегалактических объектов (галактик и квазаров). Считается, что рентгеновская светимость нормальных галактик типа нашей Галактики обусловлена в основном совокупным излучением отдельных источников, она составляет 1039 эрг/с. В мягком рентгеновском диапазоне от многих скоплений галактик зарегистрировано тепловое излучение горячего межгалактического газа. Что же касается объектов, излучающих преимущественно в жестком рентгеновском и мягком гамма-диапазонах (энергии фотонов от нескольких кэВ до нескольких сотен кэВ), то они составляют популяции, существенно отличающиеся от большинства звездного населения Галактики. Согласно современным представлениям большинство галактических источников жесткого рентгеновского излучения – это двойные звездные системы, состоящие из “нормальной” звезды известного спектрального класса и, так называемого, релятивистского компактного объекта – коллапсара (нейтронной звезды или черной дыры). При этом, в качестве основного механизма, обеспечивающего высокую светимость в жестком диапазоне, рассматривается выделение энергии при аккреции вещества звезды на релятивистский компактный объект, обеспечивающее нагрев этого вещества до температур в десятки миллионов градусов, что и дает очень высокую рентгеновскую светимость (1035 - 1038 эрг/с). В ходе многочисленных наблюдений, проведенных на различных космических аппаратах, на сегодняшний день в нашей Галактике и ее ближайших спутниках – большом и малом Магеллановом облаках открыто несколько сотен подобных объектов. Следует отметить, что тесные двойные системы, содержащие коллапсар, характеризуются падающими спектрами, поэтому число известных источников такого типа убывает по мере увеличения энергии регистрируемых фотонов. В диапазоне 100-300 кэВ значимые потоки зарегистрированы всего от нескольких объектов, а при энергиях свыше 1 МэВ наблюдалась только двойная система Cyg X-1, которая традиционно рассматривается в качестве одного из наиболее вероятных кандидатов в черные дыры (Bassani et al., 1989). В жестком диапазоне электромагнитного спектра излучают и некоторые одиночные пульсары. Среди них наиболее известны пульсар в Крабовидной туманности (спектр его излучения лежит практически во всех диапазонах электромагнитного спектра), а также пульсар Vela. Всего на сегодняшний день в нашей Галактике открыто около десяти одиночных пульсаров, от которых зарегистрировано рентгеновское и гамма-излучение (Mereghetti, 2001; Тhоmpson, 2001). Некоторые из них, в частности пульсар в Крабовидной туманности, находятся в остатках сверхновых, которые тоже могут излучать в жестком рентгеновском и мягком гамма-диапазонах. Спектры излучения некоторых, так называемых, гамма-пульсаров простираются до очень высоких энергий (вплоть до 10121013 эВ в случае пульсара в Крабовидной туманности), они существенно более жесткие, чем спектры тесных двойных систем. Поэтому именно гамма-пульсары составляют основную популяцию галактических объектов, наблюдающихся в диапазоне гаммаизлучения высоких энергий (>30 МэВ). Если мягкое рентгеновское излучение является вполне типичным для большинства внегалактических источников, то в жестком рентгеновском и мягком гамма-диапазонах излучают в основном активные галактики и квазары. Эти объекты обладают существенно более высокой рентгеновской светимостью по сравнению с обычными галактиками. Так, рентгеновская светимость радиогалактик составляет 1042 эрг/с, так называемых Сейфертовых галактик - 1045 эрг/с, а у некоторых квазаров она может достигать 1047 – 1048 эрг/с. В диапазоне энергий от нескольких десятков до сотен кэВ на сегодняшний день открыто несколько десятков внегалактических источников (главным образом радиоквазаров и Сейфертовых галактик). В то же время, в диапазоне от нескольких сотен кэВ до 1 МэВ значимые потоки зарегистрированы лишь от 3-х объектов. Это радиогалактика Cen-A (самый яркий в рентгеновском диапазоне внегалактический объект), Сейфертова галактика NGC 4151 и квазар 3С273. При более высоких энергиях обнаружено несколько десятков внегалактических источников. Это, так называемые, блазары (от Bl Lac objects). Эти объекты обладают не только колоссальной светимостью при высоких энергиях, но и характеризуются очень жесткими спектрами. Большинство из них наблюдается вплоть до энергий в сотни МэВ. А от двух блазаров (Mkn421, Mkn501) значимый поток был зарегистрирован при энергии 1012 - 1013 эВ наземными черенковскими установками. Наряду с более или менее стационарно излучающими объектами в рентгеновском и гамма-диапазонах также наблюдаются временно вспыхивающие источники – транзиенты. Одним из наиболее интригующих явлений такого плана являются космические гамма-всплески. По современным представлениям источники гаммавсплесков находятся на очень далеких, космологических расстояниях, что обуславливает неослабевающий интерес к их исследованию. Наконец, помимо отдельных источников наблюдается космическое диффузное рентгеновское и гамма-излучение. В этом излучении выделяют изотропную составляющую – так называемый метагалактический диффузный фон, а также галактическое диффузное излучение, существенный вклад в которое вносят гамма-кванты, образующиеся в результате процессов взаимодействия частиц космических лучей с межзвездным веществом Галактики. Как видно из вышеизложенного, исследование космического рентгеновского и гаммаизлучения тесно переплетается с основными фундаментальными проблемами современного естествознания. В первую очередь, это проблемы космологии – объяснение происхождения, эволюции и наблюдаемой структуры Вселенной. Современные космологические модели предсказывают, что большинство барионов во Вселенной должно содержаться в горячем межгалактическом газе, который доступен для наблюдений именно в рентгеновском диапазоне. Поэтому рентгеновские наблюдения скоплений галактик наряду с исследованием микроволнового реликтового излучения и сверхновых типа а в других галактиках дают основные тесты космологических моделей. Кроме того, рентгеновские наблюдения являются критичными и для решения проблемы темной материи и темной энергии, поскольку именно рентгеновская и гаммаспектроскопия позволяет осуществлять диагностику распространенности элементов. К решению космологических проблем имеют прямое отношение исследование космических гамма-всплесков, метагалактического диффузного фона, а также далеких активных галактик и квазаров. Исследование космического рентгеновского и гамма-излучения может дать информацию о структуре пространства-времени и поведении материи в экстремальных условиях. Так, наблюдения астрофизических объектов, содержащих черные дыры, могут использоваться для изучения релятивистских эффектов в сильных гравитационных полях, проверки теорий гравитации и познания ее природы. Изучение рентгеновских и гаммапульсаров позволяет судить о физических процессах в сверхсильных электромагнитных полях, поскольку некоторые из этих объектов обладают очень большими магнитными полями – вплоть до 1015 Гс. Наконец, процессы генерации высокоэнергичных фотонов тесно связаны с механизмами ускорения частиц, поэтому большинство космических источников рентгеновского и гамма-излучения могут также рассматриваться и как вероятные источники космических лучей, а, например, наблюдение линий гамма-излучения в галактическом диффузном фоне дает прямую информацию о взаимодействиях космических лучей в Галактике. Таким образом, данные рентгеновской и гаммаастрономии имеют существенное значение в плане решения проблемы происхождения космических лучей. Наряду с рассмотренными общефизическими проблемами, рентгеновская и гаммаастрономия имеет ключевое значение и для решения многих собственно астрофизических проблем. В первую очередь, это проблема происхождения космических гамма-всплесков; проблема природы метагалактического диффузного фона, в частности, выяснение роли квазаров и активных галактик в его образовании; проблема объяснения высокой светимости в жестком излучении активных ядер галактик; определение механизмов формирования аккреционных дисков и релятивистских струй – джетов в некоторых тесных двойных системах и ядрах активных галактик; выяснение природы светимости рентгеновских и гамма-пульсаров; определение роли тесных двойных систем и формирования релятивистских компактных объектов в процессе звездной эволюции; выяснение роли ядерных реакций в образовании гамма-излучения некоторых объектов. В соответствии с указанной проблематикой в настоящем разделе будут рассмотрены следующие вопросы: характеристики тесных двойных звезд, особенности рентгеновской светимости систем со слабо намагниченными нейтронными звездами; рентгеновская и гамма светимость быстро вращающихся нейтронных звезд - пульсаров; генерация галактического диффузного излучения; галактические и внегалактические черные дыры; проблема метагалактического диффузного фона и проблема космических гаммавсплесков. Но прежде, чем перейти к изложению указанных вопросов, кратко рассмотрим основные механизмы генерации космического рентгеновского и гамма-излучения, а также экспериментальные методы его наблюдения. 2. МЕХАНИЗМЫ ГЕНЕРАЦИИ РЕНТГЕНОВСКОГО И ГАММАИЗЛУЧЕНИЯ В АСТРОФИЗИЧЕСКИХ ОБЪЕКТАХ И МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЕ Согласно законам классической электродинамики заряженная частица, движущаяся с ускорением, излучает электромагнитные волны, причем мощность этого излучения W равна: 2 2e 2 2 2e 2 F (1) W v . 3c 3 3c 3 m Здесь e – заряд электрона, c – скорость света в вакууме, v – скорость заряженной частицы, m – ее масса, F – сила, действующая на частицу со стороны внешнего поля. Формула (1) справедлива во всем диапазоне электромагнитного спектра и соответственно может быть использована при описании механизмов излучения рентгеновских и гамма-квантов. Согласно (1) мощность электромагнитного излучения падает с увеличением массы излучающей заряженной частицы, поэтому электромагнитные радиационные процессы наиболее эффективны для электронов, которые, как известно, являются наиболее «легкими» среди стабильных микрочастиц. Обычно электромагнитные радиационные механизмы образования рентгеновских и гамма-квантов разделяют в зависимости от типа поля, которое обусловливает силу, действующую на электрон: Кулоновское поле – тормозное излучение; магнитное поле – магнитотормозное излучение; поле электромагнитной волны – обратное Томсоновское рассеяние. Тормозное излучение возникает при рассеянии электронов в Кулоновском поле ядер среды. В космических условиях источником Кулоновского поля могут служить ядра атомов межзвездной среды или ядра вещества в излучающем объекте. Поскольку энергия образующегося фотона не может быть больше энергии электрона, генерацию гаммаквантов в этом процессе могут обеспечить только достаточно высокоэнергичные электроны – с энергией более 0.1 МэВ. Спектр тормозного излучения подобен спектру излучающих электронов. При нетепловом излучении, связанном с энергичными электронами, обычно наблюдается степенной спектр гамма-квантов с показателем, равным показателю спектра электронов. В то же время тормозное излучение может иметь и тепловую природу, например, в случае излучения «оптически тонкой» плазмы. Спектр такого излучения обычно характеризуют эффективной температурой kT и представляют в виде: dJ E0 exp E / kT . dE E (2) При движении электрона по криволинейной траектории в магнитном поле возникает магнитотормозное излучение. Как известно, на заряженную частицу, движущуюся в магнитном поле, действует сила Лоренца. При этом возникает излучение, называемое циклотронным, если энергия электрона Ee mec2 и синхротронным, если Ee mec2. Можно показать, что в случае синхротронного излучения энергия возникающего фотона E: E HEe2, (3) где H – компонент напряженности магнитного поля, перпендикулярный скорости электрона. Как следует из (3) необходимым условием образования фотона достаточно большой энергии является наличие либо магнитного поля высокой напряженности, либо высокоэнергичных электронов. В случае, если исходная скорость частицы направлена вдоль незамкнутой силовой линии магнитного поля, частица будет двигаться вдоль такой силовой линии. Возникающее при этом излучение называют “изгибным” или “излучением кривизны”. Спектр магнитотормозного излучения определяется спектром излучающих электронов. Если дифференциальный энергетический спектр электронов имеет степенной наклон с показателем , то дифференциальный энергетический спектр фотонов также будет степенным с показателем степени (-1)/2. Высокоэнергичные фотоны могут возникать и при рассеянии электронов в поле электромагнитной волны (обратное Томсоновское рассеяние) или рассеянии электронов на фотонах (обратное Комптоновское рассеяние). Очевидно, что о последнем случае имеет смысл говорить, когда энергия фотона в системе покоя электрона mec2. При этом требуется квантовое рассмотрение эффекта. Энергия фотона E, возникающего при обратном Комптоновском рассеянии определяется энергиями электрона Ee и первичного фотона E0: E E0Ee2. (4) Так, для образования квантов с энергиями в десятки – сотни кэВ при рассеянии на тепловых фотонах с энергиями эВ, энергия электронов должна составлять тысячи МэВ и более. Подобный механизм эффективен при большой интенсивности тепловых фотонов. Спектр гамма-квантов, образующихся в результате обратного Комптоновского рассеяния, определяется спектром электронов. При степенном представления показатели спектров гамма-квантов () и электронов () связаны так же, как и в случае синхротронного излучения: = (-1)/2. Так называемое «характеристическое» рентгеновское излучение может возникать при радиационных переходах в возбужденных атомах или при захвате ионом «свободного» электрона («связанно-связанные» и «свободно-связанные» переходы). Однако вероятность этих процессов при большой энергии взаимодействующих частиц невелика, поэтому их вклад в жестком рентгеновском и гамма-диапазонах несущественен. Если в результате рассмотренных выше процессов излучения: тормозного, магнитотормозного и обратного «Комптоновского рассеяния» образуются гамма-кванты, характеризуемые в основном непрерывными спектрами, то в случае двухфотонной электрон-позитронной аннигиляции: e- + e+ + в спектре гамма-излучения должна наблюдаться линия при энергии E=0.511 МэВ, соответствующей энергии покоя электрона. Наблюдение в спектре гамма-излучения линии 0.511 МэВ свидетельствует о наличии в источнике этого излучения позитронов. Следует отметить, что гамма-кванты могут возникать и при аннигиляции других частиц, например, протонов и антипротонов (через рождение нейтрального пиона). Существенную роль в образование гамма-квантов высоких энергий играет распад 0мезона или нейтрального пиона: 0 + . Характерное «время жизни» нейтрального пиона 1016 с. Нейтральные пионы возникают, как правило, в результате множественного рождения частиц при столкновении энергичных нуклонов космических лучей с ядрами межзвездной среды. Другой возможный механизм образования 0-мезонов связан с упоминавшейся выше аннигиляцией протона и антипротона (или нуклона и антинуклона). Однако ввиду того, что потоки антинуклонов малы, вклад подобных процессов в образование галактического гамма-излучения невелик. Поскольку образующиеся в результате протон-нуклонных и нуклон-нуклонных столкновений нейтральные пионы обладают, как правило, достаточно высокой энергией и вследствие электрической нейтральности не тратят энергию на ионизацию, они испытывают распад «на лету». Кинематический анализ такого распада показывает, что дифференциальный спектр образующихся гамма-квантов имеет максимум при энергии равной половине энергии покоя 0-мезона: 1/2m0c2=70 МэВ и симметричен относительно этой энергии в логарифмической шкале. Таким образом, в случае если нейтральные пионы дают вклад в образование галактического гамма-излучения, на спектральном континууме должна наблюдаться особенность в виде избытка гаммаквантов с энергиями около 70 МэВ. Так как нейтральные пионы являются продуктом исключительно нуклонных взаимодействий, интенсивность связанного с ними гаммаизлучения, пропорциональна концентрации протонно-ядерного компонента космических лучей в Галактике. При радиационных переходах в возбужденных ядрах высвечиваются гамма-кванты определенной энергии, при этом в спектре наблюдаются, так называемые линии гаммаизлучения. Диапазон характерных энергий, при которых, как правило, наблюдаются линии гамма-излучения - 1–10 МэВ. Известно несколько механизмов возбуждения ядер. В астрофизике наиболее значимыми процессами являются: столкновения с энергичными нуклонами, радиоактивный распад и радиационный захват тепловых нейтронов. При столкновении энергичных нуклонов с ядрами вещества (например, межзвездной среды) последние могут переходить в возбужденное состояние. Если энергия нуклонов достаточно велика – десятки – сотни МэВ и более, они могут расщеплять ядра мишени. В этом случае в спектре гамма-излучения могут наблюдаться линии, соответствующие как ядрам мишени, так и осколкам расщепленных ядер. Возбужденные ядра могут также образовываться при радиоактивном распаде. В принципе короткоживущие радиоактивные ядра, обладающие высокой активностью, могут синтезироваться в недрах некоторых звезд. Однако, поскольку они быстро распадаются и не успевают выйти на поверхность звезды, образующиеся гамма-кванты поглощаются в ее недрах. Поэтому основными поставщиками радиоактивных ядер являются взрывные процессы на звездах, в первую очередь взрывы сверхновых, при которых в межзвездную среду выбрасывается огромное количество разнообразных изотопов (56Ni, 0.812 МэВ; 56Co, 0.847 МэВ и др.). Наконец, возбужденные ядра возникают при поглощении тепловых нейтронов. Для этого необходимо очевидно, чтобы имели место процессы, в которых образуются свободные нейтроны. В частности, нейтроны могут рождаться наряду с другими частицами (например, рассмотренными выше 0-мезонами) в результате нуклон-нуклонных и протон-нуклонных соударений при больших энергиях, а затем терять энергию в результате упругого рассеяния на ядрах межзвездной среды. В веществе с естественным химическим составом тепловые нейтроны, как правило, захватываются водородом, образуя дейтерий, при этом излучается гамма-квант с энергией, равной энергии связи ядра дейтерия 2.23 МэВ. 3. НАБЛЮДАТЕЛЬНЫЕ МЕТОДЫ РЕНТГЕНОВСКОЙ И ГАММААСТРОНОМИИ Впервые идею о том, что космические объекты могут быть источниками гаммаизлучения, выдвинули А.Е.Чудаков и Ф. Моррисон в 1958 г. Однако, как известно, атмосфера Земли непрозрачна как для рентгеновского, так и для гамма-излучения. Поэтому прогресс наблюдательной рентгеновской и гамма-астрономии стал возможен благодаря появлению космических аппаратов и развитию высотных летательных средств (ракеты, баллоны), которые обеспечили вынос детекторов за пределы земной атмосферы или же их подъем на высоты (более 25-30 км), на которых остаточная атмосфера практически прозрачна для высокоэнергичных фотонов. В 1962 г. в эксперименте на ракете “Аэроби” в созвездии Скорпиона был открыт первый космический источник жесткого рентгеновского излучения – Sco X-1. В конце 60-х гг. в экспериментах на баллонах были обнаружены космические источники гамма-излучения. В 1971 г. был запущен первый специализированный спутник – рентгеновская обсерватория “Ухуру”, в результате наблюдений на которой была построена карта неба в рентгеновском излучении. В 70-е гг. в ходе экспериментов на спутниках SAS-2 и COS-B были впервые проведены регулярные обзорные наблюдения неба в диапазоне гамма-излучения высоких энергий. Для наблюдений в диапазонах “жесткого” рентгеновского и “мягкого” гаммаизлучения в основном используются приборы на основе известных детекторов, широко применяемых в ядерной физике: газонаполненных, полупроводниковых и сцинтиляционных. Из газонаполненных детекторов разного типа наибольшее распространение в рентгеновской астрономии получили пропорциональные счетчики, которые чувствительны в основном к рентгеновскому излучению в диапазоне энергий от нескольких кэВ до 100 кэВ (именно такие детекторы использовались в известном эксперименте на спутнике “Ухуру” (Giacconi et al., 1974)). Диапазон применения полупроводниковых и сцинтилляционных детекторов – от 10 кэВ до нескольких десятков МэВ. При этом полупроводниковые детекторы (как правило, на основе сверхчистого или обогащенного германия) обладают наилучшим энергетическим разрешением (0.2% при E = 1 МэВ), их используют для спектрометрических измерений. Сцинтилляционные же детекторы относительно дешевы и просты в эксплуатации, поэтому на их основе создают высокочувствительные приборы с большой эффективной площадью. Приборы, применяемые для наблюдений в диапазонах “жесткого” рентгеновского и “мягкого” гамма-излучения, можно разделить на два основных класса. Первый класс - это приборы с ограниченным полем зрения или узконаправленные, основная задача которых исследование известных дискретных источников. Приборы такого типа решают также и спектрометрические задачи, иногда их используют и для независимого обзора небесной сферы (например, сцинтилляционный спектрометр A4 на космической станции HEAO-1). В последние годы наряду со спектрометрией инструменты данного типа наделяют возможностью строить изображение исследуемого (как правило, узкого) участка неба. Для этого были разработаны специальные приборы с кодированной апертурой на основе комбинации, так называемой, кодирующей маски (коллиматор с определенным расположением входных отверстий) и позиционно-чувствительного детектора. С этой точки зрения приборы с кодированной апертурой можно называть гамма телескопами (например, телескоп “СИГМА” на космической обсерватории “ГРАНАТ” (Paul et al., 1991). Второй класс приборов - так называемые патрульные приборы, которые отличаются от предыдущих тем, что обладают широкими полями зрения и не разделяют источники излучения внутри них. Такие приборы используются в основном для спектрометрических и мониторных измерений. В частности, с помощью подобных спектрометров были открыты и исследованы космические гамма-всплески (например, аппаратура “КОНУС” на межпланетных станциях “Венера” (Mazets et al., 1981)), временные (транзиенты), а также периодические источники. Широкое поле зрения является необходимым элементом при изучении гамма-всплесков и транзиентов, так как события эти довольно редкие, и невозможно заранее предсказать место их появления на небе. В диапазоне гамма-излучения “средних” энергий в качестве гамма-телескопов используют, так называемые, Комптоновские телескопы, основанные на эффекте Комптоновского рассеяния (например инструмент COMPTEL на космической обсерватории им. Комптона CGRO). Такие приборы представляют собой комбинацию двух позиционно-чувствительных детекторов, позволяющих локализовать места взаимодействия первичного гамма-кванта в верхнем детекторе и рассеянного в нем (за счет Комптон-эффекта) кванта в нижнем детекторе, в котором рассеянный квант должен полностью потерять свою энергию. Таким образом, определяя величины энерговыделений в обоих детекторах и угол рассеяния, можно измерить энергию первичного кванта и угол его прихода относительно плоскости детектора. Основным инструментом, применяемым для наблюдений в диапазоне гамма-излучения “высоких” энергий, является искровая камера. Поскольку в этом диапазоне взаимодействие гамма-квантов с веществом происходит в основном через образование электрон-позитронных пар, регистрация гамма-квантов в искровых камерах и определение их характеристик (в частности, углов прихода) производится по наблюдениям траекторий образовавшихся пар. Для того, чтобы измерить полное энерговыделение при регистрации высокоэнергичного гамма-кванта и тем самым определить его энергию, применяют комбинацию искровой камеры и ионизационного калориметра. Для регистрации гаммаквантов с энергиями десятки МэВ и более используют также Черенковские счетчики, т.е. детекторы, основанные на эффекте Вавилова-Черенкова. В некоторых инструментах применяют комбинацию Черенковского счетчика, искровой камеры и ионизационного калориметра (например, гамма-телескоп на космической станции “Гамма”). В силу того, что в диапазонах “очень высоких” и “сверхвысоких’ энергий потоки регистрируемых гамма-квантов очень малы, для их наблюдения требуется создание установок с очень большой эффективной площадью. Ввиду ограниченности ресурсов в космических экспериментах, имеющиеся на сегодняшний день возможности не позволяют осуществлять эффективные наблюдения в космосе в этих диапазонах энергии. Поэтому используются косвенные методы регистрации, в которых своеобразным детектором космических гамма-квантов является атмосфера Земли. Космические гамма-кванты с энергиями более ТэВ при попадании в атмосферу вызывают ливни частиц, которые регистрируются наземными (распложенными на уровне моря или на горах) установками. Если энергия первичного гамма-кванта не превосходит 100 ТэВ, то вызываемый им ливень может развиться, как правило, лишь в верхних слоях атмосферы, поэтому наземные установки регистрируют только оптическое Черенковское излучение, испускаемое заряженными частицами ливня (т.н. наземные Черенковские телескопы). При больших энергиях первичного кванта возможно развитие ливня по всей глубине атмосферы и соответственно регистрация вторичных частиц ливня непосредственно наземными детекторами, аналогично тому, как регистрируют широкие атмосферные ливни от заряженных частиц космических лучей. Основоположником наблюдательной гамма-астрономии сверхвысоких энергий в нашей стране является академик А.Е. Чудаков. Под его руководством в начале 60-х гг. на базе обсерватории в Крыму была создана установка, с помощью которой регистрировалось Черенковское излучение ливней частиц, порождаемых высокоэнергичными гамма-квантами. Благодаря развитию позиционночувствительных методов регистрации Черенковского света (на основе мозаики фотоэлектронных умножителей) были созданы гамма-телескопы, обеспечившие высокое угловое разрешение ( 1о) и высокую чувствительность. Следует отметить, что диапазон энергий от десятков ГэВ до 1 ТэВ является наименее изученным в гамма-астрономии, поскольку при этих энергиях эффективность космических методов наблюдений существенно падает, а чувствительность наземных Черенковских телескопов недостаточна для надежной идентификации первичных гаммаквантов. В диапазоне “мягкого” гамма-излучения также имеется область – от 0.3 до 1 МэВ, в которой достигнутая на сегодняшний день чувствительность в большинстве экспериментов существенно ниже, чем в соседних диапазонах. Это связано с особенностями фона гамма-излучения в космических экспериментах. Поэтому, как представляется, дальнейший прогресс гамма-астрономии будет связан в первую с очередь с развитием методик, повышающих чувствительность наблюдений в указанных диапазонах. На сегодняшний день наиболее крупными космическими рентгеновскими и гаммаобсерваториями, функционирующими на орбите являются: в мягком рентгеновском диапазоне - Chandra (Van Spreybroeck et al., 1997) и XMM-Newton (Lamb, 2000), в диапазоне жесткого рентгеновского излучения – RXTE (обсерватория им. Б. Росси) (Levine et al., 1996), в мягком гамма-диапазоне - INTEGRAL (Palumbo, 1997). Рентгеновские и гамма-телескопы, установленные на этих аппаратах, обеспечивают наблюдения с угловым разрешением 0.1 в мягком рентгеновском излучении и 10 в гамма-лучах на уровне чувствительности 10-5 фот/см2скэВ (диапазон 0.1-10 кэВ), 10-6 фот/см2скэВ (диапазон 0.1-1.0 МэВ) за время реальной экспозиции 105 с. Планируемые ныне космические миссии, такие, как Constellation X, XEUS, NeXT должны улучшить чувствительность в 15100 раз, а проект MAXIM Pathfinder должен обеспечить в 1000 более высокое угловое разрешение в мягком рентгеновском диапазоне по сравнению с достигнутыми на обсерваториях Chandra и XMM-Newton (Cash et al., 2000; Parmar et al., 1999; Weaver et al., 2000). Что касается жесткого рентгеновского и гамма-диапазонов, то в таких, наиболее крупных международных проектах, намеченных к реализации, как “СПЕКТР-РЕНТГЕНГАММА” (2-200 кэВ) (http://hea.iki.rssi.ru/SXG/sxg_00/rus/), Swift (15-200 кэВ) (Gehrels, 2004а), АСТ (0.5-50 МэВ) (О’Neil et al., 1996), GLAST (0.015-100 ГэВ) (Gehrels, 2004б), наряду с увеличением чувствительности и углового разрешения телескопов, предусмотрено проведение мониторных наблюдений всего неба (All Sky Monitor). 4. ТЕСНЫЕ ДВОЙНЫЕ СИСТЕМЫ. 4.1. Наблюдательные характеристики рентгеновских двойных звезд. Уже в конце 60-х – начале 70-х годов прошлого века была выдвинута гипотеза о том, что источники, видимые в жестком рентгеновском диапазоне (>10 кэВ), могут быть связаны с нейтронными звездами, входящими в состав двойной системы. В то же время Я.Б.Зельдович и Е.Е.Солпитер в 1964г. (Зельдович, 1964) указали на возможность экспериментального наблюдения черных дыр, вследствие большого энерговыделения при аккреции на черную дыру в двойной системе. При значительном темпе аккреции, который поддерживается в случае заполнения оптической звездой полости Роша (полость Роша – область вокруг звезды в двойной системе, внешней границей которой служит поверхность равного гравитационного потенциала, содержащая первую точку Лагранжа, т.е. точку между двумя звездами, в которой уравниваются силы притяжения обеих звезд и центробежная сила), вокруг компактного объекта образуется аккреционный диск. Определение типа компактного компонента в двойных системах остается одной из наиболее актуальных проблем, стоящих перед наблюдательной рентгеновской астрономией. Надежное отождествление рентгеновского объекта с оптической звездой возможно только путем привлечения дополнительной информации о совпадении временных проявлений объекта в жестком и в оптическом излучении. Это может быть одновременное наблюдение вспышки, корреляция потоков рентгеновского излучения с оптической яркостью, а также одновременное наблюдение периодического процесса с одной и той же величиной периода, как в рентгеновских, так и в оптических исследованиях. Следует отметить, что большинство рентгеновских двойных звезд отличаются сильной переменностью излучения в жестком диапазоне, причем временные вариации потоков очень разнообразны. Наблюдаются источники, которым присущи регулярные периодические изменения потока, в том числе типа затмений, что непосредственно указывает на то, что подобный объект является двойной системой (Robinson et al., 1997). Для большинства рентгеновских источников характерны крайне нерегулярные изменения потока. Периодические процессы, наблюдаемые в жестком излучении рентгеновских двойных систем, могут быть вызваны следующими основными причинами. Орбитальное движение компонентов может приводить к периодическим изменениям потока рентгеновского излучения, связанным с затмениями области излучения обычной звездой. Характерные времена периодов, возникающих при этом, лежат для массивных двойных систем в диапазоне 1 сут (например, система 4U1700-37, для которой Т = 3.412 сут (Mason et al., 1976; Rubin et al., 1996))\, источник Cen X-3 c периодом T = 2.0 сут (Kruszevski et al., 1979)). Для маломассивных систем характерны меньшие значения орбитальных периодов часового диапазона (например, согласно измерениям в оптическом диапазоне орбитальный период Sco X-1 0.787 сут (Gottlieb et al., 1975)). Фазовые зависимости, характеризующие периодичности затменной природы, имеют вид более или менее глубоких провалов прямоугольной формы в случае полных затмений или сглаженной формы в случае неполных. Ширина провала существенно зависит от наклонения орбиты компактного компонента, а также расстояния между компонентами и от размеров обычной звезды. Существует возможность модуляции жесткого излучения с периодом, равным орбитальному, не связанная с затмениями. Так, меняющееся расстояние между компонентами может приводить к периодическим изменениям темпов аккреции. Сложную форму кривых блеска создает собственное вращение компактного объекта, в частности, вращение магнитной нейтронной звезды приводит к возникновению феномена рентгеновских пульсаров в двойных системах. В отличие от двойных систем с вращающимися магнитными нейтронными звездами, отсутствие пульсаций в жестком излучении может рассматриваться в качестве отличительного признака систем, содержащих немагнитные компактные объекты – либо старые нейтронные звезды со слабым магнитным полем или медленным вращением, либо черные дыры. Еще одним возможным фактором, приводящим к возникновению периодичностей в жестком излучении двойных систем, является прецессия акреционного диска. Считается, что прецессия приводит к более долгопериодическим процессам, периоды которых могут превышать величины собственно орбитальных периодов. Периодические изменения потоков могут также вызываться прецессией оси вращения компонентов двойной системы. Исследование средних фазовых профилей периодичностей в жестком излучении не только дает возможность определения динамических параметров системы, но и позволяет изучать обмен энергией и импульсом между компонентами системы. Наблюдения в рентгеновском диапазоне дают информацию, непосредственно относящуюся к тем пространственным областям в источнике, в которых протекают процессы с большим выделением энергии. 4.2. Маломассивные рентгеновские двойные, барстеры. Большинство маломассивных рентгеновских двойных не проявляются как пульсары, т.е., по-видимому, они содержат медленно вращающиеся нейтронные звезды с относительно слабым магнитным полем. Здесь под “слабыми” подразумеваются магнитные поля, характеризуемые величинами B 109 - 1010 Гс, то есть слабые по сравнению с магнитными полями рентгеновских и гамма-пульсаров (B 1011 - 1014 Гс), по земным же меркам поля “немагнитных” нейтронных звезд более чем сильные. Можно предположить, что такие объекты должны быть довольно старыми, так как согласно общепринятым сценариям, магнитные моменты недавно родившихся нейтронных звезд должны быть велики, поскольку вследствие закона сохранения момента количества движения в процессе гравитационного сжатия вращение звезды должно убыстряться, а циркулирующие в веществе звезды токи и порождаемые ими магнитные поля – увеличиваться. В процессе же эволюции, магнитное поле нейтронной звезды постепенно деградирует, а ее вращение замедляется либо вследствие радиационных механизмов, либо из-за действия приливных сил, если нейтронная звезда входит в состав двойной системы (Ruderman, 1972; Flowers and Ruderman, 1977). Подтверждением подобного сценария является тот факт, что оптические компаньоны маломассивных двойных, не являющихся пульсарами, - это, как правило, старые звезды, относящиеся к сферическим популяциям таким, в частности, как галактический балдж, шаровые скопления. В то же время оптические компаньоны большинства рентгеновских пульсаров в вдвойных системах – горячие молодые гиганты, расположенные в галактических рукавах (дисковая популяция). Временные свойства жесткого излучения маломассивных двойных, не являющихся пульсарами весьма разнообразны. Среди них выделяют несколько основных групп: барстеры, то есть источники, для которых характерны короткие спорадические возрастания потока рентгеновского излучения типа вспышек (от английского burst – вспышка, всплеск); шумовики или “нойзеры” (от английского noise – шум), для которых характерны нерегулярные шумовые вариации рентгеновского излучения; объекты, в рентгеновском излучении которых прослеживаются узкие провалы – дипы (от английского dip – провал); транзиентные или временные источники (от английского transient – временный), для которых наблюдаются отдельные интенсивные возрастания рентгеновского потока (outburst), длительностью, как правило, от нескольких часов до суток и даже месяцев. Помимо отмеченных временных особенностей, маломассивные двойные со старыми нейтронными звездами обладают также рядом дополнительных общих свойств. В частности, их оптические компаньоны – тусклые звезды, в спектрах которых отсутствуют особенности, связанные с поглощением. Такие объекты характеризуются относительно высокой, по сравнению с оптической, рентгеновской светимостью: Lx/Lopt 102 - 104 (для массивных двойных Lx/Lopt 10-4 – 101). Последнее связано в основном с более низкой рентгеновской светимостью (Lx 1034 эрг/с) маломассивных двойных по сравнению с массивными, рентгеновская светимость которых может достигать 1037 - 1038 эрг/с. Рентгеновские спектры маломассивных двойных – “непульсаров” в среднем более мягкие, чем спектры рентгеновских пульсаров. Кроме того, для большинства подобных систем не наблюдаются периодические изменения рентгеновского потока типа затмений (Lewin and Joss, 1981). В нашей Галактике открыто несколько десятков тесных маломассивных двойных систем, не проявляющих себя как рентгеновские пульсары. Более десяти из них находятся в шаровых скоплениях, что, учитывая распределение звезд в Галактике, позволяет сделать вывод о довольно высокой относительной концентрации таких объектов именно в шаровых скоплениях (Katz, 1975). Большинство остальных систем такого типа относятся к, так называемому, галактическому балджу (от английского bulge - выпуклость, пучность) – сферической популяции галактических объектов, концентрирующейся к центру Галактики (Lewin and Joss, 1981). В этой связи некоторые исследователи рассматривают галактический балдж как своего рода гигантское шаровое сверхскопление. Неоднократно предпринимались попытки обнаружить пульсации в рентгеновском излучении маломассивных двойных галактического балджа. Однако, все они дали отрицательный результат, характеризуемый следующими верхними пределами: 3% (диапазон периодов пульсаций 210-3–2 с (Lewin and Joss, 1981); 1-10% (1.6-103 c (Cominsky et al., 1980)); 30% (102-2105 c (Parsignault and Grindlay, 1978)). То, что источники типа рентгеновских барстеров не проявляются как пульсары и наоборот в излучении рентгеновских пульсаров не наблюдаются кратковременные возрастания потока типа всплесков как раз объясняют тем, что сильное магнитное поле молодых нейтронных звезд “каналирует” аккрецирующее вещество в области магнитных полюсов и препятствует термоядерным взрывам, с которыми связывают рентгеновские всплески в излучении барстеров (Тааm and Picklum, 1978; Joss, 1978; Joss and Li, 1980). Рентгеновские источники, которые обнаружены в шаровых скоплениях, имеют, повидимому, ту же природу, что и источники галактического балджа, то есть являются компактными маломассивными двойными системами, содержащими нейтронную звезду со слабым магнитным полем. Для шаровых скоплений характерна обратно пропорциональная зависимость радиуса ядра от яркости центральной области, то есть более компактные скопления являются более яркими. Именно такие скопления, отличающиеся большой плотностью, “обогащены” рентгеновскими источниками (Lewin and Joss, 1981). Поскольку плотность объектов в шаровом скоплении максимальна в его центре, было выдвинуто предположение, что рентгеновские источники также расположены в районе центров шаровых скоплений. Это предположение получило подтверждение в ходе наблюдений на спутнике SAS-3, которые позволили определять координаты этих источников с высокой точностью (Jernigan and Clark, 1979). Относительно высокая концентрация рентгеновских источников в шаровых скоплениях объясняется высокой концентрацией компактных объектов (в том числе нейтронных звезд), особенно в центральных областях скоплений. Такие объекты могли образоваться в результате коллапса короткоживущих массивных звезд на ранних стадиях, и, не будучи выброшенными из скопления по каким-то причинам во время их образования, они постепенно “мигрировали” к его центру. А так как в центре скопления концентрация “обычных” звезд очень велика, то и велика вероятность захвата сколлапсировавшим компактным объектом “обычной” звезды и, таким образом, образования тесной двойной системы, которая способна излучать в жестком диапазоне (Lewin and Joss, 1981). Как было отмечено выше, многие из маломассивных двойных галактического балджа и шаровых скоплений проявляют себя как рентгеновские барстеры, то есть источники довольно коротких (длительностью от долей секунды до нескольких сотен секунд) всплесков. Принято различать всплески 1-го и 2-го типа. Большинство известных барстеров являются источниками именно всплесков 1 типа, для которых характерны достаточно длительные интервалы времени между всплесками (от часов до суток и более), а также прослеживается явное “умягчение” спектра по мере спада интенсивности (Lewin and Joss, 1981). Всплески 2 типа связывают с источником MXB 1730-335, получившим наименование “быстрый барстер” (Rapid Burster). Этот объект расположен в шаровом скоплении и генерирует всплески, длительность интервалов между которыми лежит в диапазоне от секунд до минут. Длительность самих всплесков может варьироваться в пределах двух порядков (от долей секунды до десятков секунд), при этом энергетика всплеска примерно пропорциональна времени ожидания следующего. Всплески, длительностью более 15 с, характеризуются приблизительно одинаковыми пиковыми потоками (Lewin et al., 1976). При этом не наблюдается какого-либо “умягчения” спектра во время спада интенсивности. Следует отметить, что всплески 1 типа также наблюдаются от этого источника. Очевидно, что физические механизмы, приводящие к генерации всплесков 1 и 2 типа, существенно различаются. Было замечено, что спектральная эволюция некоторых всплесков 1 типа неплохо согласуется с моделью, рассматривающей охлаждение рентгеновских всплесков. На сегодняшний день общепринято, что всплески 1 типа обусловлены термоядерными взрывами аккрецирующего вещества на поверхности нейтронной звезды (Woosley and Taam, 1978). При этом энергия, высвобождающаяся при аккреции в гравитационном поле, конвертируется в квазистационарное рентгеновское излучение, которое также наблюдается для большинства источников всплесков 1 типа. Что касается всплесков 2 типа, то они не могут генерироваться за счет термоядерных взрывов, поскольку высокая частота их следования требует очень высокого темпа аккреции, при котором также должен наблюдаться значительный поток квазистационарного рентгеновского излучения. Однако такой поток от источника всплесков 2 типа не наблюдается. Поэтому для их объяснения была выдвинута гипотеза, согласно которой всплески 2 типа связаны с различными нестабильностями аккреции, то есть источником энергии в этом случае является только гравитационная энергия аккрецирующего вещества (Hoffman et al., 1977) сколлапсировавшего объекта с излучающей поверхностью типа “черного тела” (Swank et al. 1977). Оценки размеров излучающего объекта в рамках этой модели дали эффективный радиус “черного тела” 7-10 км. Оценки светимости в предположении типичного расстояния до источника в районе центра Галактики 10 кпс дали величину, близкую к Эддингтоновому пределу (Эддингтоновская или критическая светимость – предельная светимость, при которой сила давления излучения, возникающего при аккреции вещества на звезду сравнивается с силой гравитации), если масса излучающего объекта составляет 1.4M (Van Paradijs, 1978). Таким образом, оценки размеров и массы дают серьезные основания полагать, что излучающим объектом в источниках типа рентгеновских барстеров является нейтронная звезда. Помимо источников, проявляющихся как рентгеновские барстеры, среди маломассивных двойных галактического балджа есть объекты, для которых характерны крайне нерегулярные вариации потока шумового типа. Одним из таких объектов является знаменитый источник Sco X-1. Помимо “мелкомасштабных” вариаций шумового типа для Sco X-1 типичны возрастания рентгеновского потока длительностью 10 ч до нескольких суток, интервал между которыми мог составлять 30 ч (Holt et al., 1976). При этом спектр излучения во время этих возрастаний может быть существенно более жестким, чем во время “спокойного” состояния – он может простираться вплоть до энергий 200 кэВ, (Soong and Rothshild, 1983). В оптическом диапазоне был открыт период 0.79 сут, который считается орбитальным (Gottlieb et al., 1975). В рентгеновском излучении Sco X-1 какой-либо периодичности до сих пор не обнаружено. Следует отметить, что периодические процессы в жестком излучении удалось наблюдать для относительно небольшого количества маломассивных двойных систем с нейтронными звездами. Это объясняется тем, что компактные двойные системы должны характеризоваться относительно короткими орбитальными периодами (в основном часового диапазона), причем в таких системах трудно обеспечить благоприятные условия для полного затмения излучающей области оптическим компонентом ввиду относительно небольших размеров последнего относительно размеров аккреционного диска. На сегодняшний день, пожалуй, единственным типом периодичности, которые более или менее надежно выделен в рентгеновском излучении некоторых маломассивных двойных систем, являются периодические изменения потока типа узких (длительностью 10-15% величины периода) провалов (дипов), во время которых интенсивность не спадает до нуля. Такие периодические процессы типа дипов наблюдались, в основном в эксперименте на космической обсерватории EXOSAT в мягком рентгеновском излучении (2-10 кэВ) ряда источников, в том числе: MXB1759-29 (7.1 ч), 4U1822-37 (5.6 ч), 4U175533 (4.4 ч), X1323-62 (3.8 ч), XB1254-69 (2.4 ч) (Cominsky and Wood, 1984; Courvoisier et al., 1986; Parmar et al., 1989). Хотя эти периодичности не имеют характер затмений, общепринятой точкой зрения является то, что они являются орбитальными и соответствующие величины периодов равны периодам обращения компонентов двойной системы. 5. НЕЙТРОННЫЕ ЗВЕЗДЫ С СИЛЬНЫМ МАГНИТНЫМ ПОЛЕМ (ПУЛЬСАРЫ, МАГНЕТАРЫ) 5.1. Вращающиеся нейтронные звезды с сильным (1012 Гс) магнитным полем в тесных двойных системах и остатках сверхновых Согласно современным представлениям вращающиеся нейтронные звезды с сильным (В 1012 Гс) магнитным полем, известные как пульсары, могут находиться в остатках сверхновых (т.н. одиночные пульсары) или входить в состав тесных двойных систем. На сегодняшний день известно несколько десятков пульсаров, излучающих в жестком (рентгеновском и гамма) диапазонах электромагнитного спектра. Это, как правило, пульсары в составе тесных двойных систем – так называемые, рентгеновские пульсары, жесткое излучение которых обусловлено аккрецией (accretion-powered pulsars), а также некоторые типы одиночных пульсаров, излучающих за счет вращения (rotation-powered pulsars). Следует отметить, что указанное разделение в достаточной мере условно, поскольку аккреционный механизм жесткого излучения возможен и для одиночных пульсаров, также как и генерация излучения за счет «чистого» вращения магнитной нейтронной звезды возможна в двойной системе. Поэтому классификацию пульсаров также проводят, имея в виду именно механизмы излучения – аккреционный или вращательный. Рентгеновские пульсары в двойных системах состоят из обычной “нормальной” звезды (звезды главной последовательности или гиганта) известного спектрального класса и нейтронной звезды. Феномен рентгеновского пульсара в двойной системе возникает благодаря собственному вращению магнитной нейтронной звезды. При этом в жестком излучении возникают периодические изменения потока типа пульсаций, причем период пульсаций равен периоду вращения нейтронной звезды. Наличие пульсаций потока рентгеновского излучения двойной системы принято рассматривать в качестве основного критерия того, что компактный объект является нейтронной звездой. При этом феномен пульсара характеризуется обычно короткими величинами периода, величина которого лежит в диапазоне от долей секунды до сотен секунд (например, для Her X-1 T = 1.24 c, для 4U0352+309 T = 835 c, наибольший из периодов, равный Т = 1413 с, относится к пульсару RX J1046.9+6121 (Bildsten at al., 1997)). Вопрос о том, обусловлено ли отсутствие пульсаций с периодами более 1413 физическими причинами, а именно отсутствием нейтронных звезд, вращающихся более медленно, или же оно является результатом селекции, т.е. методических трудностей при наблюдениях подобных периодических процессов пока остается открытым. На сегодняшний день открыто более 90 рентгеновских пульсаров в двойных системах с периодами пульсаций в диапазоне от миллисекунд до тысяч секунд (Bildsten at al., 1997; Nagasi, 1989; Меreghetti, 2001). Рентгеновские пульсары характеризуются довольно жесткими спектрами. Спектры рентгеновских пульсаров в двойных системах, как правило, аппроксимируют степенной зависимостью, испытывающей экспоненциальное обрезание при энергиях в десятки кэВ (что соответствует температуре в сотни миллионов градусов) (Schreier et al., 1972; White et al., 1983). В некоторых случаях используют также аппроксимацию спектром оптически тонкой плазмы типа (2). В жестком диапазоне электромагнитного спектра излучают и некоторые одиночные пульсары – остатки сверхновых. Свойства этих пульсаров были объяснены вращением намагниченной нейтронной звезды, излучающей направленное нетепловое излучение. Ожидается, что большинство сверхновых (кроме сверхновых 1 типа) приводят к образованию нейтронных звезд, на существование которых указывает высокая яркость в радиодиапазоне обнаруженных остаточных оболочек сверхновых – плерионов, светимость которых может быть обусловлена синхротроннным излучением энергичных электронов, ускоренных в магнитосфере нейтронной звезды (Weiler and Sramek, 1988). Отсюда следует, что открытые во время детального поиска в радиодиапазоне несколько сотен известных остатков сверхновых могут рассматриваться как кандидаты для поиска молодых нейтронных звезд. Более того, обширный радиопоиск должен приводить к тому, что сами пульсары вблизи остатков сверхновых также должны быть заметны. Однако важная астрофизическая проблема заключается в том, что на сегодняшний день среди нескольких сотен известных остатков сверхновых лишь в нескольких обнаружены пульсары. 5.2. Рентгеновские пульсары в двойных системах Как было отмечено выше, нейтронная звезда с сильным магнитным полем (1011-1013 Гс), входящая в качестве релятивистского компактного компонента в состав тесной двойной системы, обуславливает существование такого астрофизического объекта, как рентгеновский пульсар. Подобная модель вращающейся нейтронной звезды в двойной системе, находящейся в фазе аккреции, дает объяснение как короткопериодическим, так и долгопериодическим рентгеновским пульсарам (Липунов и Шакура, 1976). Свойства пульсаров определяются величиной магнитного поля на поверхности нейтронной звезды, типом звезды-компаньона, степенью заполнения ее полости Роша и расстоянием между компонентами двойной системы. Нейтронная звезда может аккрецировать вещество либо путем его захвата из звездного ветра оптического компаньона, либо в результате его истечения от звезды-донора через полость Роша. Вблизи нейтронной звезды аккреционные потоки определяются сильным магнитным полем, которое заставляет ионизованную материю падать вдоль силовых линий поля на магнитные полюса нейтронной звезды. Несовпадение оси вращения нейтронной звезды и оси магнитного диполя, а также возможная асимметрия областей излучений вблизи полярных шапок приводит к возникновению пульсирующего излучения с периодом равным периоду вращения нейтронной звезды и с интенсивностью, пропорциональной L ~G M xM 1.2 10 36 эрг/с M 10 10 M год 1 M x 1.4M 10 км R x , (5) Rx где Rx – радиус нейтронной звезды, Мx – масса нейтронной звезды M – скорость изменения во времени массы нейтронной звезды за счет аккреции, G – гравитационная постоянная. Наличие углового момента у падающего вещества, а также взаимодействие между падающим потоком и магнитным полем, вызывает изменение момента у нейтронной звезды, которое приводит к наблюдаемым изменениям периода пульсации за несколько дней (Nelson et al., 1996). Светимость аккрецирующей нейтронной звезды позволяет дать на основе закона Стефана-Больцмана простую оценку «чернотельной» эффективной температуры Tэфф излучающей области: L = STэфф4. В случае типичного размера излучающих областей вблизи полярных шапок S 1 км2 формула (5) дает значение эффективной температуры kTэфф 3 кэВ. Именно при таких энергиях в рентгеновских спектрах аккрецирующих пульсаров наблюдается пик (в спектральном представлении J, J – спектральная плотность потока, - частота регистрируемого излучения). Однако, как было отмечено выше, в целом спектры жесткого излучения рентгеновских пульсаров имеют нетепловой характер и в диапазоне энергий от нескольких до сотен кэВ существенно более жесткие, чем предсказывается зависимостью типа спектра абсолютно черного тела с указанной эффективной температурой. Таким образом, спектр жесткого излучения типичного рентгеновского пульсара в двойной системе может быть представлен в виде комбинации спектра абсолютно черного тела с эффективной температурой в несколько кэВ и нетеплового «хвоста», аппроксимируемого степенной зависимостью с показателем 1.5. При этом, как правило, имеет место экспоненциальное обрезание или излом нетеплового спектра при энергиях в диапазоне от 5 до 25 кэВ (White et al., 1983). Форма среднего фазового профиля в случае вращения нейтронной звезды, обладающей сильным магнитным полем определяется тем, что за счет неоднородности магнитного поля и, следовательно, изменения количества вещества, находящегося на луче зрения, при изменении фазы, поток рентгеновского излучения, дошедшего до наблюдателя, зависит от времени. Вращение компактного объекта может обуславливать фазовые профили, содержащие как отдельные узкие пики, так и широкие максимумы, причем количество пиков и максимумов на профиле может быть различным (Nagasi, 1989). При энергиях выше 20 кэВ пульсации обычно имеют простую форму (единичный или двойной довольно гладкие пики), причем доля пульсирующего компонента в полном потоке при таких энергиях может составлять более 50% и, как правило, растет с увеличением энергии (Bildsten et al., 1997). Первый рентгеновский пульсар в двойной системе - Cen X-3 был открыт в результате наблюдений на первой космической рентгеновской обсерватории «Ухуру» (Giacconi et al., 1971). Всестороннее изучение этого объекта дало понимание процессов аккреции вещества в двойной системе, а также механизмов пульсаций в рамках рассмотренных выше представлений (Pringle and Rees, 1972; Davidson and Ostriker, 1973; Lamb et al., 1973). В дальнейшем рентгеновские пульсары интенсивно изучались в ряде космических экспериментов, в том числе на орбитальных обсерваториях Ariel 5 (Ives et al., 1975; Skinner, 1981), SAS 3 (Kelly et al., 1983), OSO 8 (Chakrabarty et al., 1993), «Эйнштейн» (Seward et al., 1986; Iwasawa et al., 1992), Ginga (Koyama et al., 1990), EXOSAT (Parmar et al., 1989), ROSAT (Hellier, 1994; Schwentker, 1994). Большой вклад в исследование рентгеновских пульсаров внесли исследования на космической обсерватории им. Комптона (CGRO) в эксперименте с аппаратурой BATSE (Bildsten et al., 1997). Благодаря детекторам, обеспечившим наблюдения в режиме монитора всего неба, в этом эксперименте удалось получить данные о временной истории многих пульсаров в течение длительного (почти 10 лет) времени. Были исследованы также, так называемые, транзиентные пульсары, отличающиеся крайне нестабильной интенсивностью. Было открыто несколько новых объектов такого типа, в том числе известный вспыхивающий пульсар GRO J1744-28 (Finger et al., 1996). Для многих пульсаров был определен оптический компонент – звезда, поставляющая вещество, а также параметры орбит компонентов двойной системы. Малый момент инерции нейтронной звезды дает возможность непосредственно измерять вариации частоты вращения пульсара (с характерными временами порядка суток). Это, в свою очередь, позволяет определять природу аккреционных потоков в двойной системе, в частности, постоянный тренд в изменении частоты вращения указывает на присутствие аккреционного диска (accretion fed), в то время как кратковременные изменения без постоянного тренда обычно связаны с аккрецией из звездного ветра (wind fed). После запуска в конце 90-х годов новых рентгено-астрономических обсерваторий RXTE, ASCA, BeppoSAX список обнаруженных рентгеновских пульсаров существенно расширился. В настоящее время известно, по крайней мере, 95 аккрецирующих пульсаров (Меreghetti, 2001), включая 6, так называемых, аномальных, природа которых пока достоверно не установлена. Большинство новых пульсаров в двойных системах было открыто в галактиках-спутниках нашей Галактики – Большом и Малом Магеллановых облаках. Таким образом, из всей совокупности известных на сегодняшней день рентгеновских пульсаров три возможно находятся в других галактиках – M31 и М33 (Israel et al., 1995; Dubus et al., 1999), 28 – в большом и малом Магеллановых облаках, остальные считаются принадлежащими нашей Галактике. Диапазон периодов вращения магнитных нейтронных звезд в двойных системах по сравнению с данными BATSE CGRО также расширился – от 2.5 миллисекунд до почти 3 часов. Аккрецирующие пульсары в двойных системах можно разделить на группы в зависимости от массы звезды-донора. Это, так называемые, мало-массивные системы (Мкомп 2.5M) и системы с оптическим компаньоном большой массы (Мкомп 6M) (Shore et al., 1994). Массивные двойные системы могут быть разделены на те, которые содержат в качестве компаньона Ве-звезду главной последовательности и на системы с ОВ-супергигантом на поздней стадии эволюции. Системы, включающие звездусупергигант, могут быть в свою очередь разделяться на объекты, в которых звездакомпаньон заполняет полость Роша (дисковые аккреторы) и на системы, в которых аккреция идет из звездного ветра. В некоторых системах могут иметь место оба типа передачи массы (Blondin et al., 1991). На рис. 2 показана диаграмма Pspin - Porb, на которой помещены те системы, у которых одновременно известны период пульсаций и орбитальный период. Каждый из указанных классов занимает определенную область на диаграмме (Warner and Robinson, 1972; Corbet, 1986). Рисунок 2. Диаграмма Корбет (период вращения – орбитальный период). Квадратики – системы с супергигантами, незаполнившими полость Роша; звездочки – системы с супергигантами, заполнившими полость Роша; кружочки – Ветранзиенты; крестики – маломассивные системы; треугольники – системы с неопределенными оптическими компонентами (Bildsten et al., 1997) Системы с OB-супергигантами. Если звезда – поставщик вещества заполняет всю полость Роша, то в этом случае поток ее материи будет истекать с высоким угловым моментом через 1-ю точку Лагранжа и формировать аккреционный диск вокруг нейтронной звезды. Такие системы характеризуются короткими периодами пульсаций (Pspin 10 с) и относительно малыми значениями орбитального периода (Porb 4 сут). Как следует из рис. 2, для пульсаров с аккреционными дисками можно проследить некоторую антикорреляцию между периодом вращения нейтронной звезды и орбитальным периодом. Поскольку аккреция через точку Лагранжа отличается высокой эффективностью, они излучают постоянно и имеют довольно высокую светимость 1037эрг/c. Типичными примерами подобных систем являются известные источники Cen X-3, SMC X-1, LMC X-4. Особенностью этих объектов являются высокие, относительно постоянные значения скорости аккреции, свидетельствующие в пользу существования аккреционных дисков в этих объектах. На это же указывают и данные оптической фотометрии, показывающие наличие как эллипсоидальных вариаций, связанных с искажением формы звезды-донора приливными силами, так и избыточного свечения, возникающего благодаря именно наличию аккреционного диска (Van Paradijs et al., 1995б). Системы, в которых аккреция идет из звездного ветра, характеризуются большими значениями орбитального периода и периода пульсаций. Они также излучают постоянно, но с меньшей интенсивностью (L 1035-1037 эрг/с), при этом у них наблюдаются быстрые (по сравнению с орбитальным периодом) флуктуации скорости вращения нейтронной звезды, когда ее ускорение сменяется замедлением и наоборот (Кoh et al., 1997)). Следует отметить, что, вообще говоря, захват нейтронной звездой вещества из высокоскоростного звездного ветра малоэффективен, поэтому приемлемая скорость аккреции M (10-10M год-1) достигается в основном благодаря большой скорости потери массы звездой - оптическим компаньоном (10-6M год-1). Наиболее известным объектом этого класса является рентгеновский пульсар Vela X-1 (Bildsten et al., 1997). Большинство пульсаров с ОВ супергигантами лежат в галактической плоскости, что соответствует тому, что массивные оптические компоненты этих систем, являясь короткоживущими звездами относятся к дисковой популяции галактических объектов. Ве-пульсары. Пульсары с Ве-компонентами занимают третью область на диаграмме Корбет, демонстрируя корреляцию между орбитальным периодом и периодом пульсаций. Они образуют самую многочисленную популяцию (53 источника) среди всех типов аккрецирующих пульсаров в двойных системах (интересно, что почти половина из них была открыта в последние годы в большом и малом Магеллановом облаках (Mereghetti, 2000)). Оптическим компаньоном в таких системах являются звезды О или В классов, пока еще остающиеся на главной последовательности и, следовательно, не заполнившие полость Роша. Жесткое излучение двойных систем с Ве-звездами наблюдается обычно во время транзиентных (временных) интенсивных вспышек активности (outbursts). Причем вспышки, как правило, соответствуют прохождению периастра в процессе движения по эксцентричной орбите (Bildsten et al., 1997). Предполагается, что вспышки рентгеновского излучения вызываются поглощением вещества нейтронной звездой, при этом небольшие вспышки можно объяснить прямой аккрецией звездного ветра, в то время как наиболее яркие вспышки можно объяснить, предполагая образование аккреционного диска (Bildsten et al., 1997). Как видно из рис. 2, для Ве-пульсаров имеет место корреляция величин орбитального периода и периода вращения нейтронной звезды. Эта корреляция может быть обусловлена тем, что в случае, например, систем с компонентами приблизительно одинаковой массы именно в системе с большим орбитальным периодом нейтронная звезда будет удаляться на большее расстояние от оптического компонента и, следовательно, скорость аккреции в такой системе в среднем будет меньше. Поскольку равновесный период вращения нейтронной звезды тем больше, чем меньше скорость аккреции, в системах с большим орбитальным периодом он также должен быть больше. Типичным представителем семейства Be-пульсаров является источника А0535+262, открытый в 1975 г. в эксперименте «Ариэль-5» (Rosenberg et al., 1975). Пульсары в маломассивных двойных системах образуют относительно малочисленную популяцию. На сегодняшний день известно всего пять подобных объектов: Her X-1, 4U1626-67, GX1+4, GRO J1744-28, SAX J1808.4-3658. Рентгеновские пульсары в маломассивных двойных системах, как правило, по своим свойствам сильно отличаются друг от друга. Некоторые из них светят постоянно, в то же время недавно открытый источник подобного типа GRO J1744-28 является транзиентным (Strikman et al., 1996). Также транзиентным является источник SAX J1808.4-3658, в рентгеновском излучении которого недавно были открыты периодические пульсации с чрезвычайно малым периодом 2.5 мс (Wijnands and van der Klis, 1998). Это открытие привлекло внимание многих исследователей, поскольку подобные маломассивные рентгеновские двойные считаются прародителями (progenitors) миллисекундных радиопульсаров. Предполагается, что благодаря взаимодействию нейтронной звезды с быстро вращающимися внутренними частями аккреционного диска происходит ускорение ее вращения до сотен оборотов в секунду, что соответствует периоду вращения несколько миллисекунд. Таким образом, после того, как аккреция прекратится, нейтронная звезда перестанет излучать в жестком диапазоне и начнет светить как радиопульсар за счет своего вращения. Обнаружение очень быстро вращающейся нейтронной звезды в маломассивной двойной системе источник SAX J1808.4-3658 явилось важным свидетельством в пользу подобного эволюционного сценария. Остается, правда, открытым вопрос, почему из несколько десятков маломассивных двойных, известных на сегодняшний день, короткопериодические пульсации обнаружены в жестком излучении лишь одной из них. Возможным объяснением этого является ориентационный эффект, позволивший наблюдать периодические пульсации именно в источнике SAX J1808.4-3658. 5.3. Одиночные нейтронный звезды, излучающие в гамма-диапзоне (гаммапульсары) Одиночные нейтронные звезды в остатках сверхновых в основном излучают в радиодиапазоне – так называемые, радиопульсары. Лишь некоторые из них характеризуются жесткими спектрами, простирающимися вплоть до гамма диапазона (гамма-пульсары). Первым объектом такого типа, открытым в нашей Галактике, является известный пульсар в Крабовидной туманности (Crab). Предполагается, что гаммапульсарами являются магнитные нейтронные звезды, поле которых характеризуется значениями В 1012 - 1013 Гс. На сегодняшний день открыто не менее 7 гамма-пульсаров (Тhompson, 2001). Кривые блеска для одних и тех же объектов существенно отличаются в разных энергетических диапазонах, что свидетельсвует о том, что механизмы жесткого излучения при разных энергиях могут быть неодинаковыми. В частности, в мягком рентгеновском диапазоне, излучение, вероятно, имеет тепловую природу и генерируется вблизи поверхности нейтронной звезды, что явно не имеет место в гамма диапазоне. На рис. 3 представлено распределение пульсаров в зависимости от величины периода вращения нейтронной звезды и производной этого периода по времени (Тhompson, 2001). Из рисунка видно, что гамма-пульсары концентрируются (за исключением одного миллисекундного кандидата) в области относительно молодых источников с большим магнитным полем. Рисунок 3. Диаграмма «производная изменения периода вращения – период вращения». Маленькими точками отмечены пульсары, от которых гамма-излучение не регистрировалось, крупные точки – гамма-пульсары. Сплошными линиями отмечены уровни, соответствующие различному возрасту пульсаров, прерывистыми линиями – значению поверхностного магнитного поля, пунктирными линиями – разности потенциалов на открытых силовых линиях (Thompson, 2001) При сверхвысоких энергиях (>1012 эВ) пока удалось наблюдать только пульсар в Крабовидной туманности. Однако при энергиях выше 5 ГэВ видны все шесть гаммапульсаров, наблюдающиеся при энергиях >100 МэВ. Результаты наблюдений EGRET CGRO свидетельствуют о том, что кривые блеска по крайней мере четырех, наиболее статистически обеспеченных объектов (Crab, Vela, Geminga, B1706-44) претерпевают при энергиях выше 5 ГэВ существенные изменения – двухпиковый характер кривых трансформируется в практически однопиковый. При этом первый пик на кривой блеска, хотя полностью не пропадает, но его амплитуда становится существенно меньше амплитуды следующего пика. Кроме того, отсутствие данных о регистрации гаммаквантов очень высоких энергий наземными установками от гамма-пульсаров (за исключением Crab) говорит о том, что их спектр при энергиях 10-100 ГэВ должен испытывать укручение. До сих пор нет полной ясности относительно того, где и каким образом образуется в магнитосфере пульсара высокоэнергичное нетепловое излучение. Поскольку пульсации в излучении гамма-пульсаров наблюдаются вплоть до энергий 10 ГэВ, нет никаких сомнений, что это излучение генерируется заряженными частицами, ускоренными до ультрарелятивистских энергий в их магнитосферах. При этом лоренц-факторы таких частиц должны лежать в диапазоне 105-107. Предполагается, что до таких энергий частицы могут ускоряться в крупномасштабных электрических полях. Подобные поля естественным образом возникают в окрестности магнитной нейтронной звезды, которая, по сути, представляет собой природный униполярный индуктор (Harding, 2000). Следует, однако, отметить, что огромное электрическое поле способно вытягивать против сил тяготения заряды с поверхности нейтронной звезды (Goldreich and Julian, 1969). В результате, накапливающиеся до высоких плотностей заряды в магнитосфере нейтронной звезды создают компенсирующее поле, которое эффективно «обрезает» компоненту электрического поля, параллельную магнитному полю, повсюду, за исключением нескольких локальных областей. Предполагается, что ускорение заряженных частиц происходит именно в областях, где ЕВ 0. Эти области, по-видимому, расположены над поверхностью нейтронной звезды в районе полярных шапок и вдоль, так называемой, поверхности нулевого заряда, соответствующей условию, В = 0 ( - угловая скорость вращения пульсара). Соответственно обсуждаются в основном два класса моделей генерации высокоэнергичного излучения в магнитосфере пульсара – модель «полярной шапки» (polar cap) (Daugherty and Harding, 1982; Usov and Melrose, 1995) и модель «внешней бреши» (outer gap) (Cheng et al., 1986; Romani, 1996; Hirotani and Shibata, 1999), которые дают разные предсказания относительно спектральных характеристик жесткого излучения, а также относительно соотношения между числом гамма-пульсаров, спокойных и активных в радиодиапазоне. Существуют различные варианты модели «полярных шапок», различающиеся оценками возможности свободной эмиссии заряженных частиц с поверхности нейтронной звезды. Этот вопрос является в достаточной мере неопределенным, ввиду неполноты наших знаний о составе поверхности нейтронной звезды и физических процессах там происходящих. В тех моделях, где подразумевается свободная эмиссия частиц любого знака с поверхности нейтронной звезды, предполагается, что поверхностная температура (105 - 106 K) превышает значение, при котором тепловая эмиссия становится возможной. Хотя продольный (т.е. параллельный направлению магнитного поля) компонент электрического поля равен нулю на поверхности нейтронной звезды, пространственный заряд вдоль открытых силовых линий вследствие их искривления или релятивистского увлечения в инерциальной системе отчета падает над поверхностью нейтронной звезды до меньших значений по сравнению с коротационным зарядом (Harding, 2000). Возникающий из-за подобного зарядового дефицита некомпенсированный продольный компонент электрического поля ускоряет частицы до энергий, соответствующих лоренцфакторам 102 - 106. В результате обратного комптоновского рассеяния тепловых рентгеновских фотонов, излучаемых с поверхности нейтронной звезды, а также изгибного механизма ускоренные частицы способны генерировать высокоэнергичные фотоны, которые в свою очередь образуют в сильном магнитном поле электрон-позитронные пары, дающие начало развитию электромагнитных каскадов. При формировании спектра возникающих каскадов преобладающую роль играет синхротронное излучение пар, которое характеризуется очень острым энергетическим обрезанием при энергиях выше нескольких ГэВ благодаря ослаблению процесса образования пар при таких энергиях (Daugherty and Harding, 1982). Модель «внешней бреши» для гамма-пульсаров базируется на существовании в его внешней магнитосфере области вакуума, которая может образоваться между последней открытой силовой линией поля и поверхностью с нулевым зарядом (В = 0) в зарядово разделенных магнитосферах. Такая брешь образуется, поскольку вынос зарядов через световой цилиндр вдоль открытых силовых линий над поверхностью нулевого заряда не может восполняться снизу. Предполагается, что излучение из этих брешей связано с обоими магнитными полюсами нейтронной звезды (Cheng et al., 1986). Подобная картина позволяет успешно объяснить наблюдающиеся спектры такого пульсара как Vela, однако не воспроизводит кривых блеска, которые более надежно получаются, если излучение связано только с одним магнитным полюсом (Romani and Yadigaroglu, 1995). В качестве источника ускоряющихся чвастиц рассматривают электрон-позитронные пары, возникающие в результате процессов фотон-фотонного образования. В молодых пульсарах типа Crab пары образуются изгибными фотонами от первичных частиц, взаимодействующих с нетепловым синхротронным рентгеновским излучением, генерируемым теми же парами. Предполагается, что в более старых пульсарах типа Vela, в которых нетепловое рентгеновское излучение значительно слабее, пары возникают в результате взаимодействия фотонов, испытавших обратное комптоновское рассеяние на первичных частицах с инфракрасными фотонами. Однако эта модель предсказывает такие большие потоки в ТэВ-ном диапазоне, которые на несколько порядков величины превышают существующие наблюдательные пределы (Nel et al., 1993). Поэтому были предложены усовершенствованные модели, в которых вместо инфракрасного излучения рассматривается тепловое рентгеновское излучение, генерируемое на поверхности нейтронной звезды. При этом требуемый уровень теплового излучения обеспечивается за счет того, что часть ускоренных пар течет вниз и нагревает поверхность нейтронной звезды (Romani, 1996; Zhang and Cheng, 1997). Модели «внешней бреши» предсказывают обрезание спектра высокоэнергичного излучения при энергиях порядка 10 ГэВ из-за обрыва вследствие радиационных потерь спектра первичных частиц. Однако это обрезание существенно менее резкое, чем в моделях «полярной шапки», поскольку, если высокоэнергичный фотон излучается во внешней магнитосфере, где локальное магнитное поле на порядки величин слабее, чем на поверхности нейтронной звезды, однофотонное образование пар не будет играть никакой роли ни в формировании каскадов пар, ни в спектральном ослаблении. Расчеты показывают, что в этом случае спектр характеризуется относительно постепенным экспоненциальным (а не двойным экспоненциальным, как дают модели «полярной шапки») завалом при больших энергиях. Более того, модели «внешней бреши» предсказывают существование компонента излучения при энергиях порядка 1 ТэВ, что делает возможным наблюдение гамма-пульсаров наземными установками (Harding, 2000). Модели «полярной шапки» и «внешней бреши» дают существенно различные предсказания относительно того, какие пульсары могут излучать в гамма-диапазоне и каково соотношение между гамма-пульсарами, «активными» и «спокойными» в радио диапазоне. Так, модель «полярной шапки» предсказывает, что все пульсары в той или иной мере способны излучать высокоэнергичные фотоны, и задача обнаружения гаммапульсаров, таким образом, является лишь предметом чувствительности соответствующих установок. В то же время модели «внешней бреши» предсказывают, что относительно старые пульсары не способны поддерживать образование пар во внешних брешах на уровне, достаточном для поддержания активности в гамма-диапазоне. Поскольку самым старым, на сегодняшний день, гамма-пульсаром является Geminga, который согласно (Cheng and Ruderman, 1993; Ruderman and Halpern, 1993) как раз и находится вблизи «границы», отделяющей пульсары, видимые в гамма-диапазоне от невидимых, наблюдения или, наоборот, отсутствие свидетельств в пользу существования более старых, чем Geminga гамма-пульсаров, может служить основанием для подтверждения или опровержения рассмотренных выше моделей. Численные расчеты морфологии радио излучения многих пульсаров свидетельствуют в пользу того, что оно образуется в полярных регионах в пределах десятков звездных радиусов от поверхности нейтронной звезды (Rankin, 1993; Gil and Han, 1996). Следовательно, в модели «полярной шапки» ожидается сильная корреляция гамма и радио излучения. С другой стороны, в моделях «внешней бреши» высокоэнергичное излучение направлено в противоположную сторону относительно радио излучения, поэтому, вообще говоря, согласно этим моделям импульсы в гамма и радио диапазонах должны наблюдаться в противофазе. Различные численные оценки соотношения между ожидаемым числом гамма-пульсаров, активных и спокойных в радио диапазонах, выполненные в рамках рассматриваемых моделей показывают, что в случае модели «полярной шапки» доля гамма-пульсаров, спокойных в радио диапазоне, должна составлять 10-25% от полного регистрируемого количества источников. В то же время модели «внешней бреши» дают другое соотношение – число гамма-пульсаров, спокойных в радиодиапазоне, должно примерно в 15 раз превышать число гамма-пульсаров, активных в радио диапазоне (Harding, 2000). Таким образом, пока нет каких-либо оснований отдавать предпочтение той или иной модели, объясняющей механизмы генерации высокоэнергичного излучения одиночными магнитными нейтронными звездами. По-видимому, критичными, в плане выбора адекватной модели будут наблюдения в гамма диапазоне очень высоких энергий, поскольку именно для этого энергетического интервала разные модели предсказывают существенно различное поведение спектра и, соответственно даются различные оценки светимости. Для понимания механизмов генерации высокоэнергичных гамма-квантов в этих объектах крайне важное значение будут иметь будущие наблюдения при энергиях 1010-1011 эВ, которые должны закрыть существующий пробел в наших знаниях о характере спектра гамма-пульсаров в этой области электромагнитного спектра. Безусловно важными будут также и наблюдения в ходе будущих миссий с высокочувствительной аппаратурой, например, GLAST, которые возможно дадут ответ на вопрос, все ли радио пульсары могут излучать высокоэнергичные фотоны? Рассматривая динамические процессы в астрофизических объектах с пульсарами, особо следует рассмотреть вспыхивающий пульсар GRO J1744-28. Этот пульсар маломассивная рентгеновская двойная система, расположенная на небе недалеко от центра Галактики. Этот источник уникален тем, что он имеет два свойства, одновременное присутствие которых отличает его от других маломассивных двойных систем. Это рентгеновские вспышки II типа, возникающие за счет неравномерной аккреции, и когерентные пульсации с периодом 0.467 с. Когда объект GRO J1744-28 был открыт в декабре 1995 г. в эксперименте BATSE (Kouveliotou et al., 1996), это был единственный известный источник рентгеновских вспышек, который при этом имел когерентные пульсации, отсюда и название “вспыхивающий пульсар”. С тех пор было открыто, что некоторые из источников вспышек I типа (т.е., вспышек, возникающих из-за термоядерного горения упавшего на поверхность вещества) имеют квазипериодические осцилляции, вероятно, связанные со скоростью вращения звезды, а уже обсуждавшийся выше источник, SAX J1808.4-3658 показал когерентные пульсации рентгеновского потока с периодом 2.5 мс. В течение двух лет активности у вспыхивающего пульсара произошло две широкие вспышки (outbursts), во время которых было генерировано ~10000 жестких рентгеновских вспышек. В целом, более 1045 эрг было выделено в форме вспышечного, постоянного и пульсирующего излучения. Первая вспышка активности GRO J1744-28 началась 2 декабря 1995 г. и длилась до мая 1996 г. Вторая вспышка началась 1 декабря 1996 г. и закончилась ~7 мая 1997 г. Эти две вспышки активности сходны по многим параметрам. После первого дня каждой из вспышек частота возникновения рентгеновских всплесков (с поправкой на время наблюдения источника) оставалась постоянной в течение ~40 дней. В течение первых 24 часов частота всплесков была значительно выше и составила, соответственно, ~200 и ~135 часов. Для каждой вспышки постоянный, пульсирующий и всплесковый поток были жестко связаны. Главное отличие между первой и второй вспышками заключалось в том, что постоянный, пульсирующий и всплесковый потоки во второй вспышке были меньше примерно в 2 раза (Woods et al., 1999). 5.4. Аномальные рентгеновские пульсары и магнетары Если пульсар представляет собой быстро вращающуюся нейтронную звезду, образовавшуюся в результате взрыва сверхновой, то большинство из них должны быть связаны с остатками сверхновых, а поскольку сильное магнитное поле и быстрое вращение нейтронной звезды создают благоприятные условия для ускорения электронов, молодые (<104 лет) остатки сверхновых должны хорошо проявляться в радио диапазоне за счет синхротронного излучения ускоренных электронов, движущихся в магнитных полях остатка (Weiler and Sramek, 1988). Проблема, однако, заключается в том, что проведенные до сих пор глубокие радионаблюдения неба показали, что среди нескольких сотен остатков сверхновых есть лишь несколько таких, для которых имеются непосредственные указания на то, что в них содержится магнитная быстро вращающаяся нейтронная звезда (Gaensler and Johnston, 1995; Kaspi et al., 1996; Lorimer et al., 1998). Некоторый прогресс в решении отмеченной выше проблемы был достигнут в течение последних нескольких лет благодаря наблюдениям в рентгеновском диапазоне на таких космических аппаратах, как ASCA, RXTE, BeppoSAX. В результате этих наблюдений в центре некоторых молодых остатков сверхновых были открыты компактные объекты, достаточно яркие в рентгеновском излучении, но спокойные в радио диапазоне. В настоящее время сложилось представление, что эти объекты образуют особый класс, так называемых, аномальных или шестисекундных пульсаров, свойства которых существенно отличаются от свойств как обычных аккрецирующих пульсаров, входящих в состав двойных систем с массивным оптическим компаньоном, так и большинства одиночных пульсаров, излучающих за счет вращения (van Paradijs et al., 1995а; Меreghetti and Stella, 1995; Меreghetti, 2001). На сегодняшний день известно шесть подобных объектов. Известно, что три из них идентифицированы с довольно молодыми (<105 лет) остатками сверхновых (Caraveo et al., 1996; Vasisht et al., 1997, Gotthelf et al., 1997). Рентгеновское излучение этих источников довольно сильно модулировано (30%), причем средние фазовые профили пульсаций, характеризующие периодический компонент имеют, как правило, синусоидальную форму. Периоды пульсаций этих объектов лежат в очень узком интервале 6-12 с, при этом имеет место монотонный дрейф периода в сторону его увеличения на характерных временных масштабах 104 – 4105 лет, в то время как для большинства аккрецирующих пульсаров в двойных системах наблюдается обратная тенденция – ускорение вращения нейтронной звезды или же нерегулярные изменения периода вращения. Хотя значения периодов пульсаций и их производных по времени типичны для нейтронных звезд, очевидно, что эрг/с) недостаточно для объяснения только потерь энергии за счет вращения (1045 33 светимости этих объектов в жестком излучении 10 - 1036 эрг/с. Рентгеновские спектры аномальных пульсаров довольно мягкие и сильно отличаются от спектров аккрецирующих пульсаров с массивным оптическим компонентом. В отличие от последних, спектры аномальных пульсаров в рентгеновском диапазоне, как показывают данные наблюдений на спутниках ASCA и BeppoSAX, не могут быть аппроксимированы одной зависимостью степенного вида, а наилучшим образом представляются комбинацией теплового спектра абсолютно черного тела с эффективной температурой kT 0.5 кэВ, который дает примерно 40-50% наблюдаемой светимости, и относительно крутой степенной спектр с показателем степени 3-4 (Parmar et al., 1998; White et al., 1996; Oosterbroeck et al., 1998; Israel et al., 1999). Оценки, сделанные на основании анализа теплового спектрального компонента, дают размер излучающей области 1-4 км, что соответствует большой части поверхности нейтронной звезды. Таким образом, совокупность наблюдательных данных свидетельствует о том, что, по-видимому, аномальные рентгеновские пульсары связаны с нейтронными звездами, но ничто не указывают на наличие массивной звезды-компаньона. Интересно, что к настоящему времени в остатках сверхновых фактически открыто больше аномальных рентгеновских пульсаров, чем «классических» гамма-пульсаров типа «Краб» или «Вела». Механизмы, обеспечивающие высокую рентгеновскую светимость аномальных пульсаров, остаются не ясными, во всяком случае, эта светимость не обеспечивается энергетикой вращения одиночной нейтронной звезды с магнитным полем типичным для обычных пульсаров. Для объяснения явления аномальных пульсаров было выдвинуто два класса моделей. Один тип моделей связывает энерговыделение в аномальных пульсарах с аккрецией либо на нейтронную звезду в двойной системе с очень маломассивным оптическим компонентом, либо на одиночную нейтронную звезду из диска, сформировавшегося из вещества, оставшегося от предыдущих стадий эволюции (van Paradijs et al., 1995б). В рамках модели двойной системы энерговыделение за счет аккреции объясняется естественным образом. Так, например, была выдвинута гипотеза, согласно которой аномальный рентгеновский пульсар представляет собой слабо намагниченную нейтронную звезду, вращающуюся с периодом близким к равновесному (Меreghetti and Stella, 1995). При этом, требуемое значение скорости аккреции 1015 т/с согласуется с наблюдаемыми светимостями. Для того, чтобы объяснить, почему аномальные рентгеновские пульсары, являясь относительно молодыми объектами, и тем не менее, характеризуются довольно большими периодами вращения нейтронной звезды, было выдвинуто предположение о том, что некоторые нейтронные звезды рождаются как медленные (период вращения 2 с) ротаторы в результате сильного физического «сцепления» медленно вращающейся оболочки звезды-прародителя с ее предколлапсирующим ядром (Spruit and Phinney, 1998). Необычно большое магнитное поле таких медленных пульсаров приводит к естественному объяснению их невидимости в радиоизлучении, поскольку сверхкритические магнитные поля подавляют процесс образования гамма-квантами электрон-позитронных пар, являющихся источниками электронов, генерирующих синхротронное радиоизлучение (Baring and Harding, 1997). Альтернативная точка зрения состоит в том, что объекты типа аномальных рентгеновских пульсаров рождаются именно как быстрые (миллисекундные) ротаторы. Тогда должен существовать механизм, замедляющий их вращение до наблюдающихся скоростей. Наличие такого механизма подтверждается постоянным замедлением скорости вращения, наблюдающимся в случае пульсара 1E1841-045. Эквивалентное магнитное поле вращающегося диполя Bдип, которое определяется скоростью и изменением скорости вращения равно: B дип 3.2 1019 TT . (6) В случае, например источника 1E1841-045, согласно (6) Bдип 81014 Гс. Это значение более чем на порядок превосходит самые сильные поля гамма-пульсаров. Было выдвинуто предположение, что в природе существуют нейтронные звезды с подобными сверхсильными магнитными полями – так называемые, магнетары. Теория, разработанная для магнетаров (Dunkan and Thompson, 1992; Vasisht and Gotthelf, 1997) объясняет относительно быстрое постоянное замедление вращения пульсара за счет дипольного излучения вращающегося сильного магнитного поля. В случае, если аномальные рентгеновские пульсары связаны с магнетарами, тогда и их рентгеновская светимость может быть объяснена распадом сверсильного магнитного поля (1015 Гс) одиночной нейтронной звезды. Свойства магнетаров до сих пор совершенно не изучены, известно лишь, что они активны в рентгеновском и гамма-диапазонах и могут проявляться не только, как аномальные рентгеновские пульсары (медленные ротаторы), а также и как источники реккурентных (т.е. повторяющихся) всплесков мягкого гаммаизлучения – так называемые, soft gamma-ray repetears (SGR), мягкие гамма-повторители. Объекты типа SGR – это существенно транзиентные источники, которые генерируют короткие (<1 c) и относительно мягкие (эффективная температура kT 20-30 кэВ) всплески сверхэддингтоновой светимости. На сегодняшний день в нашей Галактике обнаружено четыре или, может быть, пять объектов типа SGR. Первым из них был обнаружен известный источник – пульсар в созвездии Золотых рыб, получивший известность, после того как 5 марта 1979 г. в эксперименте КОНУС на межпланетных станциях «Венера-11» и «Венера-12» от него был зарегистрирован очень интенсивный, но относительно мягкий гамма-всплеск, сопровождавшийся периодическими изменениями рентгеновского потока типа пульсаций с периодом 8 c (Mazets et al., 1981). Впоследствии от этого объекта, получившего наименование SGR 0526-66 неоднократно регистрировались рекуррентные гаммавсплески, и он был идентифицирован с молодым остатком сверхновой, находящимся в Большом Магеллановом облаке (N49) (Cline, 1981). Свойства различных астрофизических объектов показывают, что наличие сверхсильного магнитного поля - не очень редкое явление во Вселенной. Предполагается, что около 10% нейтронных звезд могут быть магнетарами. В объектах типа магнетаров сильное магнитное поле является основным источником энергии, обеспечивающим как постоянное рентгеновское излучение, так и всплесковую активность в гамма-диапазоне. Это подразумевает внутренний нагрев, благодаря диссипации магнитного поля, и генерацию сейсмической активности нейтронной звезды. Естественно распад магнитного поля магнетара должен происходить за характерное время не более 104 лет, поскольку в противном случае должны существовать объекты типа SGR и аномальных рентгеновских пульсаров, возраст которых больше указанной величины, чего, однако, не наблюдается. Происхождение магнетаров отличается от происхождения других нейтронных звезд тем, что образованное в момент гравитационного коллапса сверхсильное магнитное поле создает неустойчивость, в результате которой внешняя кора испытывает звездотрясения, во время которых выделяется значительная энергия, в том числе в виде всплесков гаммаизлучения. При этом предполагается, что напряжения в коре нейтронной звезды влияют и на ее магнитное поле, приводя как бы к «встряске» магнитосферы, в результате чего происходит ускорение частиц и генерация всплесков гамма-излучения. Можно заключить, что объекты типа SGR относятся к эволюционной стадии нейтронных звезд, во время которой нейтронная звезда активно генерирует всплески жесткого излучения. Если магнитное поле магнетаров больше 1015 Гс их остаточной тепловой энергии достаточно для того, чтобы в течение нескольких тысяч лет обеспечить наблюдаемую рентгеновскую светимость (Heyl and Hernquist, 1997). Для этого необходима водородногелиевая оболочка, хотя оболочка с преобладанием ядер железа более эффективна в плане изоляции коры нейтронной звезды, что привело бы к более низкой светимости и эффективной температуре на ее поверхности. Оболочка из легких элементов необходимой массы (10-11–10-8M) может образоваться либо в результате обратного падения вещества, выброшенного в результате взрыва сверхновой, либо вследствие аккреции межзвездного вещества, если нейтронная звезда погружена в достаточно плотную среду (104 см-3). Из-за сильного магнитного поля магнетары слабо видны в радиодиапазоне. В случае объектов типа SGR попытки обнаружить каких-либо компаньонов в радиодиапазоне пока не увенчались успехом. 6. ГАЛАКТИЧЕСКОЕ ДИФФУЗНОЕ ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ. ГАММАИЗЛУЧЕНИЕ «В ЛИНИЯХ» Галактический диффузный фон гамма-квантов состоит из компонента с непрерывным спектром – так называемого континуума и излучения в линиях. Спектр континуума галактического диффузного гамма-излучения в широком диапазоне энергий изображен на рис. 4. Предполагают, что континуум частично может быть обусловлен излучением неразрешенных дискретных источников типа одиночных пульсаров (выше было отмечено, что на сегодняшний день обнаружено по крайней мере 6 пульсаров, излучающих в гаммадиапазоне), вклад которых в разных энергетических диапазонах составляет по оценкам от нескольких процентов до 20% суммарной фоновой интенсивности. Основная же доля галактического гамма-фона связана с истинно диффузным излучением, возникающем в результате взаимодействий космических лучей и энергичных электронов с межзвездной средой. Форма спектра галактического диффузного гамма-излучения свидетельствует о том, что в диапазоне энергий от нескольких МэВ до 1 ГэВ оно связано в основном распадом 0-мезонов. Также как и излучение в “ядерных линиях” оно обусловлено исключительно ядерными взаимодействиями галактических космических лучей, поэтому оценки соответствующих потоков дают непосредственную информацию о плотности космических лучей в Галактике. Как видно из рис. 4 спектр континуума жесткого галактического излучения прослеживается вплоть до энергий в несколько кэВ. Его спектр в диапазоне энергий от 10 кэВ до нескольких сотен кэВ может быть аппроксимирован степенной зависимостью с показателем -2.7. Предполагается, что диффузное гамма-излучение в этом интервале энергий обусловлено тормозным излучением энергичных галактических электронов. Сравнение наблюдаемой интенсивности фонового жесткого рентгеновского излучения с оценками потоков гамма-квантов от распада 0-мезонов и в “ядерных линиях” показывают, что космические лучи не обеспечивают требуемой интенсивности электронов. Поэтому для объяснения наблюдаемого спектра диффузного излучения привлекают дополнительные источники энергичных электронов, в частности, рассматривают механизм ускорения электронов на турбулентности межзвездной плазмы. Как показывают расчеты при энергиях свыше 1 ГэВ взаимодействия космических лучей обеспечивают лишь около 60% наблюдаемой интенсивности фонового гамма-излучения. Остальные 40% интенсивности объясняют тормозным излучением релятивистских электронов, ускоренных в оболочках сверхновых. Рисунок 4. Оценки диффузного высокоэнергичного континуума из внутренних направлений галактической плоскости по данным различных экспериментов (указаны на рисунке). Измеренные значения спектральной плотности потока домножены на величину E2 (Pohl, 2001) Что касается диффузного гамма-излучения “в линиях”, из района центра Галактики помимо упоминавшейся выше аннигиляционной линии 0.511 МэВ наблюдались также линии 1.826 и 0.847 МэВ, связанные с излучением возбужденных изотопов 26Al и 56Co. Изотопы 56Co в большом количестве образуются в результате ядерных реакций при взрыве сверхновых. Вероятными же источниками изотопа 26Al являются звезды ВольфаРайе, которые могут быть также источниками низкоэнергичных космических лучей. Ядерные линии излучения изотопов 12С (4.4 МэВ) и 16О (6.1 МэВ), связанные с взаимодействиями малоэнергичных (2-100 МэВ/нуклон) нуклонов космических лучей были обнаружены с помощью прибора COMPTEL на обсерватории им. Комптона в направлении созвездия Ориона, где расположен крупный газо-пылевой комплекс, являющийся очагом активного звездообразования. На этой обсерватории были получены и новые данные о галактическом излучении в аннигиляционной линии. Оказалось, что помимо диффузного излучения в этой линии, распределенной вдоль галактической плоскости и концентрирующегося к центру Галактики, наблюдается некоторый избыток излучения из области положительных галактических широт над галактическим центром. Основным источником позитронов, обеспечивающих аннигиляционное гамма-излучения считаются реакции -распада радиоактивных ядер, образующихся при взрывах сверхновых. При этом предполагают, что наблюдающийся избыток излучения из области над галактическим центром связан с “фонтаном” радиоактивных осколков, истекающего из центра Галактики, для которого характерна повышенная “активность сверхновых”. 7. ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ ЗВЕЗДНОЙ МАССЫ 7.1. Рентгеновских двойные, содержащие “черные дыры” Среди множества рентгеновских источников большой интерес для исследователей представляют объекты, содержащие, так называемые, "черные дыры". Кандидаты в такие объекты отбирают по величине массы компактного компонента, которая в случае черной дыры, должна, как известно, превышать предел Волкова-Оппенгеймера, равный 2.2M.. К настоящему времени в качестве таких кандидатов отобрано более 17 двойных систем, две из которых находятся в Большом Магеллановом облаке (LMC X-1, LMC X-3), остальные – в нашей Галактике. Среди них есть квазистационарно излучающие источники, оптические компоненты которых являются сверхгигантами классов O - B (Cyg X-1, LMC Х-З, LMC Х-1) или звездой Вольфа-Райе (Cyg X-3), а также транзиенты типа рентгеновских новых, их оптические компоненты относятся к маломассивным звездам классов M - F (системы А0620-00, V404 Cyg, XN Mus 1991, QZ Vul, XN Sco 1994, XN Oph 1977, XN Per 1992) (Черепащук, 1997; Narayan et al., 2002). Спектры рентгеновских двойных - кандидатов в "черные дыры" имеют нетепловой вид и являются довольно жесткими. В частности, спектр источника Cyg X-1 простирается вплоть до энергий 10 МэВ. Отличительным признаком таких объектов может быть наличие в спектре излучения "аннигиляционной" линии 0.511 МэВ (Callanan et al., 1996). Для стационарно излучающих двойных типа Cyg X-1 также типичны нерегулярные стохастические вариации потока с очень короткими характерными временами - вплоть до нескольких миллисекунд (Cui et al., 1997). Дальнейшее исследование возможных наблюдательных проявлений двойных - кандидатов в черные дыры остается одной из основных задач рентгеновской и гамма-астрономии. Как известно, для черной дыры характерна большая масса - более 3M (Зельдович и Новиков, 1967). Также источники с черными дырами в двойных системах характеризуются значительной рентгеновской светимостью (порядка 1036 – 1039 эрг/с) за счет большого энерговыделения при аккреции на черную дыру. В настоящее время можно выделить два наиболее актуальных направления в исследовании объектов - кандидатов в черные дыры в двойных системах: 1). Возможно более точное определение массы компактного объекта на основе совместных оптических и рентгеновских наблюдений. 2). Выяснение наблюдательных проявлений аккрецирующих черных дыр и выработка на их основе косвенных эмпирических критериев, позволяющих различать системы, содержащие черную дыру и нейтронную звезду даже в тех случаях, когда масса компактного объекта неизвестна. Рассматривая в качестве черных дыр объекты, масса которых превышает предельную массу нейтронной звезды (3M), исследователи стремятся экспериментальным путем решить вопрос о наличии горизонта событий. Для определения массы компактного объекта используют анализ кривой лучевых скоростей, которую возможно получить в период между вспышками, когда яркость оптического излучения аккреционного потока намного меньше яркости звездыкомпаньона. Определяемые по смещению спектральных линий данные о скорости движения компаньона позволяют вычислить функцию масс: f (M ) M 13 sin 3 i M 1 M 2 2 M 1, (7) где М1 и М2 – массы компактной и оптической звезды, i – угол наклона орбиты. Величина функции масс является верхним пределом на массу компактного объекта в двойной системе. Более точную оценку массы можно сделать в случае известного угла наклона орбиты. Одновременный анализ кривой лучевых скоростей оптической звезды и оптической кривой блеска позволяет обосновать модель двойной системы и корректность определения функции масс оптической звезды. Для ряда рентгеновских двойных систем измеренные значения функции масс оптической звезды уже превышают 3M, что без всякого дополнительного моделирования двойной системы позволяет сделать вывод о том, что масса релятивистского объекта превышает верхний предел массы нейтронной звезды, предсказываемый ОТО. В излучении рентгеновских двойных, содержащих в качестве компактного компонента черную дыру звездной массы не должны проявляться явления, характерные для рентгеновских пульсаров или барстеров 1-го типа. Однако, поскольку среди аккрецирующих нейтронных звезд также есть объекты, не показывающие феноменов рентгеновского пульсара или рентгеновского барстера, то эти критерии являются лишь необходимыми, но не достаточными условиями для идентификации компактного объекта с черной дырой. Рисунок 5. Диаграмма, показывающая соотношение массы компактного объекта и массы обычной звезды в рентгеновских двойных системах. Изображены объекты, для которых существует надежное определение масс. Пунктирной линией отмечен верхний предел для массы нейтронных звезд. Объекты, расположенные ниже этой линии, являются пульсарами и барстерами, выше нее находятся источники-кандидаты в черные дыры. Цифрами обозначены: 1- система Cen X-3, 2- LMC X-4, 3- SMC X-1, 4- 4U1538-52, 5- 4U0900-40. Точками отмечены радиопульсары, ошибки определения масс которых пренебрежимо малы На рис. 5 приведены массы релятивистских объектов в зависимости от масс спутников в двойных системах (Черепащук, 1997). Показаны все объекты из числа кандидатов в черные дыры и систем с нейтронной звездой, для которых массы известны с достаточной надежностью (на момент 1997 г.) (Массы радиопульсаров определяются с высокой точностью по релятивистским эффектам в их орбитальном движении). Как видно из рис. 5, зависимость масс релятивистских объектов от массы спутников отсутствует. И нейтронные звезды, и черные дыры встречаются в двойных системах со спутниками как большой, так и малой массы (как и в классических тесных двойных системах, где встречаются любые комбинации масс компонентов). Среди самих черных дыр в двойных системах также встречаются объекты как большой массы (система V404 Cyg, М = (10-15)M), так и малой массы (система V518 Per, М = (2.5-5.0)M) (Cаsares et al., 1995). Следует подчеркнуть важный наблюдательный факт. Во всех случаях, когда удается надежно измерить массу рентеновского или радиопульсара (имеется одиннадцать таких измерений), она не превосходит (2-3)M и в среднем составляет 1.4M. В то же время ни у одного из массивных (М > 3M) рентгеновских источников – кандидатов в черные дыры не обнаружено феномена рентгеновского пульсара или рентгеновского барстера I типа, характерных для аккрецирующих нейтронных звезд. Это может считаться аргументом в пользу того, что указанные источники действительно являются черными дырами. Согласно Narayan et al., 2002 предполагаемое наличие горизонта событий должно сделать светимость кандидатов в черные дыры значительно меньше, чем нейтронных звезд, поскольку значительная часть энергии будет уходить за горизонт путем адвекции (ADAF – advection dominated accretion flow). При этом имеет смысл сравнивать абсолютные светимости (точнее, выделение энергии за единицу времени). Для их определения нужно знать не только поток излучения, но и расстояние до источника. Во время вспышки рентгеновские новые обычно достигают Эддингтоновского предела светимости, связанного с отбрасыванием падающего вещества излучением. Поскольку масса компактного объекта в случае кандидатов в черные дыры оказывается больше, то такие рентгеновские новые оказываются во время вспышки примерно в 5 раз ярче тех, которые содержат нейтронные звезды. Наоборот, в спокойном состоянии, согласно предсказанию модели ADAF, источники - кандидаты в черные дыры будут светить значительно слабее. В случае черной дыры можно ожидать переменность потока, связанную с нестабильностями в аккреционном диске. Эта переменность может проявляться на частотах порядка cs/Н k, где Н – высота аккреционного диска, cs – скорость звука, а k - Кеплеровская частота. Для медленно вращающихся черных дыр характерны размеры области энерговыделения от 5Rg до 27Rg, где Rg – гравитационный радиус. Если масса черной дыры 10M, то максимальная частота будет 100 Гц. Как известно, рентгеновские двойные, в которых предполагаемым компактным объектом является черная дыра, обычно находятся в одном из двух спектральных состояний. – в мягком/высоком или в жестком/низком. В частности, у “классического” кандидата в черные дыры Cyg X-1, наблюдаются нерегулярные переходы между “низким” состоянием и “высоким” состоянием, когда поток 1-10 кэВ значительно возрастает, при этом уменьшается интенсивность излучения с энергией >20кэВ. В “низком” состоянии спектр Cyg X-1 аппроксимируется степенным законом, а в высоком – тепловым спектром с эффективной температурой кТ 1-2 кэВ. (или содержащим обе – тепловую и нетепловую - компоненты). Природа спектра источника, находящегося в низком состоянии, определяется процессом «комптонизации» мягких фотонов, попадающих в горячее, оптически тонкое электронное облако около компактного объекта. Наклон спектра определяется отношением энергии, заключенной в электронах, и потока мягкого излучения, приходящего в область комптонизации: чем ниже отношение, тем более пологим оказывается спектр. Отражение излучения, возникшего в результате комптонизации, от нейтрального или частично ионизованного вещества, например, от оптически толстого аккреционного диска, приводит к появлению характерных особенностей в спектрах рентгеновских двойных. Основными признаками излучения, отраженного от холодного нейтрального вещества, являются хорошо известная К-линия железа с энергией 6.4 кэВ, К-граница на 7.1 кэВ и широкий горб при более высоких энергиях 20-30 кэВ. На точную форму этих спектральных особенностей влияют ионизация вещества, гравитационные эффекты и внутреннее движение в отражающей среде. Амплитуда особенностей определяется, прежде всего, ионизацией и углом, под которым «отражатель» виден из источника падающих фотонов. Следует отметить, что пока не удалось наблюдать орбитальную периодичность типа затмений непосредственно в жестком излучении ни одного из источников – кандидатов в черные дыры. Однако, для некоторых из них получены указания на наличие периодических процессов в жестком рентгеновском излучении, которые, хотя и не являются затмениями, по-видимому связаны с орбитальным движением компонентов двойной системы. Так, по крайней мере, три периодических процесса суточного диапазона периодов, обнаруженные в жестком излучении источников галактического центра в ходе эксперимента на космической станции «Прогноз-9», идентифицированы с двойными системами – кандидатами в черные дыры: 152 ч (H1705-25 или Новая Змееносца 1977 г.), 62 ч (GRO J 1655-40 или Новая Скорпиона 1994г.), 13.3 ч (4U1543-47) (Кудрявцев и др., 1998). 7.2. Микроквазары Среди рентгеновских двойных – кандидатов в черные дыры в последнее время большой интерес исследователей привлекают, так называемые, “микроквазары”. “Микроквазар” – это объект, для которого характерны наблюдающиеся в радиодиапазоне джеты, то есть выбросы плазмы, движущейся в противоположные стороны с релятивистскими скоростями (v/c 0.9). На сегодняшний день в нашей Галактике известно 8 подобных объектов. Принято считать, что два из них (SS433, LS5039) содержат нейтронную звезду, а, по крайней мере, 6 являются кандидатами в черные дыры (GRO J 1655-40, GRS 1915+105, GRS1758-258, 1E1740.7-2942, XTE J 1550-564,) типа рентгеновских новых (Zhang et al., 1994; Belloni et al., 2000; Мiller et al., 2001; Мirabel et al., 1992; in't Zand et al., 1999). Помимо релятивистских струй – джетов, в некоторых источниках (1E1740.7-2942) наблюдаются протяженные области излучения, размер которых существенно больше «стандартного» аккреционного диска (Cui et al. 2001). Для ряда систем (XTE J 1550-564, SAX J 1819.3-2525, GRO J 1655-40) получены оценки функции масс, позволяющие сделать более определенный вывод в пользу коллапсара с массой, превышающей предел Оппенгеймера-Волкова (Оrosz and Bailyn, 1997; Оrosz et al., 2001а; Оrosz et al., 2001б). Большой интерес представляет изучение активности в жестком излучении рентгеновской двойной GRO J 1655-40, которая известна также как новая Скорпиона 1994 г. (Hjellming and Rupen, 1995; Таvani et al., 1996). Это, пожалуй, единственный объект среди кандидатов в черные дыры, для которого удалось наблюдать орбитальную периодичность в диапазоне, как мягкого, так и жесткого рентгеновского излучения. Повидимому, впервые активность этого объекта в жестком излучении, впоследствии ставшего известным как рентгеновская новая XN Sco 1994 (Harmon et al., 1995; Zhang et al., 1996), наблюдалась в эксперименте на станции “Прогноз-9” в 1983 г., в ходе которого было обнаружено, что среди новых периодических процессов суточного диапазона, открытых в этом эксперименте, 62–ч период связан с рентгеновской новой Скорпиона 1994 г. (GRO J 1655-40) (Кудрявцев и др., 1998). Это периодический процесс также удалось наблюдать в ходе эксперимента ГРИФ, проводившегося в 1995-1997 гг. на орбитальной космической станции (ОКС) “Мир” (Кудрявцев и др., 2001). Наибольшая активность этого источника в жестком диапазоне энергий согласно данным космической обсерватории CGRO имела место в июле 1994 – августе 1995 гг. (Кroeger et al., 1996; Zhang et al., 1997). Следует отметить, что микроквазары могут проявлять свойства, не всегда укладывающиеся в типичную картину поведения рентгеновских двойных – кандидатов в черные дыры. Это относится, в частности, к источнику GRS1915+105 – первому галактическому объекту, для которого были обнаружены релятивистcкие выбросы вещества (джеты) (Мirabel and Rodrigues, 1994). Источник GRS1915+105 был открыт в эксперименте с прибором WATCH на космической обсерватории «Гранат» в 1992 г. (Castro-Tirado et al., 1992). Предполагается, что он находится на расстоянии 12.5 кпс, и, хотя из-за большого поглощения в межзвездной среде пока не удалось обнаружить оптический компаньон (удалось идентифицировать GRS1915+105 только с объектом, излучающим в инфракрасном диапазоне), что необходимо для более или менее надежного определения параметров компонентов двойной системы, ввиду высокой рентгеновской светимости и ряду других сходных признаков с источником GRO J 1655-40, объект GRS1915+105 также рассматривается как кандидат в черные дыры. Согласно данным наблюдений на обсерватории им. Росси он может находиться в трех состояниях, при этом все разнообразие временной переменности в рентгеновском диапазоне может быть сведено к переходам (относительно быстрым) между этими состояниями (Belloni et al., 2000). В то же время известно (см. выше), что стандартная картина поведения двойных систем – кандидатов в черные дыры в жестком излучении обычно укладывается в рамки переходов между двумя состояниями – «жесткого» с относительно небольшой рентгеновской светимостью и «мягкого» - с высокой рентгеновской светимостью. К микроквазарам также относят источник GRS1758-258, который был открыт в результате наблюдений с гамма-телескопом СИГМА на космической обсерватории «Гранат» (Sunyaev et al., 1991). Он расположен в районе центра Галактики и по некоторым характеристикам похож на объект 1E1740.7-2942, который также рассматривается в качестве кандидата в черные дыры и микроквазара. Одной из отличительных черт этих объектов является исключительно жесткий спектр излучения, простирающийся до энергий 300-500 кэВ. Именно благодаря такому спектру, напоминающему спектр двойной системы Cyg X-1 – одного из основных кандидатов в черные дыры, источники 1E1740.7-2942, GRS1758-258 также относят к этому классу объектов, хотя прямых оценок функции масс для них не получено из-за трудностей оптических наблюдений источников в центре Галактики. 8. СВЕРХМАССИВНЫЕ ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ В ЯДРАХ АКТИВНЫХ ГАЛАКТИК 8.1. Наблюдательные проявления активных галактических ядер в жестком излучении В жестком диапазоне электромагнитного спектра излучает большинство внегалактических объектов. Тепловое излучение горячего газа вблизи галактического ядра и межгалактического газа является причиной светимости многих галактик и скоплений галактик в диапазоне "мягкого рентгеновского излучения". Совместный анализ наблюдений в оптическом, инфракрасном и радио диапазонах внегалактических рентгеновских (2-7 кэВ) источников, зарегистрированных с помощью космического телескопа “Чандра” показал, что примерно 4% галактик, зарегистрированных на определенном уровне чувствительности, излучают в рентгеновском диапазоне постоянно. Принимая во внимание возраст Вселенной (1010 лет), это означает, что средняя продолжительность процессов, обеспечивающих рентгеновскую светимость, составляет порядка 500 миллионов лет. Очевидно, что при этом некоторые галактики могут быть активны в рентгеновском диапазоне в течение более продолжительного времени, но тогда другие галактики должны быть неактивны в жестком излучении вовсе (Barger et al., 2001). Согласно наиболее распространенным представлениям внегалактические объекты, излучающие в жестком рентгеновском и гамма-диапазонах, т.е. блазары, квазары, сейфертовы и радиогалактики имеют одинаковую природу и представляют собой объекты одного вида - так называемые активные галактические ядра (Active Galactic Nuclei, AGN). Принято считать, что источником колоссальной светимости (1047-1048 эрг/с) этих объектов, в том числе и в жестком диапазоне электромагнитного спектра, является аккреция вещества на сверхмассивную (с массой 106-109M) черную дыру, расположенную в центре галактического ядра. При этом вокруг "черной дыры" образуется вращающийся сверхмассивный аккреционный диск, вдоль оси вращения которого происходит высокоскоростное истечение плазмы - образуются, так называемые, плазменные струи (plasma jet), приводящие к образованию в окружающей материи ударных волн, с которыми связаны ускорение частиц и генерация жесткого излучения. Такие джеты также ответственны за интенсивное радиоизлучение активных галактических ядер. Излучение джетов направлено, поэтому активные в радиодиапазоне AGN с джетами, ориентированными под значительным углом относительно луча зрения проявляются как - радиогалактики с широкой линией (Broad Line Radio Galaxies - BLRG). Наличие уширенных линий в спектре свидетельствует о высокоэнергичных процессах, приводящих к истечению вещества с большими скоростями. Помимо радиогалактик уширенные линии характерны для некоторых сейфертовых галактик и квазаров. Среди последних особый класс объектов составляют блазары, спектр излучения которых состоит из более мягкой синхротронной части, находящейся в ультрафиолетовой или рентгеновской области, и энергичного гамма-излучения. Рентгеновское и гаммаизлучение блазаров также сильно направлено и, по-видимому, происходит от релятивистских джетов. При этом рентгеновское и гамма излучение джетов столь сильно, что превосходит интенсивность компонента излучения, связанного с ядром галактики. Принято считать, что наличие в спектре излучения активных галактических ядер и квазаров теплового компонента, который является доминирующим в диапазоне от нескольких эВ до 1 кэВ (так называемый, большой голубой бамп, Big Blue Bump, BBВ), свидетельствует о том, что подпитка материей центральных свермассивных черных дыр в подобных объектах идет через образование аккреционных дисков (Collin et al., 2001). Этот тепловой компонент более выражен в оптическом и ультрафиолетовом излучении квазаров, отличающихся большой светимостью, чем сейфертовых галактик и квазаров малой светимости. В диапазоне мягкого рентгеновского излучения спектр излучения АГЯ является продолжением теплового спектра из ультрафиолетового диапазона и в степенном представлении характеризуется показателем 1.5. При энергиях свыше 1 кэВ он становится более жестким ( 0.7). Для большинства объектов спектр излучения при энергиях выше 1 кэВ может быть представлен в виде суперпозиции степенного континуума с показателем ( 0.9) (обрезается при энергиях 100-200 кэВ), широкой эмиссионной особенности, связанной с K линией слабоионизованного железа, и особенности типа горба с максимумом при энергии 30 кэВ (Nandra et al., 1997). При этом светимость в оптическом и ультрафиолетовом диапазонах (BBB светимость) либо выше, либо, по крайней мере, одного порядка, чем светимость в жестком рентгеновском излучении. При увеличении светимости спектр излучения обычно становится более жестким. Как известно, характерный временной масштаб переменности (t) излучения связан с размером (r) излучающей области: r 103tM-1 (8) где r выражено в радиусах Шварцшильда RS, t – в сутках, M – масса центральной черной дыры в 107M. Накопленная к настоящему времени информация относительно переменности излучения АГЯ довольно противоречива. Однако можно отметить несколько более или менее хорошо установленных фактов относительно масштабов переменности в разных энергетических диапазонах для некоторых классов объектов. В частности, типичное время переменности в ультрафиолетовом диапазоне, которое может достигать порядка величины, составляет несколько суток для cейфертовых галактик и несколько месяцев для квазаров с высокой светимостью. В рентгеновском диапазоне наблюдается более быстрая, по сравнению с ультрафиолетовым диапазоном, переменность. Так, для некоторых АГЯ характерные времена переменности рентгеновского излучения составляют часы, и даже десятки минут. В результате длительных наблюдений отдельных АГЯ, проведенных на космической обсерватории EXOSAT, была обнаружена довольно сильная антикорреляция амплитуды вариаций и полной рентгеновской светимости (Lawrence and Papadakis, 1993). В дальнейшем этот результат был подтвержден и наблюдениями на спутнике ASCA (Nandra et al., 1997). Отсутствие в спектре жесткого излучения линии электрон-позитронной аннигиляции и обрезание спектра при энергиях порядка 100 кэВ являются сильным аргументом в пользу того, что основной механизм светимости АГЯ имеет тепловой характер, причем излучение связано с электронами, имеющими среднюю температуру 50 кэВ. Именно обратным комптоновским рассеянием ультрафиолетовых фотонов из BBB-области спектра на горячих электронах объясняют степенной характер спектра жесткого излучения. Спектральные особенности - типа горба при энергиях 30 кэВ и линию железа связывают с комптоновским отражением от оптически толстого слоя холодной (то есть не сильно ионизованной) материи, температура которой в случае преобладания радиационных механизмов ионизации менее 1 миллиона градусов. Считается, что именно эта материя обуславливает излучение в BBB–области спектра (Collin et al., 2001). Таким образом, рассмотренные выше наблюдательные факты говорят о том, что в АГЯ существует очень горячая относительно компактная область, излучающая в рентгеновском диапазоне, и более протяженная холодная область, которая обеспечивает светимость в оптическом и ультрафиолетовом диапазонах. Принято считать, что в АГЯ формируются аккреционные диски. В качестве свидетельств в пользу этого рассматривают необходимость подпитки центральной черной дыры необходимым количеством материи (чтобы обеспечить наблюдаемую светимость), а также указания на анизотропию: коллимированные струи, разлет газа в ограниченных конусах и т.п.. Последнее указывает на то, что аккрецирующая материя обладает угловым моментом и, значит, должна формировать аккреционный диск. Основной проблемой моделирования аккреционного диска является необходимость объяснения переноса углового момента «наружу», для чего требуется перенос массы “внутрь”. Более или менее полная модель основана на принципе “турбулентной вязкости” в соответствии с, так называемым, “– предписанием” Шакуры и Сюняева (Shakura and Sunyaev, 1973), согласно которому обусловленное вязкостью напряжение равно полному давлению газа и излучения, умноженному на фактор , величиной порядка 1. Это эквивалентно следующему соотношению: vrad = csH/R, (9) где vrad – радиальная скорость, cs - скорость звука, H – толщина диска, R – радиус диска. На основе совместных инфракрасных, оптических и рентгеновских наблюдений внегалактических объектов, излучающих в жестком диапазоне, были сделаны оценки скорости аккреции вещества в АГЯ на сверхмассивную черную дыру. Значения M изменяются от 0.01M/год для АГЯ, находящихся на расстояниях, характеризуемых красным смещением z 0.05, до 10M/год для z 1 (Barger et al., 2001). 8.2. Активные галактические ядра, излучающие гамма-кванты высоких энергий Отдельной проблемой можно считать экспериментальное и теоретическое исследование энергичного излучения блазаров – источников, в которых рождается наиболее жесткое гамма-излучение, спектр которого доходит до ТэВ-ной области энергий. Следует отметить, что AGN, регистрируемые в диапазоне энергий ГэВ – ТэВ излучают основную, если не большую долю энергии именно в виде гамма-квантов. Поэтому наблюдение AGN в гамма-диапазоне высоких и очень высоких энергий дает информацию об основных процессах генерации и преобразования энергии в подобных объектах. К блазарам относят собственно лацертиды (Bl Laceratae) – внегалактические объекты с относительно слабыми оптическими эмиссионными линиями и радиоквазары с жесткими (плоскими) спектрами, т.н. flat-spectrum radio quasar (FSRQ) – объекты более яркие по сравнению с лацертидами в оптическом диапазоне, они характеризуются сильными линиями эмиссии. Спектр излучения блазаров состоит из более мягкой синхротронной части, находящейся в ультрафиолетовой или рентгеновской области, и из энергичного гамма-излучения. В широком диапазоне длин волн – от радио до ультрафиолетового и рентгеновского основной вклад в светимость блазаров дает узконаправленное синхротронное излучение, возникающее, как было отмечено выше, в релятивистских джетах, ориентированных вдоль или близко к направлению на наблюдателя. Релятивистское сужение луча приводит к сильному увеличению наблюдаемой светимости и редукции временной шкалы наблюдаемой переменности. Оно также может объяснять часто наблюдающееся "сверхсветовое" движение этих источников. В объектах типа FSRQ максимум спектра синхротронного излучения джетов приходится на ультрафиолетовый диапазон, а высокоэнергичная часть спектра – в область ГэВ-ых энергий. Лацертиды характеризуются более жесткими спектрами, с синхротронным максимумом в рентгеновской области и с энергичным излучением вплоть до десятков ТэВ (Pohl, 2001). В зависимости от положения максимума интенсивности синхротронного излучения лацертиды разделяют на источники с максимумом в области относительно низких частот (LBL) и, соответственно, с максимумом в области высоких частот (HBL). В последнее время подобное разделение распространили на все типы блазаров, - то есть и на FSRQ. При этом имеются указания на то, что разделение блазаров на LBL и HBL является в значительной мере условным, поскольку были обнаружены “промежуточные” блазары, у которых максимум синхротронного излучения приходится на частоты, лежащие между типичными для LBL и HBL значениями. Таким образом, возможно, имеет место широкое распределение пиковой энергии синхротронных фотонов – от далекого инфракрасного до рентгеновского диапазонов. Для наблюдаемого распределения интенсивности излучения блазаров по энергиям имеет место любопытная тенденция, заключающаяся в том, что для блазаров с большей светимостью характерны спектры, синхротронный и “обратный Комптоновский” максимумы которых сдвинуты в область меньших энергий по сравнению со спектрами менее ярких блазаров (Padovani and Urry, 2001). Механизм высокоэнергичного излучения блазаров, также как и природа излучающих частиц остаются до настоящего времени предметом дискуссий, однако вплоть до последнего времени в качестве основной модели генерации высокоэнергичного излучения в релятивистских джетах рассматривалась, так называемая, модель синхротронной самокомптонизации, согласно которой энергичные фотоны образуются в результате обратного комптоновского рассеяния энергичных электронов на собственном синхротронном излучении (Коnigl, 1981; Маrsher and Gear, 1985; Ghisellini and Marashi, 1989). Однако в ходе наблюдений в эксперименте EGRET CGRO было обнаружено довольно много квазаров, потоки гамма-излучения которых в период высокой активности более чем в десятки раз превышали интенсивность синхротронного излучения (Fossati et al., 1998). Это заставило искать другие механизмы генерации высокоэнергичного излучения блазаров. Так рассматривают обратное комптоновское рассеяние на мягких фотонах, источниками которых могут быть: непосредственно излучение аккреционного диска (Dermer and Chiang, 1998), область образования широких линий эмиссии (Sikora et al., 1996), излучение диска в газе, окружающем джет (Blandford and Levinson, 1995), синхротронное излучение джета, переизлученное в окружающем газе (Ghisellini and Madau, 1996). Также обсуждается, так называемая, адронная модель, согласно которой гамма-кванты генерируются посредством синхротронного механизма электронами, энергии которых много выше тех, которые ускоряются непосредственно в джете. Эти электроны могут инжектироваться вследствие адронных процессов и сопровождаются электронно-фотонными каскадами. В адронных моделях рассматриваются в качестве первичных реакций столкновения ультрарелятивистских протонов либо с мягкими фотонами (Маnnheim and Bierman, 1992), либо с окружающими холодными протонами (Bednarek, 1993). Если яркий объект типа AGN обладает мощным релятивистским джетом, то он будет проявляться как интенсивный радиоисточник – т.н. радио-громкий квазар типа FSRQ. В случае, если джет направлен на наблюдателя, такой объект по своим наблюдательным свойствам классифицируется как оптически сильно переменный и высокополяризованный квазар. Если он наблюдается под промежуточными углами к направлению распространения джета, то такой объект проявляется как квазар с радиолобами. Если же объект виден под большими углами по отношению к направлению джета, то он будет рассматриваться как радиогалактика Фанарова-Райли 2 типа с крупномасштабной радиоморфологией (подсвеченные на краях лобы с горячими точками) (Ghisellini et al., 1993; Urry and Padovani, 1995). Малоинтенсивные, но радио-громкие активные галактические ядра часто сопровождаются мощными джетами. Объекты, в которых джеты ориентированы в сторону от линии наблюдателя выглядят в большинстве случаев как радиогалактики Фанарова-Райли (ФР) 1 типа с радиоморфологией, характеризуемой протяженными радиоструктурами с затененными краями. Радиоагалактики ФР 1 типа вероятно образуют “родительскую” популяцию для объектов типа BL Lac (лацертидов) (Ghisellini et al., 1993; Urry and Padovani, 1995), в которых аналогично FSRQ квазарам джеты направлены под малыми углами относительно линии наблюдателя. Как было отмечено выше, лацертиды вместе с FSRQ квазарами образуют популяцию активных галактических ядер типа блазаров. По некоторым характеристикам прослеживается явная связь блазаров с радиогалактиками и квазарами с относительно крутыми (“мягкими”) спектрами. Мощность радиоизлучения и силы эмиссионных линий монотонно возрастают при переходе от лацертидов к квазарам. В то же время, мощность радиоизлучения и оптическая светимость “родительской популяции” блазаров – радиогалактик Фанарова – Райли 1-го и 2-го типа перекрываются также, как и характеристики разных типов блазаров. Хозяйские галактики блазаров относятся к классу гигантских эллиптических галактик, характеризуемых однородной светимостью независимо от мощности излучения внутренней области (ядра). По своим морфологическим свойствам, светимости, размерам они близки к хозяйским галактикам объектов ФР 1-го и 2-го типа или же ярким эллиптическим галактикам без центрального радиоисточника (Padovani and Urry, 2001). Идея унификации блазаров и радиогалактик, согласно которой они относятся к одной популяции источников, подтверждается данными последних обзорных наблюдений в радиодиапазоне, которые на определенном уровне чувствительности дают именно то количество радиоисточников типа лацертидов, которое в рамках модели “биминга” (т.е. узкой диаграммы направленности жесткого излучения активного галактического ядра) соответствует наблюдаемому числу ФР радиогалактик 1-го типа, а количество радиоквазаров типа FSRQ - числу ФР радиогалактик 2-го типа. “Унификационные” идеи в принципе могут быть отнесены и к случаям низкой мощности радиоизлучения или режимам “радио молчания”. Новые, более глубокие обзорные наблюдения в радио диапазоне показали, что распределение внегалактических радиоисточников по отношению потоков в радио и оптическом диапазонах является унимодальным. Таким образом, все типы активных галактических ядер могут характеризоваться близким механизмом энерговыделения в центральной области, обеспечивающим релятивистские джеты, излучающие в радио диапазоне, которые в большинстве случаев приводят к формированию ярких радио источников. Физика джетов остается пока не ясной. Очевидно, что джеты несут значительную кинетическую энергию, достаточную для формирования протяженных радиолобов. Каким образом эта энергия конвертируется в излучение, пока полностью не ясно, однако это может быть относительно малоэффективный процесс, в который могут быть вовлечены внутренние ударные волны (типа тех, что рассматриваются в моделях гамма всплесков (Narayan et al., 1992)). Существенно менее ясно как энергия экстрактируется из черной дыры и переносится в зону излучения. В этом плане внутренние области джетов радиоисточников могут различаться. Большинство кинетической энергии вероятно уносится протонами. Если они являются носителями энергии вместо электронов, тогда должно существовать большое количество холодных электронов (минимальная энергия которых соответствует Лоренц-фактору 1). Объемное релятивистское истечение в джете позволяет этим электронам обеспечить комптонизацию оптических и ультрафиолетовых фотонов в рентгеновские. В этом случае на спектре должен наблюдаться, так называемый Комптоновский горб. Недавние интерпретации мягких рентгеновских спектров подтвердили возможность существования такой особенности. С другой стороны электронпозитронные джеты, которые легче замедлить до почти полной остановки возможно в большей степени соответствуют относительно медленным джетам, наблюдавшимся в Тэвх блазарах (Padovani and Urry, 2001). Так или иначе, протоны вносят определяющий вклад в кинетическую энергию, хотя электрон-позитронные пары также могут присутствовать, поскольку они легко образуются в результате протон-протонных соударений, каскадов, индуцированных протонами и - – столкновений в отличающейся высокой плотностью энергии среде джета. Радиоквазары с жесткими спектрами (FSRQ) подразделяют на объекты с относительно круто падающими спектрами “мягкими” (т.н., МэВ-е блазары, см. рис. 6) и объекты с плоскими “жесткими” спектрами (Гэв-е блазары, см. рис. 7)). Для этих внегалактических источников характерны вариации потоков жесткого (рентгеновского и гамма-) излучения, проявляющиеся, в том числе, в виде интенсивных возрастаний (вспышек) с характерными временами менее суток. При этом рассматривается двухступенчатый механизм ускорения образующихся в релятивистских джетах электронов, на которых происходит обратное Комптоновское рассеяние: при малых энергиях через - нестабильности, связанные с ионами, отраженными ударными волнами, которые формируются при столкновении плазменных неоднородностей, а при высоких энергиях – посредством резонансного рассеяния на альфвеновских волнах. (Blazejowski et al., 2001). Большинство блазаров, наблюдавшихся в эксперименте EGRET на обсерватории CGRO в энергетическом диапазоне от 100 МэВ до 10 ГэВ (всего около 70), относятся к классу FSRQ. В то же время, как было отмечено выше, изображающие атмосферные черенковские телескопы зарегистрировали несколько блазаров в диапазоне энергий около нескольких ТэВ, большинство из которых являются лацертидами. Последние, как известно, характеризуются относительно малой долей теплового излучения в оптическом диапазоне, что может быть связано с менее плотным полем окружающих источник излучения малоэнергичных (мягких) фотонов по сравнению с FSRQ. Это подразумевает, что в лацертидах менее эффективно внутренне поглощение за счет образования электронпозитронных пар, также как и обратное комптоновское рассеяние мягких фотонов по сравнению с обратным комптоновским рассеянием синхротронных фотонов, образующихся в джетах (синхротронная самокомптонизация). В тоже время в излучении FSRQ, как было отмечено выше, существенную роль могут играть именно мягкие фотоны, образующиеся, в частности, в пылевом торе, который возможно существует вокруг галактического ядра (Donea and Protheroe, 2001). Очень мало известно о природе частиц, ответственных за излучение джетов AGN. В частности, дискуссируется вопрос о том, являются электроны дающие синхротронное излучение "первичными" частицами, или же они вторичные частицы, возникающие в неупругих столкновениях высокоэнергичных нуклонов? В последнем случае одновременно с гамма-квантами должны генерироваться и нейтрино (Schuster et al., 2001). Рисунок 6. Спектр в широком диапазоне типичного “ГэВ-го” блазара. Выделены вклады различных компонентов: SYN – синхротронное излучение, uv bump – ультрафиолетовый “горб”, SSC – “синхротронная самокомптонизация”, EC(IR) – обратное Комптоновское рассеяние инфракрасных фотонов, EC(UV) – обратное Комптоновское рассеяние излучения широких эмиссионных линий. Прерывистыми вертикальными линиями отмечены границы рентгеновского диапазона (210 кэВ) и диапазона гамма-квантов высоких энергий (30 МэВ – 3 ГэВ) (Blazejowski et al., 2001) Рисунок 7. Спектр в широком диапазоне типичного “МэВ-го” блазара. Выделены вклады различных компонентов: SYN – синхротронное излучение, uv bump – ультрафиолетовый “горб”, SSC – “синхротронная самокомптонизация”, EC(IR) – обратное Комптоновское рассеяние инфракрасных фотонов, EC(UV) – обратное Комптоновское рассеяние излучения широких эмиссионных линий. Прерывистыми вертикальными линиями отмечены границы рентгеновского диапазона (210 кэВ) и диапазона гамма-квантов высоких энергий (30 МэВ – 3 ГэВ) (Blazejowski et al., 2001) До недавнего времени исследования гамма-излучения лацертидов в области высоких и очень высоких энергий были затруднены, в то время как представители класса FSRQ, в частности, 3C279 - классические радиоисточники, в жесткой области энергий были детально изучены приборами типа EGRET. Однако с реализацией черенковского эксперимента HEGRA, работающего в диапазоне 500 ГэВ - 10 ТэВ, наблюдения высокоэнергичного гамма излучения лацертидов, проводимые параллельно с рентгеновскими наблюдениями на спутниках RXTE, ASCA, BeppoSAX и др., начали давать свои результаты. До сих пор не удалось зарегистрировать гамма-кванты в ТэВ-ом диапазоне энергий от радиогалактик и квазаров, относящихся к классу FSRQ (Pohl, 2001). Наиболее известные объекты типа лацертидов, которые наблюдаются в гамма-диапазоне высоких и очень высоких энергий – Mkn 421 и Mkn 501. Оба источника настолько яркие, что имеется возможность детального изучения их гамма-спектров. Время от времени появляются сообщения о регистрации черенковскоми установками и других источников типа лацертидов, однако, как правило, все эти сообщения впоследствии не подтверждаются. Недавно объект BL Lac 1426+428 был зарегистрирован установкой WHIPPLE, а затем его регистрация была подтверждена в экспериментах HEGRA и CAT. Этот источник особенно интересен, благодаря величине красного смещения z = 0.129, которая почти в 4 раза больше чем для Mkn 421 и Mkn501, что позволяет исследовать эффект поглощения гамма-квантов за счет рождения пар при r - r взаимодействии с инфракрасным фоновым излучением: r + r e+ + e-. Электроны, образующиеся в результате такого процесса будут ультрарелятивистскими и будут сами испускать гамма-кванты несколько меньших энергий по сравнению с первичными гамма-квантами, породившими электрон-позитронную пару. Вторичные гамма-кванты будут испускаться под небольшим углом относительно первичных, даже если электрон существенно не отклонялся магнитными полями. В плане наблюдения потока гамма-излучения от точечного источника это выглядит как поглощение, при котором энергия гамма-квантов преобразуется в энергию диффузного излучения. При изотропном распределении мягких фотонов мишени скорость образования пар максимальна при энергии в несколько раз превосходящую пороговое значение Er1Er2 = 0.25me2c4 и быстро падает при больших энергиях взаимодействия. Фотоны мишени, ответственные за поглощение гамма-квантов с энергиями ТэВ относятся как раз к инфракрасному диапазону. 9. МЕТАГАЛАКТИЧЕСКИЙ ДИФФУЗНЫЙ ФОН. Метагалактическое диффузное излучение характеризуется полной изотропией. Поскольку Вселенная прозрачна для гамма-квантов с энергиями вплоть до 1014 эВ (гаммакванты больших энергий могут поглощаться за счет - рассеяния на реликтовых фотонах с образованием электрон-позитронных пар), можно предположить, что метагалактическое излучение связано с объектами и процессами, находящимися на очень далеких, космологических расстояниях. Спектр метагалактического диффузного излучения в широком интервале энергий изображен на рис. 8. В диапазоне от долей кэВ до нескольких сотен кэВ он имеет тепловой характер - может быть аппроксимирован зависимостью (2) с параметром kT = 40 кэВ. Как видно из рис. 8 в диапазоне от сотен кэВ до 10 МэВ имеется довольно значительный разброс данных различных экспериментов, пока нельзя сделать окончательного вывода о форме спектра в этом интервале энергий. При энергиях свыше 30 МэВ согласно измерениям, поведенным с помощью прибора EGRET на обсерватории CGRO, спектр имеет нетепловой вид и может быть представлен степенной зависимостью с показателем степени = -2.1. При этом интегральная интенсивность метагалактического диффузного излучения при энергиях выше 100 МэВ составляет 1.2410-5 фотсм-1с-1ср-1. Существует две группы моделей, пытающихся объяснить происхождение метагалактического фонового излучения. В некоторых моделях оно рассматривается как истинно диффузное и его происхождение связывают с процессами на ранних стадиях эволюции Вселенной. В частности, во многих космологических сценариях предполагается барионная симметрия, т.е. примерное равенство числа частиц и античастиц, образовавшихся после “Большого взрыва”. В этом случае диффузное гамма-излучение может возникнуть в результате аннигиляции первичных частиц и античастиц. Рассматриваются и более экзотические модели, в которых образование диффузного гамма-излучения связывают, например, с испарением реликтовых черных дыр, коллапсом сверхмассивных черных дыр, находящихся на космологических расстояниях, характеризуемых z 100, распадом гипотетических частиц и т.п. Рисунок 8. Широкий спектр диффузного внегалактического излучения от рентгеновского до гамма-диапазона по данным различных экспериментов (указаны на рисунке). Кривые линии представляют теоретические оценки вкладов: Сейфертоввых галактик I типа (штрих-пунктирная линия), II типа (пунктир), квазаров (линия три точки-пунктир), сверхновых I типа, блазаров (длинный пунктир) для степенного спектра с показателем -1.7 при энергиях ниже 4 МэВ и – 2.15 при более высоких энергиях. Жирная сплошная линия соответствует сумме всех вкладов (Pohl, 2001) Однако ни одна из этих моделей не позволяет получить спектр гамма-квантов, адекватно отражающий наблюдательные данные. Поэтому большинство исследователей склоняются в пользу альтернативной модели, в рамках которой метагалактический диффузный гамма-фон рассматривается как совокупное излучение большого числа неразрешенных дискретных источников, находящихся на больших расстояниях. Основной вклад в фоновое излучение могут давать активные галактические ядра типа блазаров, которые, как было отмечено выше, характеризуются жесткими спектрами излучения, причем измерения с помощью прибора EGRET показали, что типичный спектр такого объекта в области энергий выше 30 МэВ имеет наклон, близкий к 2.1, т.е. наклону спектра метагалактического диффузного фона. В то же время, чтобы корректно получить средний спектр по всем источникам, которые могут находиться на расстояниях, характеризуемых разными значениями космологического параметра z, необходимо учесть возможную эволюцию светимости. Наблюдения в гамма-диапазоне пока не дают достаточной информации для того, чтобы сделать определенные выводы о виде функции, характеризующей эволюцию светимости. Суммарный спектр излучения активных галактических ядер, построенный с учетом эволюции светимости, определенной на основе данных наблюдений квазаров в радиодиапазоне, а также с учетом того, что для объектов, находящихся на расстояниях z > 5, Вселенная становится непрозрачной для гаммаизлучения из-за эффекта фоторождения электрон-позитронных пар на реликтовых фотонах, дает интенсивность метагалактического гамма-излучения во всем диапазоне энергий меньше наблюдаемой. Таким образом, можно сделать вывод, что до сих пор природа метагалактического диффузного излучения остается неизвестной. 10. КОСМИЧЕСКИЕ ГАММА-ВСПЛЕСКИ 10.1. Морфологические и статистические характеристики Гамма-всплески были открыты в конце шестидесятых годов в экспериментах на спутниках Vela (Кlebesadel et al., 1973), предназначенных для контроля за ядерными взрывами в верхней атмосфере. Гамма-всплески проявляются как спорадические (при наблюдении всего неба с частотой в среднем 2 события в сутки) возрастания потока жесткого рентгеновского и гамма-излучения. Поскольку в ходе наблюдений на спутниках Vela измерения велись именно в гамма-диапазоне (0.1-1.0 МэВ), за этим явлением закрепился термин «гамма-всплески». В последующие годы гамма-всплески интенсивно изучались на различных космических аппаратах, в том числе ISEE-3, IMP, Gelios-2, PVO, WIND, CGRO, Beppo SAX, а также на отечественных спутниках серий «Космос», «Прогноз», межпланетных станциях «Венера», «Фобос», космической обсерватории «Гранат». В ходе этих экспериментов о гамма-всплесках был накоплен обширный наблюдательный материал. Тем не менее, вплоть до последнего времени гамма-всплески оставались одним из самых загадочных явлений современной астрофизики. Гамма-всплески отличаются большим разнообразием временных структур. Их длительность лежит в интервале от сотых долей секунды до десятков секунд (Fishman et al., 1994). Более продолжительные всплески могут иметь довольно сложную структуру – состоять из последовательности отдельных импульсов, которые в свою очередь также имеют структуру (Mazets et al., 1981). Для некоторых гамма-всплесков была обнаружена очень быстрая переменность: характерное время изменения потока достигало сотен (Митрофанов и др., 1984) и даже десятков миллисекунд (Atteia et al., 1991). Спектры гамма-всплесков имеют падающий характер (Cline and Desai, 1975; Kane and Share, 1977; Тeegarden and Cline, 1980). В диапазоне энергий от десятков до сотен кэВ дифференциальные энергетические спектры большинства гамма-всплесков могут быть аппроксимированы двухпараметрической аналитической зависимостью типа спектра теплового излучения оптически тонкой горячей плазмы (2) (Мазец и др., 1983). Для аппроксимации спектров космических гамма-всплесков в широком диапазоне энергий (от десятков кэВ до нескольких МэВ) часто используют универсальную комбинацию экспоненциальной и степенной функций (модель Band et al., 1993): dE J 0 E / E 0 exp E dJ J 0 E / E 0 , kT , E ( )kT E ( )kT ,. (10) Типичные значения спектрального параметра kT лежат в диапазоне 100-300 кэВ. Для многих гамма-всплесков отмечалась быстрая спектральная переменность – значения параметра kT изменялись по мере развития всплеска в несколько раз. Было зарегистрировано несколько всплесков, во время которых наблюдалось достаточно интенсивное рентгеновское излучение в диапазоне энергий 3-10 кэВ (Laros et al., 1984). Были также обнаружены всплески, в спектре излучения которых прослеживался нетепловой компонент, который простирался вплоть до энергий 9 МэВ (Мatz et al., 1985). В ходе наблюдений на космической обсерватории CGRO были зарегистрированы очень жесткие гамма-всплески, спектры которых прослеживались до энергий 200 МэВ и более (Schneid et al., 1992). Наряду с морфологическими характеристиками отдельных событий рассматриваются статистические распределения гамма-всплесков: по длительности, по парамеру, характеризующему спектральную жесткость, распределения источников по небу, распределения по наблюдаемым потокам или флюенсам (logN - logS). К концу 80-х годов наилучшие результаты по статистике гамма-всплесков были получены в экспериментах с аппаратурой типа КОНУС на АМС «Венера 11-14» (Mazets and Golenetskii, 1981) (впоследствии аппаратура этого типа работала также на космической обсерватории «Гранат» и в настоящее время работает на станции WIND. На сегодняшний день наиболее богатая статистика по космическим гамма-всплскам накоплена в эксперименте на космической обсерватории CGRO, которая была запущена на орбиту в 1991 г. и функционировала до 2000 г. В составе научной аппаратуры на этой обсерватории работал прибор BATSE (Burst ant Transient Experiment), специально предназначенный для изучения гамма-всплесков. В этом эксперименте все небо обозревалось системой ненаправленных сцинтилляционных детекторов с разнесенными в пространстве осями. Поскольку темп счета в каждом детекторе зависит от угла прихода регистрируемых фотонов относительно оси детектора, локализация источников всплесков осуществлялась путем сравнения показаний разных детекторов (для наиболее сильных всплесков при этом достигалась погрешность локализации источника 1.5о). Главной особенностью данного эксперимента было использование детекторов большой площади (всего 8 детекторов, каждый площадью 103 см2). Эффективная площадь всего прибора составила 104 см2, что обеспечило очень высокую чувствительность к регистрации всплесков (порог по флюенсам составил 10-7 эрг/см2). Также как и в случае эксперимента КОНУС в аппаратуре BATSE был заложен триггерный принцип регистрации всплеска. Но для того, чтобы максимально избежать временной селекции осуществлялся одновременный отбор событий в энергетическом диапазоне 50-300 кэВ на разных временных масштабах усреднения: 0.064, 1.024 и 32.768 с. За время работы прибора был собран уникальный материал по статистике гамма-всплесков (Fishman et al., 1994): всего было зарегистрировано более 2265 событий (наиболее полно представлены в 5-м каталоге BATSE), включая нетриггерные события, которые составляют 33% от количества «триггерных» гамма-всплесков (Kommers et al., 2000). Рисунок 9. Интегральное распределение нетриггерных всплесков, зарегистрированных в эксперименте BATSE по пиковым интенсивностям (жирная сплошная линия). Другие линии показывают результаты расчетов в рамках различных космологических моделей (Kommers et al., 2000) Согласно Kommers et al., 2000 распределения по наблюдаемым пиковым интенсивностям p, построенные по результатам эксперимента BATSE, противоречат однородному пространственному распределению источников с одинаковой светимостью. Эти распределения указывают на то, что имеет место дефицит слабых событий по сравнению с зависимостью p-3/2, которая должна выполняться для пространственнооднородных популяций (см. рис. 9). Рисунок 10. Распределение источников гамма-всплесков в галактических координатах (Meegan et al., 1992) Основной итог эксперимента с аппаратурой BATSE заключается в том, что и на новом, более высоком уровне чувствительности, не было найдено никаких указаний на концентрацию источников гамма-всплесков к галактической плоскости и центру Галактики, вообще не было обнаружено никаких свидетельств тому, что источники гамма-всплесков образуют какие-либо крупномасштабные структуры на небе. Не выявляется также каких либо структур, связанных с известными ассоциациями астрофизических объектов типа соседних звездных скоплений, шаровых скоплений, Магеллановых облаков, галактики M31 (туманность Андромеды), местного свехскопления (Дева А) и т.п. (Мeegan et al., 1992). Таким образом, фактически был подтвержден результат эксперимента КОНУС, заключающийся в том, что источники гамма-всплесков распределены по небу изотропно. Полученное в эксперименте BATSE распределение источников гамма-всплесов по небу изображено на рис. 10. Совокупность статистических характеристик космических гамма-всплесков, определяющих пространственное и угловое распределения их источников, свидетельствует о том, что популяция гамма-всплесков ограничена в пространстве, если предполагать приблизительно одинаковую светимость в источнике (“стандартная свеча”), что естественно для большинства астрофизических объектов. Единственные известные объекты, популяции которых ограничены в пространстве, – это объекты, принадлежащие нашей Галактике, однако, как было отмечено выше, не имеется каких-либо свидетельств в пользу того, что источники гамма-всплесков концентрируются к плоскости галактического экватора и центру Галактики. Таким образом, указанные наблюдательные данные можно согласовать, либо предположив наличие в нашей Галактики особой сферической популяции объектов (галактическое гало), либо допустив, что ограниченность популяции источников гамма-всплесков в пространстве связана с ограниченностью самой Вселенной, т.е. в этом случае источники гамма-всплесков должны находиться на очень далеких, т.н. космологических расстояниях. Анализ только углового и пространственного распределений источников, вообще говоря, не позволяет сделать однозначного вывода в пользу космологической модели или модели галактического гало. Однако в ходе эксперимента BATSE CGRO были получены дополнительные свидетельства в пользу именно космологической природы гамма-всплесков, основанные на анализе их временных характеристик. Если справедливо предположение о том, что гамма-всплески имеют космологическую природу, временные характеристики ярких и тусклых событий не должны быть одинаковыми. Действительно, за счет эффектов, приводящих к космологическому красному смещению линий z в спектрах удаленных объектов, характерная длительность процесса в источнике T0 и длительность наблюдаемая Tнабл будут связаны соотношением: Tнабл = T0(z+1) (11) Тогда из (11) следует очевидное соотношение для длительностей, относящихся к ярким и тусклым событиям: Tтускл 1 z тускл , (12) Tярк 1 z ярк где zярк, zтускл – соответственно красное смещение объектов, связанных с яркими и тусклыми всплесками. Так как яркие всплески относятся к более близким объектам, характеризуемым меньшими значениями z, из (12) следует, что должно иметь место как бы растяжение (dilatation) среднего временного профиля тусклых событий относительно среднего временного профиля ярких, что и было подтверждено данными эксперимента BATSE CGRO. 10.2. Эксперимент Beppo-SAX. Обнаружение рентгеновского и оптического послесвечений Спутник Beppo-SAX был запущен в апреле 1996 г. На нем установлено несколько приборов, в том числе: детектор гамма-излучения, обеспечивающий монитор гаммавсплесков от всего неба (это инструмент типа BATSE, но с несколько меньшей чувствительностью), этот прибор обеспечивает триггерную регистрацию всплеска; две широкоапертурные рентгеновские камеры, позволяющие достаточно точно (в пределах 1) локализовать в диапазоне жесткого рентгеновского излучения источник гаммавсплеска, попавшего в их поле зрения; наконец, фокусирующий высокочувствительный телескоп, регистрирующий мягкое рентгеновское излучение, этот телескоп позволяет осуществлять угловую привязку источника с очень высокой точностью – менее десяти угловых секунд. В этом эксперименте предусмотрена система оперативной переориентации спутника, которая дает возможность, после того, как с помощью детектора гамма-излучения и широкоаперитурной рентгеновской камеры получены грубые координаты источника всплеска, достаточно быстро (с задержкой в несколько часов) наводить в область локализации гамма-всплеска чувствительный телескоп, строящий изображение в мягком рентгеновском диапазоне (Boella et al., 1997). Таким образом было обнаружено, так называемое, рентгеновское послесвечение (afterglow) (van Paradijs et al., 1997). Информация о местоположении на небе источника гамма-всплеска также передавалась на мощные оптические телескопы и, таким образом, было обнаружено и оптическое послесвечение. Первым событием, для которого было обнаружено рентгеновское и оптическое послесвечение, был гамма-всплеск, зарегистрированный 28 февраля 1997 г. Помимо спутника Beppo-SAX, этот всплеск был зарегистрирован еще на нескольких космических аппаратах, в том числе Ulissis (Frontera et al., 1997). Длительность рентгеновского послесвечения составляет, как правило, несколько суток, интенсивность же оптического послесвечения спадает гораздо медленнее – например, в случае события GRB972802 оно наблюдалось в течение нескольких месяцев. К настоящему времени зарегистрировано уже около десяти всплесков, для которых наблюдалось оптическое послесвечение. В областях локализации этих событий находятся внегалактические объекты – так называемые “хозяйские галактики” (host galaxy), к которым, как предполагается, относятся источники послесвечения - так называемые оптические транзиенты. Для этих внегалактических объектов характерно космологическое смещение эмиссионных линий в красную область, свидетельствующее о том, что “хозяйские галактики” могут находиться на очень больших космологических расстояниях (для одного из событий соответствующее значение параметра z, характеризующего красное смещение, составило 3.5 (Кulkarni et al., 1998), что явилось сильнейшим аргументом в пользу космологической модели. Более того, для всплеска, зарегистрированного 8 мая 1997 г., космологическое красное смещение эмиссионных линий было обнаружено непосредственно в оптическом транзиенте (Bloom et al., 1998). Наконец, 23 января 1999 г. с помощью специальной установки на основе широкоапертурной фотокамеры, которая могла достаточно быстро (в течение 40 с) наводиться в область локализации гамма-всплеска, было зарегистрировано оптическое свечение непосредственно во время гамма-всплеска (Galama et al., 1999). В максимуме всплеска оно оказалось довольно интенсивным – на уровне 8-9 наблюдаемой звездной величины. Проведенная идентификация показала, что “хозяйская галактика” для этого события находится на космологическом расстоянии, соответствующем z 2. Таким образом, оптическая светимость в источнике должна была составить 1048 эрг/с, что сопоставимо со светимостью квазаров. Таким образом, возникла проблема необходимости объяснения такой гигантской светимости – как в оптическом, так и в гамма-диапазонах. 10.3. Модели гамма-всплесков, объясняющие сверхбольшую светимость в источнике Главной задачей теоретических моделей, объясняющих космологическую природу гамма-всплесков, является необходимость объяснения огромной светимости. Для источников, находящихся на расстояниях, соответствующих z 2-3, светимость в гаммадиапазоне должна составлять 1051-1053 эрг/с, а с учетом того, что в гамма-излучение, согласно большинству сценариев, может конвертироваться 1% полного энерговыделения, его величина оказывается 1053-1055 эрг/с, что превышает полную энергию взрыва сверхновой. Такая энергетика обеспечивается в получивших широкое распространение моделях “огненного шара” (fair ball) – релятивистски расширяющегося по действием огромного лучистого давления электронно-фотонного “газа”, который образовался в результате гигантского взрыва в относительно малом объеме (Мeszaros and Rees, 1993). В процессе расширения плотность электронов падает, и файерболл становится оптически прозрачным. В результате взаимодействия с межзвездной средой он тормозится, при этом образуется ударные волны: внешняя (расходящаяся) и внутренняя (сходящаяся). Энергия этих волн конвертируется в электромагнитное излучение в основном за счет тормозного излучения электронов, ускоряемых на фронте ударной волны. При этом считается, что за собственно гамма-всплеск «ответственна» внутренняя волна, а внешняя обеспечивает послесвечение в мягком рентгеновском и оптическом диапазонах. Подобная модель описывает сферически-симметричный файерболл и, вообще говоря, не объясняет наблюдающейся у большинства гамма-всплесков сложной временной структуры. В последнее время была разработана модель неоднородного расширения, позволяющая объяснить сложную временную структуру некоторых всплесков (Narayan et al., 1992; Rees and Meszaros, 1994). Согласно этой модели, образуются релятивистски расширяющиеся оболочки, которые характеризуются различными Лоренц-факторами. За счет этого в процессе расширения одна оболочка может нагонять другую и сталкиваться с ней. Именно столкновение таких оболочек проявляется в виде отдельных возрастаний на профиле всплеска. Для объяснения природы взрыва, который может привести к возникновению “огненного шара” или релятивистски разлетающихся оболочек рассматривалась модель слияния (merging) двух нейтронных звезд (NS) (Piran et al., 1992). Предполагается, что такой процесс является конечной стадией эволюции тесной двойной системы, состоящей из двух нейтронных звезд. Подобные объекты известны по наблюдениям в радиодиапазоне (двойной радиопульсар). Известное количество двойных радиопульсаров в нашей Галактике позволяет дать оценку частоты слияния на галактику в единицу времени, которая согласуется с наблюдаемой частотой регистрации гамма-всплесков (Narayan et al., 1991). Поскольку при слиянии нейтронных звезд на гамма-излучение приходится лишь около 1% всей выделившейся энергии, эта модель не может объяснить энергетику самых мощных всплесков, источники которых находятся, например, на космологических расстоя-ниях z 3, для которых только в гамма-диапазоне энерговыделение должно составлять 1054 эрг/с. Такую энергетику может обеспечить, так называемая, гиперновая. В модели гиперновой (Paczynski, 1998) рассматривается коллапс проэволюционировавшей звезды с массивным (с массой 10 M) быстровращающимся железным ядром в черную дыру Керра, при этом за счет большого углового момента большая часть вещества удерживается от разлета, и обеспечиваются условия для выделения в излучении большей части энергии. В космологических моделях происхождение гамма-всплесков связывают с процессами на конечных стадиях эволюции массивных звезд, таких как коллапс массивной звезды (МаcFadyen et al., 2001) или слияние (merging) нейтронных звезд (Eichler et al., 1989; Janka et al., 1999). Поэтому космологические сценарии предполагают, что частота возникновения гамма-всплесков в той или иной степени отражает историю звездообразования вплоть до очень больших значений z 20 (Тоtani, 1997; Wijers et al., 1998; Blain and Natarajan, 2000; Barkana and Loeb, 2001). Вследствие космологического красного смещения можно ожидать, что всплески, возникающие на больших z должны наблюдаться как более мягкие – т.н. эффект Малоцци (антикорреляция между спектральной жесткостью и интенсивностью (Маllozzi et al., 1995)). Поскольку в большинстве космологических моделей предполагается, что максимум частоты возникновения гамма-всплесков приходится на эпоху первичного звездообразования, можно ожидать увеличение наблюдаемой частоты регистрации как более тусклых, так и более мягких всплесков. Рассматриваются модели, предсказывающие наибольшую частоту генерации всплесков на z = 1-5 (Lipunov et al., 1993), что соответствует максимуму частоты звездообразования согласно (Маdau et al., 1998; Hughes et al., 1998), а также и такие модели, согласно которым частота образования всплесков довольно велика и на z > 5 (Bromm and Loeb, 2002, Donaghy et al., 2003). По существу вопрос о том, каким значениям z соответствует максимальная частота возникновения гамма-всплесков, и относятся ли их источники к эпохе первичного звездообразования, остается открытым. 10.4. Проблемы и перспективы дальнейших исследований. Пожалуй, основной проблемой существующих моделей гамма-всплесков является необходимость объяснения большого разброса светимости – от 1047 до 1054 эрг/с в источнике для тех событий, для которых была проведена идентификация с “материнскми галактиками”, что может свидетельствовать о том, что популяция гамма-всплесков не гомогенна, т.е. отдельные события могут иметь различную природу. Альтернативой является допущение, так называемого, «биминга» (от англ. beam – луч), то есть сильно анизотропного излучения в источнике. В этом случае наблюдаемый разброс светимостей естественным образом объясняется тем, что направление гамма-луча в источнике произвольно ориентировано относительно наблюдателя. В последнее время гипотеза «биминга» находит все больше сторонников, поскольку в наиболее продвинутых моделях гамма-всплесков, типа упоминавшейся выше гиперновой, генерацию гамма-квантов связывают именно с релятивистскими струями вещества (типа джетов в активных галактических ядрах и микроквазарах), истекающих из полюсов коллапсирующего центрального тела. Большой интерес также представляет возможная связь гамма-всплесков со сверхновыми. На сегодняшний день имеется несколько случаев идентификации гаммавсплесков со сверхновыми в других галактиках. Для этих всплесков энерговыделение в источнике на 3 порядка меньше величины, характерной для космологической популяции гамма-всплесков, а оптическое послесвечение похоже на взрыв сверхновой (Salmonson, 2001; Norris, 2002; Gotz et al., 2003; Hjorth et al., 2003). Важная, в плане понимания физических процессов, происходящих в источнике гаммавсплеска, информация может быть получена из данных об их пространственном распределении и распределении по светимостям в источнике. Такую информацию, в частности, может дать изучение статистических характеристик гамма-всплесков, таких, как распределение источников по небу и распределение по наблюдаемым интенсивностям или флюенсам (так называемое распределение logN – logS). В случае справедливости космологической модели, статистические характеристики могут использоваться для получения данных о процессах на ранних стадиях эволюции Вселенной. В частности, распределение всплесков по наблюдаемым интенсивностям отражает, по сути, распределение их источников по величине красного смещения z, которое, в той или иной мере отражает частоту первичного звездообразования. Таким образом, с помощью распределения гамма-всплесков по z может быть прослежена история глобального звездообразования во Вселенной. Кроме того, исходя из распределения по наблюдаемым интенсивностям, в рамках заданного пространственного распределения источников, может быть получена информация о собственной болометрической светимости в источнике LB, и оптимизированы параметры модели, характеризующей распределение гамма-всплесков по собственным светимостям. В этом плане особый интерес представляет изучение распределений типа logN – logS в области малых величин полных потоков S 10-7 эрг/см2. Исследование слабых гаммавсплесков также актуально ввиду возможности существования отдельной популяции связанных со сверхновыми «тусклых» событий, находящихся на относительно небольших (по сравнению с космологическими) расстояниями. В свете вышеизложенного представляется необходимым использовать все возможности для получения независимой оценки частоты регистрации слабых гамма-всплесков. Данные BATSE содержат информацию о, так называемых, «гамма-всплесках, для которых характерная энергия в спектральном представлении Бэнда составляет, как правило менее 50 кэВ, а также, так называемых, гамма-всплесков, обогащенных рентгеновским излучением (в диапазоне 2-30 кэВ). В последнее время за подобными событиями закрепился термин «рентгеновские вспышки» (X-ray flash). Как следует из космологических моделей гамма-всплесков события с относительно «мягкими» энергетическими спектрами должны относится к более удаленным источникам. Поэтому в качестве одной из причин существования гамма-всплесков, обогащенных рентгеновским излучением, рассматривается обусловленный космологическим красным смещением спектральный сдвиг в рентгеновский диапазон того гамма-излучения, которое связанно с собственной системой отсчета источника всплеска (Barraud et al., 2003). Однако, более распространена точка зрения, согласно которой гамма-всплески, обогащенные рентгеновским излучением, относятся к сильно коллимированным событиям, видимым под большим углом к оси распространения излучения (т.н. периферия коллимированного луча) (Fynbo et al., 2004). В плане дальнейшего изучения упомянутых выше явлений представляется весьма актуальным провести поисковые исследования популяции "мягких" космических всплесков. Статистические характеристики таких всплесков, в частности распределения по спектральной жесткости и длительности могут дать ответы на вопрос о том, действительно ли в популяции гамма-всплесков имеется несколько отдельных групп? В связи с последним вопросом необходимо отметить, что все результаты, свидетельствующие в пользу космологической природы гамма-всплесков, получены именно для группы относительно длительных всплесков (T > 1 с). Что касается более коротких всплесков, то пока не получено данных, в полном объеме свидетельствующих об их принадлежности к популяции объектов, находящихся на космологических расстояниях. Не исключено, что короткие (T < 1 с) гамма-всплески отличаются от более длительных и по своим спектральным характеристикам – они в среднем более жесткие. Таким образом, несмотря на успехи, связанные с наблюдениями в оптическом диапазоне, проблема гамма-всплесков еще далека от решения. Необходимы дальнейшие исследования, в первую очередь требует решения задача более точной локализации источников, следует организовать оптический монитор всего неба с целью регистрации оптического излучения непосредственно в момент гамма-всплеска. Отождествление гамма-всплесков с объектами, излучающими в других диапазонах электромагнитного спектра, возможно, как правило, для наиболее ярких, или каким-то образом выделенных событий. В то же время именно статистические характеристики дают информацию о популяции источников гамма-всплесков в целом. Кроме того, в случае справедливости космологической модели, статистические характеристики могут использоваться для получения данных о процессах на ранних стадиях эволюции Вселенной. Представляется, что дальнейший прогресс в изучении статистических характеристик гамма-всплесков связан с одной стороны с анализом частоты регистрации слабых событий и расширением диапазона их исследования в область рентгеновского излучения. Исключительно важное значение также будет иметь более точная локализация событий на небе и построение более детальных угловых распределений источников на основе одновременной регистрации событий в оптическом и гамма-диапазонах. ЛИТЕРАТУРА Зельдович Я.Б., Новиков И.Д., Релятивистская астрофизика, Наука, Москва, 1967. Зельдович Я.Б., Судьба звезды и выделение гравитационной энергии при аккреции, ДАН СССР, 155, сс. 67 –69, 1964. Кудрявцев М.И., Свертилов С.И. и В.В. Богомолов, Наблюдения рентгеновских двойных 4U1700-37 и GRO 1655-40 в эксперименте «ГРИФ» на орбитальной станции «Мир», Письма в Астрон. журн., 27, cc. 762-773, 2001. Кудрявцев М.И., Свертилов С.И. и В.В. Богомолов, Характеристики периодических источников жесткого рентгеновского излучения, обнаруженных в эксперименте на станции "Прогноз-9". Результаты дополнительного анализа, Письма в Астрон. журн. 1998. T.24, с.663-676. Кудрявцев М.И., Свертилов С.И. и О.В. Морозов, Наблюдения мягких гамма- или жестких рентгеновских всплесков в эксперименте ГРИФ на орбитальной станции "Мир", Письма в Астрон. журн., 29, cс. 323-333, 2003. Липунов В.М. и Н.И. Шакура, О природе двойных рентгеновских пульсаров, Письма в Астрон. Журн., 2, cc. 343-346, 1976. Мазец Е.П., Голенецкий С.В., Ильинский В.Н. и др., Предварительные результаты изучения гамма-всплесков в эксперименте “Конус” на АМС “Вененра-11” и “Венера-12”, в сб. “Изучение гамма-всплесков автоматическими станциями”, отв. ред. И.В. Эстулин, Наука, Москва, 1983, сс. 124-136. Митрофанов И.Г., Долидзе В.Ш., Бара К., Ведрен Ж., Ниель М. и К. Одри, Быстрая спектральная переменность космических гамма-всплесков, Астрон. ж., 61, сс. 939-945, 1984. Черепащук А.М., Рентгеновские двойные системы с черными дырами, в сб. “Двойные звезды”, Космосинформ, Москва, 1997, cc. 45-104. Arons J., Pulsars as gamma ray sources, Astron. and Astrophys. Suppl., 120, pp. 49-60, 1996. Atteia J.-L.; Barat C.; Chernenko A. et al., Rapid variability of the strong cosmic gamma-ray burst GB 881024, Astron. and Astrophys., 244, pp. 363-366, 1991. Band D., Matteson J., Ford L. et al.), BATSE observations of gamma-ray burst spectra. I - Spectral diversity, Astrophys. J., 413, p.281-292, 1993. Barger A.J., Cowie L.L., Bautz M.W. et al., Supermassive Black Hole Accretion History Inferred from a Large Sample of Chandra Hard X-Ray Sources, Astron. J., 122, 5, pp. 2177-2189, 2001. Baring M. and A. Harding, A New Class of Radio Quiet Pulsars, Proc. of the Fourth Compton Symposium, eds. C.D. Dermer, M.S. St rickman and J.D. Kurfess, Williamsburg, VA 1997, in AIP Conference Proceedings 410, New York 1997, p. 638. Barkana R. and A. Loeb, In the beginning: the first sources of light and the reionization of the universe, Phys. Rep., 349, 2, pp. 125-238, 2001. Barraud C., Olive J.F., Lestrade J.P. et al., Spectral analysis of 35 GRBs/XRFs observed with HETE-2/FREGATE. Astron. and Astrophys., 400, pp. 1021-1030, 2003. Bassani L., Dean A.J., Di Cocco G., Perotti F., and J.B. Stephen, Gamma-Ray Observations of Cygnus X-1, Astrophys. J., 343, pp. 313-316, 1989. Bednarek W., On the gamma-ray emission from 3C 279, Astrophys. J. (Lett.), 402, pp. L29-L32, 1993. Belloni T., Klein-Wolt M., Mendez M. et al., A model-independent analysis of the variability of GRS1915+105, Astron. and Astrophys., 355, pp. 271-290, 2000. Bildsten L.,Chakrabarty D.,Chiu J. et al., Observations of Accreting Pulsars , Astrophys. J. Suppl., 113, pp. 367-408, 1997. Blandford R.D. and A. Levinson, Pair cascades in extragalactic jets. 1: Gamma rays, Astrophys. J., 441, pp. 79-95, 1995. Blain A.W. and P. Natarajan, Gamma-ray bursts and the history of star formation, Month. Not. Roy. Astron. Soc., 312, pp. L35L38, 2000. Blazejowski M., Sikora M., Moderski R. and G. Madejski, Unifying MeV-blazars with GeV-blazars, in Proc. Symp. “New Visions of the Universe in the XMM-Newton and Chandra Era”, ESTEC, Noordwijk, The Netherlands, 2001. Blondin J.M., Stevens I.R. and T.R. Kallman, Enhanced winds and tidal streams in massive X-ray binaries, Astrophys. J., 371. pp. 684-695, 1991. Bloom J.S., Djorgovski S.G., Kulkarni S.R. and D.A. Frail, The Host Galaxy of GRB 970508, Astrophys. J. (Lett.), 507, 1, pp. L25-L28, 1998. Boella G., Butler R.C., Perola G.C., Piro L., Scarsi L. and J.A.M. Bleeker, BeppoSAX, the wide band mission for X-ray astronomy, Astron. and Astrophys. Suppl., 122, pp. 299-307, 1997. Bromm V. and A. Loeb, The Expected Redshift Distribution of Gamma-Ray Bursts, Astrophys. J., 575, pp. 111-116, 2002. Callanan P.J., Garcia M.R., Filippenko A.V. et al., On the Mass of the Black Hole in GS 2000+25, Astrophys. J. (Lett.), 470, pp. L57-L60, 1996. Caraveo P.A., Bignami G.F., Trumper J., Radio-silent isolated neutron stars as a new astronomical reality, Astron. Astrophys. Rev. 1996. V.7, p.209-216. Casares J., Martin E.L., Charles P.A. et al., On the mass of the compact object in GRO J0422+32, Month. Not. Roy. Astron. Soc., 276, pp. L35-L39, 1995. Cash, W.C., White, N. and M.K. Joy, The Maxim Pathfinder Mission: x-ray imaging at 100 micro-arcseconds, Proc. SPIE 4012, X-Ray Optics Instruments and Missions, eds. J.E. Trumper and B. Aschenbach, pp. 258-269, 2000. Castro-Tirado A.J., Brandt S. and N. Lund, GRS 1915+105, IAU Circ. № 5590, 1992. Chakrabarty D., Grunsfeld J.M., Prince T.A. et al., Discovery of the Orbit of the X-ray pulsar OAO 1657-415 Astrophys. J. (Lett.), 403, pp. L33-L37, 1993. Cheng K.S. and M.A. Ruderman, Pulsar death lines and death valley , Astrophys. J., 402. pp. 264-270, 1993.Cheng K.S., Ho C. And M.A. Ruderman, Energetic radiation from rapidly spinning pulsars. I - Outer magnetosphere gaps. II - VELA and Crab, Astrophys. J., 300. pp. 500-539, 1986. Cheng K.S., Ho C. and M.A. Ruderman, Energetic radiation from rapidly spinning pulsars. I - Outer magnetosphere gaps. II VELA and Crab, Astrophys. J., 300. pp. 500-539, 1986. Cheng K.S. and M.A. Ruderman, Pulsar death lines and death valley , Astrophys. J., 402. pp. 264-270, 1993. Cline T.L. and U.D. Desai, Observations of cosmic gamma-ray bursts with IMP-7 - Evidence for a single spectrum, Astrophys. J. (Lett.), 196, pp. L43-L46, 1975 Cline T.L., Gamma ray bursts - A review of recent high-precision measurements, Annot. N.Y. Acad. Sci. 375, pp. 314-329, 1981. Collin S., Abrassart A., Czerny B., Dumont A.-M. and M. Mouchet, Accretion and emission processes in AGN: the UV-X connection, in Active galactic nuclei in their cosmic environment, EAS Publications Series, 1, JENAM 99, Toulouse, France, September 7-9, 1999, eds B. Rocca-Volmerange and H.S. Les Ulis, EDP Sciences, ISBN 2-86883-563-5, pp. 35-51, 2001. Cominski L.R. and K.S. Wood, Discovery of a 7.1 hour period and eclipses from MXB 1659-29, Astrophys. J., 283, pp. 765-773, 1984. Cominski L.R., Jernigan J.G., Ossman W. et al., A search for pulsations and eclipses from X-ray burst sources, Astrophys. J., 242, pp. 1102-1106, 1980. Corbet R.H.D., The three types of high-mass X-ray pulsator, Monthly Not. Roy. Astron. Soc., 220. pp. 1047-1056, 1986. Courvoisier T. J-L., Parmar A.N., Peacock A. and M. Pakull, The discovery of 39 hour periodic dips in the X-ray intensity of XB 1254–690, Astrophys. J., 309, pp. 265-274, 1986. Cui W., Schulz N.S., Baganoff F.K. et al., Peculiar Extended X-Ray Emission around the ``Radio-loud'' Black Hole Candidate 1E 1740.7-2942, Astropys J., 548, pp. 394-400, 2001. Cui W., Zhang S.N., Focke W. And J.H. Swank, Temporal Properties of Cygnus X-1 during the Spectral Transitions, Astrophys. J., 484, pp. 383-393, 1997. Daugherty J.K., and A.K. Harding, Electromagnetic cascades in pulsars, Astrophys. J., 252, pp. 337-347, 1982. Davidson K. and J.P. Ostriker, Neutron-Star Accretion in a Stellar Wind: Model for a Pulsed X-Ray Source, Astrophys. J., 179. pp. 585-598, 1973. Dermer C.D., and J. Chiang, Electron acceleration and synchrotron radiation in decelerating plasmoids, New Astron., 3, pp. 157173, 1998. Donaghy T., Lamb D.Q., Reichart D.E. and C. Graziani, Determining the GRB (Redshift, Luminosity) - Distribution Using Burst Variability, Gamma-Ray Burst and Afterglow Astronomy 2001: A Workshop Celebrating the First Year of the HETE Mission, AIP Conference Proceedings, 662, pp. 450-453, 2003. Donea A.C., and R.J. Protheroe, Tori and TeV gamma-ray emission in AGN, Proc. 27th ICRC, Copernicus Gesellschaft 2001, pp. 2717-2720. Dubus G. Charles P.A., Long K.S., HakalaP.J.; and E. Kulkers, The eclipsing X-ray pulsar X-7 in M33, Month. Not. Roy. Astron. Soc., 302, pp. 731-734, 1999. Duncan R.C., and Thomson C., Formation of very strongly magnetized neutron stars - Implications for gamma-ray bursts, Astrophys. J. (Lett.), 392, pp. L9-L13, 1992.Галама и др. (Galama T.J., Briggs M.S. and R.A.M.J. Wijers), Astroph/9903021, 1999. Eichler D., Livio M., Piran T. and D.N. Schramm, Nucleosynthesis, neutrino bursts and gamma-rays from coalescing neutron stars , Nature, 340, pp. 126-128, 1989. Finger M.H., Koh D.T., Nelson R.W. et al., Discovery of hard X-ray pulsations from the transient source GRO J1744-28, Nature, 381, pp. 291-293, 1996. Fishman G.J., Meegan C.A., Wilson R.B. et al., The first BATSE gamma-ray burst catalog, Astrophys. J. Suppl., 92, pp. 229283, 1994. Flowers E. and M. Ruderman, Evolution of pulsar magnetic fields, Astrophys. J., 215, pp. 302-310, 1977. Fossati G., Marashi L., Gelotti A., Comastri A. and G. Ghisellini, A unifying view of the spectral energy distributions of blazars, Month. Not. Roy. Astron. Soc., 299, pp. 433-448, 1998. Frontera F., Recent Results on Gamma-Ray Bursts with the Bepposax Satellite, Proc 25th ICRC, 30 July - 6 August 1997, Durban, South Africa, eds. M.S. Potgieter, B.C. Raubenheimer and D.J. van der Walt, River Edge, Singapore, World Scientific, NJ, 8, pp. 307-315, 1997. Fynbo J.P.U., Sollerman J., Hjorth J., et al., On the Afterglow of the X-Ray Flash of July 23 2003: Photometric evidence for an off-axis Gamma-Ray Burst with an associated Supernova?, Astrophys.J., 609, pp. 962-971, 2004. Galama T.J., Briggs M.S., Wijers R.A.M. et al., The effect of magnetic fields on gamma-ray bursts inferred from multiwavelength observations of the burst of 23 January 1999, Nature, 398, pp. 394-399, 1999. Gaensler B., and S. Johnston, The pulsar/supernova remnant connection, Month. Not. Roy. Astron. Soc., 277, pp. 1243-1253, 1995. Gehrels N., Nasa Science Official, Project homepage http://swift.gsfc.nasa.gov/, 2004а. Gehrels N., Nasa Science Official, Project homepage http://glast.gsfc.nasa.gov/, 2004б. Ghisellini G., and L. Marashi, Bulk acceleration in relativistic jets and the spectral properties of blazers, Astrophys. J., 340, pp. 181-189, 1989. Ghisellini G., and P. Madau, On the origin of the gamma-ray emission in blazers, Month. Not. Roy. Astron. Soc. 280, pp. 67-76, 1996. Ghisellini G., Padovani P., Gelotti A. and L. Marashi, Relativistic bulk motion in active galactic nuclei, Astrophys. J., 407, pp. 65-82, 1993. Goldreich P. and W.H. Julian, Pulsar Electrodynamics, Astrophys. J., 157. pp. 869-880, 1969. Giacconi R., Gursky H., Kellog E., Schreier E. and H. Tananbaum, Discovery of Periodic X-Ray Pulsations in Centaurus X-3 from UHURU, Astrophys. J. (Lett.), 167, pp. L67-L73, 1971. Giacconi R., Gursky H., Paolini F. And B. Rossi, Evidence for X-Rays From Sources Outside the Solar System, Phys. Rev. Lett., 9, pp. 439-443, 1962. Giacconi R., Murray S., Gursky H. et al., The Third UHURU Catalog of X-Ray Sources, Astrophys. J. Suppl., 27. pp. 37-64, 1974. Giacconi R., Gursky H., Kellog E., Schreier E. and H. Tananbaum, Discovery of Periodic X-Ray Pulsations in Centaurus X-3 from UHURU, Astrophys. J. (Lett.), 167, pp. L67-L73, 1971. Gil J.A., and J.L. Han, Geometry of Pulsar Emission and Pulse Width Distribution, Astrophys. J., 458, pp. 265-274, 1996.Goldreich P., and W.H. Julian, Pulsar Electrodynamics, Astrophys. J., 157. pp. 869-880, 1969. Gotthelf F.V., Petre R. and U. Hwang, The Nature of the Radio-quiet Compact X-Ray Source in SNR RCW 103, Astrophys. J. (Lett.), 487, pp. L175-L179, 1997. Gottlieb E.W., Wright E.L. and W. Liller, Optical studies of UHURU sources. XI. A probable period for Scorpius X-1 = V818 Sco, Astrophys. J. (Lett.), 195, pp. L33-L35, 1975. Gotz D., Mereghetti S., Beck M., Borkowski J. and N. Mowlavi, GRB 031203: a long GRB detected with INTEGRAL, GRB Coordinates Network, Circular Service, 2459, p. 1, 2003. Harding A.K., Gamma-ray Pulsars: Models and Predictions, High Energy Gamma-Ray Astronomy, Int. Symp., 26-30 June, 2000, Heidelberg, Germany, American Institute of Physics (AIP) Proceedings, 558, eds. F.A. Aharonian and H.J. Völk, American Institute of Physics, Melville, New York, ISBN 1-56396-990-4, pp. 115-126, 2000. Harmon B.A., Wilson C.A., Zhang S.N. et al., Correlations Between X-Ray Outbursts and Relativistic Ejections in the X-Ray Transient GRO:J1655-40, Nature, 374, p. 703, 1995. Hellier C., 4U 0142+614 and RX J0146.9+6121, IAU Circ., №5994, 1994. Heyl J.S.,and L. Hernquist, Powering Anomalous X-Ray Pulsars by Neutron Star Cooling, Astrophys. J. (Lett.), 489, pp. L67L70, 1997. Hirotani K., and S. Shibata, One-dimensional electric field structure of an outer gap accelerator - II. gamma-ray production resulting from inverse Compton scattering, Monthly Not. Roy. Astron. Soc., 308, pp. 67-76, 1999. Hjellming R.M. and M.P. Rupen, Episodic Ejection of Relativistic Jets by the X-Ray Transient GRO:J1655-40, Nature, 375, p. 464, 1995. Hjorth J., Sollerman J., Moller. P. et al., A very energetic supernova associated with the gamma-ray burst of 29 March 2003, Nature, 423, pp. 847-850, 2003. Holt S.S., Boldt E.A., Serlemitsos P.J. and R.J. Kaluzienski, Long-term X-ray studies of Scorpius X-1. II - Evidence for flaredominated intensity variations, Astrophys. J.(Lett.), 205, pp. L79-L82, 1976. Hoffman J.A., MarshallH. and W.H.G. Lewin, X-Ray Bursts, IAU Circ., №3117, 1977. Hughes D.H., Serjeant S., Dunlop J.S. et al., High-redshift star formation in the Hubble Deep Field revealed by a submillimetrewavelength survey, Nature, 394, pp. 241-247, 1998. in’t Zand J.J.M., Heisse J., Bazzano A., Cocchi M., di Ciolo L. and J.M. Muller, SAX J1819.3-2525, IAU Circ. №7119, 1999. Israel G.L., Oosterbroek T., Angelini L. et al., BeppoSAX monitoring of the ”anomalous” X-ray pulsar 4U0142+61, Astron. and Astrophys., 346, p. 929, 1999. Israel G.L., Treves A., Stella L., Tagliaferri G. and T. Belloni, X-Ray Sources in M31, IAU Circ. №6156, 1995. Ives J.C., Sanford P.W. and S.J.Bell-Burnell), Observations of a transient X-ray source with regular periodicity of 6.75 min, Nature, 254, pp. 578-580, 1975. Iwasawa K., Koyama K. and J.P. Halpern, Pulse period history and cyclotron resonance feature of the X-ray pulsar 1E 2259+586, Pasific Astron. Soc. J., 44, pp. 9-14, 1992. Janka H.-T., Eberl T., Ruffert M. and C.L. Fryer, Black Hole-Neutron Star Mergers as Central Engines of Gamma-Ray Bursts, Astrophys. J. (Lett.), 527, pp. L39-L42, 1999. Jernigan J.G. and G.W. Clark, The locations of X-ray sources in globular clusters, Astrophys. J. (Lett.), 231, pp. L125-L129, 1979. Joss P.C. and F.K. Li, Helium-burning flashes on accreting neutron stars - Effects of stellar mass, radius, and magnetic field, Astrophys. J., 238, pp. 287-295, 1980. Joss P.C. and S.A. Rappaport, Highly compact binary X-ray sources, Astron. and Astrophys., 71, pp. 217-220, 1979. Joss P.C., Helium-burning flashes on an accreting neutron star - A model for X-ray burst sources, Astrophys. J. (Lett.), 225, pp. L123-127, 1978. Kane S.R. and G.H. Share, Hard X-ray spectra of cosmic gamma-ray bursts, Astrophys. J., 217, pp. 549-564, 1977. Kaspi V., Manchester R.N., Johnston S., Lyne A.G., N. D'Amico, A Search for Radio Pulsars in Southern Supernova Remnants, Astron. J., 111, p. 2028, 1996. Katz J.I., Two kinds of stellar collapse, Nature, 253, pp. 698-699, 1975. Kelly R.L., Rappaport S. and S. Ayasli, Orbital period changes in Centaurus X-3, Astrophys. J., 268, pp. 790-799, 1983. Klebesadel R.W., Strong I.B. and A.R. Olson, Observations of Gamma-Ray Bursts of Cosmic Origin, Astrophys. J. (Lett.), 182, pp. L85-L88, 1973. Koh D., Bildsten L., Chakrabarty D., et al., Rapid Spin-up Episodes in the Wind-fed Accreting Pulsar GX 301-2, Astrophys. J., 479, pp. 933-947, 1997. Kommers M., Jefferson M., Lewin W.H.G. et al., The Intensity Distribution of Faint Gamma-Ray Bursts Detected with BATSE, Astrophys. J., 533, pp. 696-709, 2000. Konigl A., Relativistic jets as X-ray and gamma-ray sources, Astrophys. J., 243, pp. 700-709, 1981. Kouveliotou C., Kommers J., Lewin W. H. G., van Paradijs J., Fishman G. J., Briggs M. S., Hurley K., Harmon A., Finger M.H. and R.B. Wilson, GRO J1744-28, IAU Circ., 6286, p. 1, 1996. Koyama K., Kawada M., Takeuchi Y. et al., Discovery of a peculiar X-ray pulsar GS 1843+00, Astrophys. J. (Lett.), 356, pp. L47-L50, 1990. Kroeger R.A., Strickman M.S., Grove J.E., Gamma-ray observations of GRO J1655-40, Astron. andAstrophys. Suppl. Ser., 120, pp. 117-120, 1996. Kruszevski A., Surdej J., Zalewski J. and I. Semeniuk, Short-term optical variability of HD 153919 = 4U1700-37, Acta Astron. 1979, 29, pp. 481-503, 1979. Kulkarni S.R., Djorgoski S.G., Ramaprakash A.N. et al., Identification of a host galaxy at redshift Z = 3.42 for the gamma-ray burst of 14 December 1997, Nature, 393, pp. 35-39, 1998. Lamb F.K., Pethick C.J. and D. Pines, A Model for Compact X-Ray Sources: Accretion by Rotating Magnetic Stars, Astrophys. J., 184, pp. 271-290, 1973. Lumb D.H., Simulations and mitigation of pile-up in XMM CCD instruments, Experimental Astron., 10, pp. 439-455, 2000. Laros J.G., Evans W.D., Fenimore E.E., Klebesadel R.W., Shulman S. and G. Fritz, 3 keV to 2 MeV observations of four gamma-ray bursts, Astrophys. J. 286, pp. 681-690, 1984. Lawrence A., and I. Papadakis, X-ray variability of active galactic nuclei - A universal power spectrum with luminositydependent amplitude, Astrophys. J. (Lett.), 414, pp. L85-L88, 1993. Levine A., Bradt H., Cui W. et al., First Results from the All-Sky Monitor on the Rossi X-Ray Timing Explorer, Astrophys. J. (Lett.), 469, pp. L33-L36, 1996. Lewin W.H.G. and P.C. Joss, X-ray bursters and the X-ray sources of the galactic bulge, Space Sci. Rev., 28, pp. 3-87, 1981. Lewin W.H.G., Doty J., Clark G.W. et al., The discovery of rapidly repetitive X-ray bursts from a new source in Scorpius, Astrophys. J.(Lett.), 207, pp. L95-L99, 1976. Lipunov V.M., Postnov K.A., Prokhorov M.E., Panchenko I.E. and H.E. Jorgensen, Evolution of the Double Neutron Star Merging Rate and the Cosmological Origin of Gamma-Ray Burst Sources, Astrophys. J., 454, pp. 593-596, 1995. Lorimer D.R., Lyne A.C. and F. Camilo, A search for pulsars in supernova remnants, Astron. and Astrophys., 331, pp. 10021010, 1998. MacFadyen A.I., Woosley S.E., Heger A., Supernovae, Jets, and Collapsars, Astrophys. J., 550, pp. 410-425, 2001. Madau P., Della Valle M. and N. Panagia, On the evolution of the cosmic supernova rates, Month. Not. Roy. Astron. Soc., 297, pp. L17-L22, 1998. Mallozzi R.S., Paciesas W.S., Pendleton G.N. et al., The nu F nu Peak Energy Distributions of Gamma-Ray Bursts Observed by BATSE, Astrophys. J., 454, pp. 597-603, 1995. Mannheim K., and P.L. Biermann, Gamma-ray flaring of 3C 279 - A proton-initiated cascade in the jet?, Astron. and Astrophys., 253, pp. L21-L24, 1992. Marsher A.P., and W.K. Gear, Models for high-frequency radio outbursts in extragalactic sources, with application to the early 1983 millimeter-to-infrared flare of 3C 273, Astrophys. J., 298, pp. 114-127, 1985. Mason K.O., Branduardi G. and P. Sanford, The X-ray behavior of 3U 1700-37, Astrophys. J. (Lett.), 203, pp. L29-L33, 1976. Matz S.M., Forrest D.J., Vestrand W.T., Chupp E.L., Share G.H. and E. Rieger, High-energy emission in gamma-ray bursts , Astrophys. J. (Lett.), 288, pp. L37-L40, 1985. Mazets E.P. and S.V. Golenetskii, Recent results from the gamma-ray burst studies in the KONUS experiment, Astrophys. Space Sci., 75, pp. 47-81, 1981. Mazets E.P., Golenetskii S.V., Ilinskii V.N. et al., Catalog of cosmic gamma-ray bursts from the KONUS experiment data. I., Astrophys. Space Sci., .80, pp. 3-83, 1981. Meegan C.A., Fishman, G.J., Wilson R.B. et al., Spatial distribution of gamma-ray bursts observed by BATSE, Nature, 355, pp. 143-145, 1992. Mereghetti S., and L. Stella, The very low mass X-ray binary pulsars: A new class of sources?, Astrophys. J. (Lett.), .442, pp. L17-L20, 1995. Mereghetti S., Cremonesi D.I., Haardt F. et al., ASCA Observations of the Galactic Bulge Hard X-Ray Source GRS 1758-258, Astrophys. J., 476, pp. 829-832, 1997. Mereghetti S., The zoo of X-ray pulsars, Frontier Objects in Astrophysics and Particle Physics, Vulcano Workshop, Italy, 21-27 May, 2000, eds. F. Giovannelli and G. Mannocchi, Italian Physical Society 2001., p. 239. Meszaros P. and M. Rees, Relativistic fireballs and their impact on external matter - Models for cosmological gamma-ray bursts, Astrophys. J., 405, pp. 278-284, 1993. Mirabel I.F. and L.F. Rodriguez, A Superluminal Source in the Galaxy, Nature, 371, pp. 46, 1994. Mirabel I.F., Rodriguez L.F., Cordier B. et al., A double-sided radio jet from the compact Galactic Centre annihilator 1E140.7 – 2942, Nature, 358, pp. 215-217, 1992. Nagase F., Accretion-powered X-ray pulsars, Publ. Astron. Soc. Japan, 41. pp. 1-79, 1989. Nandra K., George I.M., Mushotzky R.F. et al., ASCA Observations of Seyfert 1 Galaxies. I. Data Analysis, Imaging, and Timing, Astrophys. J., 476, pp. 70-82, 1997. Narayan R., Garcia M.R. and J.E. McClintock, X-ray novae and the evidence for black hole event horizons, in “The Ninth Marcel Grossmann Meeting”, Proc. of the MGIXMM Meeting held at The University of Rome "La Sapienza", Italy, 2-8 July, 2000, eds. V.G. Gurzadyan, R.T. Jantzen and R. Ruffini, World Scientific Publishing, Singapure, ISBN 981-238-995-4 (Part A), pp. 405 – 425, 2002. Narayan R., Paczynski B. and T.Piran, Gamma-ray bursts as the death throes of massive binary stars, Astrophys. J. (Lett.), 395, pp. L83-L86, 1992. Narayan R., Piran T. and A. Shemi, Neutron star and black hole binaries in the Galaxy, Astrophys. J. (Lett.), 379, pp. L17-L20, 1991. Nel H.I., de Jager O.C., Raubenheimer B.C., Brink C., Meintjes P.J. and A.R. North, TeV Gamma-Ray Observations of Compton Gamma-Ray Observatory Pulsars: Evidence against Inverse-Compton Controlled Outer Gaps, Astrophys. J., 418, pp. 836-843, 1993. Nelson R., Koh D.T., Prince T. et al., On the Dramatic Spin-up/Spin-Down Torque Transitions in BATSE Observations of X-ray Pulsars, American Astronomical Society, 189th AAS Meeting, #113.03, Bull. Am. Astron. Soc., 28, p. 1425, 1996. Norris, J. P. Implications of the Lag-Luminosity Relationship for Unified Gamma-Ray Burst Paradigms, Astrophys. J., 579, pp. 386-403, 2002. O’Neill T.J., Akyuez A., Bhattacharya D. et al., Tracking, imaging and polarimeter properties of the TIGRE instrument, Astron. Astrophys. Suppl. Ser., 120, pp. 661-664, 1996. Oosterbroek T., Parmar A.N., Mereghetti S. and G.L. Israel, The two-component X-ray spectrum of the 6.4 s pulsar 1E 1048.15937, Astron. and Astrophys., 334, pp. 925-930, 1998. Orosz J.A. and C.D. Bailyn, Erratum: Optical Observations of GRO J1655-40 in Quiescence. I. A Precise Mass for the Black Hole Primary, Astrophys. J., 482, p. 1086, 1997. Orosz J.A., Groot P.J., Van Der Klis M. et al., Dynamical Evidence for a Black Hole in the Microquasar XTE J1550-564, Astrophys. J., 568, pp. 845-861, 2001а. Orosz J.A., Kulkers E., Van Der Klis M. et al., A Black Hole in the Superluminal Source SAX J1819.3-2525 (V4641 Sgr), Astrophys. J., 555, pp. 489-503, 2001б. Paczynski B., Gamma-Ray Bursts as Hypernovae, “Gamma-Ray Bursts: 4th Huntsville Symposium”, Huntsville, AL, September 1997, eds C.A. Meegan, R.D. Preece and T.M. Koshut, AIP conf. Proc., Woodbury, New York 1998, p. 428. Padovani P., and C.M. Urry, in “Blazar Research, Blazar Demographics and Physics”, eds P. Padovani and C.M. Urry, Astronomical Society of the Pacific, San Francisco 2001, ISBN: 1-58381-059-5, ASP Conf. Ser., 227. p. 3, 2001. Palumbo G.G.C., The International Gamma Ray Astropjysics Laboratory: INTEGRAL, a Future Mission for Gamma Ray Astronomy, Proc. 25th ICRC, eds. M.S. Potgieter, B.C. Raubenheimer and D.J. van der Walt, Potchefstroomse Universiteit vir Christeilike Hoer Onderwys, 5, pp. 29-32, 1997. Parmar A.N., Gottwald M., van der Klis M. and J. van Paradijs, The discovery of 2.93 hour periodic intensity dips from X1323619, Astrophys. J., 338, pp. 1024-1032, 1989. Parmar A.N., Oosterbroek T., Favata F., Pightling S., Coe M.J., Mereghetti S. and G.L. Israel, A BeppoSAX observation of the X-ray pulsar 1E2259+586hfill and the supernova remnant (CTB109), Astron. and Astrophys., 330, pp. 175-180, 1998. Parmar, A.N., PeacockT., Bavdaz M. et al., XEUS - The X-ray Evolving Universe Spectroscopy Mission, Large Scale Structure in the X-ray Universe, Proc. of the 20-22 September 1999 Workshop, Santorini, Greece, eds. M. Plionis and I. Georgantopoulos, Atlantisciences, Paris, France, pp. 295-302, 1999. Parsignault D. and J.E. Grindlay, Intensity and spectral variability of strong galactic X-ray sources observed by ANS, Astrophys. J., 225, pp. 970-987, 1978. Paul J., Ballet J., Cantin M., Cordier B., Goldwurm, A., Lambert A., Mandrou P., Chabaud J.P., Ehanno M. and J. Lande, Sigma - The hard X-ray and soft gamma-ray telescope on board the GRANAT space observatory, Adv. Space Res., 11, pp. 289-302, 1991. Piran T., Narayan R. and S. Amotz, Neutron star mergers and gamma-ray bursts, in “Gamma-ray bursts”, Proc. of the Workshop, Univ. of Alabama, Huntsville, Oct. 16-18, 1991 (A93-40051 16-93), pp. 149-153. AIP conf. Proc., New York 1992, pp. 265269. Pohl M., Gamma ray astronomy, Proc. 27th ICRC, ed. R. Schlickeiser., Copernicus Gesellschaft, 1, pp. 147-161, 2001. Pringle J.E., and M.J. Rees, Accretion Disc Models for Compact X-Ray Sources, Astron. and Astrophys, 21, pp. 1-9, 1972. Rankin J.M., Toward an empirical theory of pulsar emission. VI - The geometry of the conal emission region, Astrophys. J., 405. pp. 285-297, 1993. Rees M. and P. Meszaros, Unsteady outflow models for cosmological gamma-ray bursts, Astrophys. J. (Lett.), 430, pp. L93-L96, 1994. Robinson C.R., Harmon B.A., McCollough M.L. et al., Long-Term Variability in Bright Hard X-Ray Sources: 5 + Years of BATSE Data, “The Transparent Universe”, Proc. of the 2nd INTEGRAL Workshop, 16-20 September 1996, St. Malo, France, eds. C. Winkler, T.J.-L. Courvoisier and P. Durouchoux, ESA SP-382. 1997, p. 249. Romani R.W. and I.-A. Yadigaroglu, Gamma-ray pulsars: Emission zones and viewing geometries , Astrophys. J., 438. pp. 314321, 1995. Romani R.W., Gamma-Ray Pulsars: Radiation Processes in the Outer Magnetosphere , Astrophys. J., 470, pp. 469-478, 1996. Rosenberg F.D., Eyles C.J., Skinner G.K. and A.P. Willmore, Observations of a transient X-ray source with a period of 104 s, Nature, 256. pp. 628-630, 1975. Rubin B.S., Finger M.H., Harmon B.A. et al., Observations of 4U 1700-37 with BATSE, Astrophys. J. 1996, 459, pp. 259-270, 1996. Ruderman M., and A. Halpern, Soft X-ray properties of the Geminga pulsar, Astrophys. J., 415. pp. 286-297, 1993. Ruderman M., Pulsars: Structure and Dynamics, Ann. Rev. Astron. Astrophys, 10, pp. 427-476, 1972. Salmonson J.D., On the Kinematics of GRB 980425 and Its association with SN 1998BW, Astrophys. J. (Lett.), 546, pp. L29L31, 2001. Schneid E.J., Bertsch D.L., Fichtel C.E. et al., EGRET detection of high energy gamma rays from the gamma-ray burst of 3 May 1991, Astron. and Astrophys., 255, pp. L13-L16, 1992. Schreier E, Levinson R., Gursky H. et al., Evidence for the Binary Nature of Centaurus X-3 from UHURU X-Ray Observations. Astrophys. J. (Lett.), 172, pp. L79-L89, 1972. Schuster C., Pohl. and R. Schlickeiser, Neutrinos from a channelled blast wave in jets of AGN, Proc. 27th ICRC. Copernicus Gesellschaft, 2001, pp. 2709-2712. Schwentker O., Evidence for a low-luminosity X-ray pulsar associated with a supernova remnant, Astron. and Astrophys., 286, pp. L47-L50, 1994. Seward F.D., Charles P.A. and A.P. Smale, A 6 second periodic X-ray source in Carina, Astrophys. J., 305, pp. 814-816, 1986. Shakura N.I. and R.A. Sunyaev, Black holes in binary systems. Observational appearance, Astron. and Astrophys., 24, pp. 337-355, 1973. Shore S.N., Livio M. and E. van den Heuvel, Interacting binaries, Lecture notes of the 22nd Advanced Course of the Swiss Soc. for Astron. and Astrophys., Saas-Fee, Switzerland, 1992, in “Interacting Binaries”, eds. H. Nussbaumer and A. Orr, Springer – Verlag, Berlin, 1994. Sikora M., Begelman M.C. and M.J. Rees, Comptonization of diffuse ambient radiation by a relativistic jet: The source of gamma rays from blazars?, Astrophys. J., 421, pp. 153-162, 1994. Skinner G.K., The periodic X-ray transient A0538-66 and its optical counterpart, Space Sci. Rev. 1981, 30, pp. 441-446, 1981. Soong Y. and R.E. Rothshild, Long-term, hard X-ray observations of Scorpius X-1 from HEAO 1, Astrophys. J. 1983, 274, pp. 327-332, 1983. Spruit H. and K.S. Phinney, Birth kicks as the origin of pulsar rotation, Nature, 393, pp. 139, 1998. Strickman M.S., Dermer C.D., Grove J.E. et al., Hard X-Ray Spectroscopy and Pulsar Phase Analysis of the Bursting X-Ray Pulsar GRO J1744-28 with OSSE, Astrophys. J. (Lett.), 464, pp. L131-L134, 1996. Sunyaev R., Churazov E., Gilfanov M. et al., Two hard X-ray sources in 100 square degrees around the Galactic Center, Astron. and Astrophys, 247, pp. L29-L32, 1991. Swank J.H., Becker R.H., Boldt E.A. et al., Spectral evolution of a long X-ray burst, Astrophys. J. (Lett.), 212, pp. L73-L76, 1977. Taam R.E. and R.E. Picklum, Nuclear fusion and carbon flashes on neutron stars, Astrophys. J., 224, pp. 210-216, 1978. Tavani M., Fruchter A., Zhang S.N. et al., The Dual Nature of Hard X-Ray Outbursts from the Superluminal X-Ray Transient Source GRO J1655-40, Astrophys. J. (Lett.), 473, pp. L103-L106, 1996. Teegarden B.J. and Y.L. Cline, High-resolution spectroscopy of two gamma-ray bursts in 1978 November, Astrophys. J. (Lett.), 236, pp. L67-L70, 1980. Thompson D.J., Gamma-ray Pulsars: Observations, “High Energy Gamma-Ray Astronomy”, Int. Symp., 26-30 June, 2000, Heidelberg, Germany, AIP Proc., 558, eds. A. Felix. A. Aharonian and H.J. Völk, AIP publ., Melville, New York 2001, ISBN 1-56396-990-4, p.103-114. Totani T., Cosmological Gamma-Ray Bursts and Evolution of Galaxies, Astrophys. J. (Lett.), 486, pp. L71-L74, 1997. Usov V.V. and D.B. Melrose, Pulsars with Strong Magnetic Fields - Polar Gaps Bound Pair Creation and Nonthermal Luminosities, Aust. J. Phys., 48, 571-612, 1995. Urry C.M. and P. Padovani, Unified Schemes for Radio-Loud Active Galactic Nuclei, Publ. Astron. Soc. Pacif., 107, pp.803-845, 1995. van Paradijs L. and J.E. McClintock, Optical and Ultraviolet Observations of X-ray Binaries, in X-Ray Binaries, ed. W.H.G. Lewin, J. van Paradijs and E.P.J. van den Heuvel, Cambridge Univ. Press., Cambridge 1995а, p. 58. van Paradijs J., Groot P.J., Galama T. et al., Transient optical emission from the error box of the gamma-ray burst of 28 February 1997, Nature, 386, pp. 686-689, 1997. van Paradijs J., Taam R.E. and E.P.J. van den Heuvel, On the nature of the 'anomalous' 6-s X-ray pulsars, Astron. and Astrophys., 299, pp. L41-L44, 1995б. van Paradijs J., Average properties of X-ray burst sources, Nature, 274, pp. 650-653, 1978. van Spreybroeck L., Jerius D., Edgar R.J., Gaetz T.J., Zhao P., and P.B. Reid, Performance expectation versus reality, Proc. SPIE 3113, 89-104, 1997. Vasisht G. and F.V. Gotthelf, The Discovery of an Anomalous X-Ray Pulsar in the Supernova Remnant Kes 73, Astrophys. J. (Lett.), 486, pp. L129-L132, 1997. Vasisht G., Kulkarni S.L., Anderson S.B., Hamilton T.T. and N. Kawai, A Cooling Neutron Star in Supernova Remnant G296.5+10.0, Astrophys. J. (Lett.), 476, pp. L43-L46, 1997. Warner B., and E.L. Robinson, Observations of rapid blue variables.- IX.- AM CVn (HZ 29). Monthly Not. Roy. Astron. Soc., 159, pp. 101-111, 1972. Weaver K.A., White N.E., and H. Tananbaum, Science with the Constellation X-ray Mission, Am. Astron. Soc. HEAD Meeting #5, #20.03, Bull. Am. Astron. Soc., 32, p. 1210, 2000. Weiler K.W. and R.A. Sramek, Supernovae and supernova remnants, Ann. Rev. Astron. and Astrophys., 26, pp. 295-341, 1988. White N.E., Angelini L., Ebisawa K., Tanaka Y. and P. Ghosh, The Spectrum of the 8.7s X-Ray Pulsar 4U0142+61, Astrophys. J. (Lett.), 463, pp. L83-L86, 1996. White N.E., Swank J.H. and S.S. Holt, Accretion powered X-ray pulsars , Astrophys. J. 1983, 270, pp. 711-734, 1983. Wijers R.A.M.J., Bloom J.S., Bagla J.S. and P. Natarajan, Gamma-ray bursts from stellar remnants - probing the universe at high redshift, Month. Not. Roy. Astron. Soc., 294, pp. L13-L17, 1998. Woods P.M., Kouveliotou C., Van Paradijs J. et al., Properties of the second outburst of the bursting pulsar (GRO J1744-28) as observed with BATSE, Astrophys. J., 517, 431, 1999. Wijnands R., and M. van der Klis, A millisecond pulsar in an X-ray binary system, Nature, 394. pp. 344-346, 1998. Woosley S.E. and R.E. Taam, Gamma-ray bursts from thermonuclear explosions on neutron stars, Nature, 263, pp. 101-103, 1978. Zhang L., and K.S. Cheng, High-Energy Radiation from Rapidly Spinning Pulsars with Thick Outer Gaps, Astrophys. J., 487, pp. 370-379, 1997. Zhang S.N., Ebisawa K., Sunyaev R.A. et al., Broadband High-Energy Observations of the Superluminal Jet Source GRO J165540 during an Outburst, Astrophys. J., 479, pp. 381-387, 1997. Zhang S.N., Harmon B.A., Paciesas W.S. et al., Periodic transient hard X-ray emission from GRO 1849-03, Astron. Astrophys. Suppl. Ser., 120, pp. 227-230, 1996. Zhang S.N., Wilson C.A., Harmon B.A. et al., X-Ray Nova in Scorpius, IAU Circ., № 6046, 1994.