«Массивные рентгеновские двойные в близких галактиках ...»

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ИНСТИТУТ КОСМИЧЕСКИХ ИССЛЕДОВАНИЙ

На правах рукописи

Штыковский Павел Евгеньевич

Массивные рентгеновские двойные в близких галактиках

01.03.02 Астрофизика и радиоастрономия

ДИССЕРТАЦИЯ

на соискание ученой степени

кандидата физико-математических наук

Научный руководитель д.ф.-м.н. М.Р. Гильфанов Москва 2007 2 Эта работа - результат исследований, проведенных в отделе Астрофизики высоких энергий Института Космических Исследований РАН. Я глубоко благодарен своему научному руководителю Марату Равильевичу Гильфанову за переданные знания и навыки. Значение его научной школы для меня трудно переоценить.

Огромную благодарность хотелось бы выразить Рашиду Алиевичу Сюняеву и всем членам коллектива отдела Астрофизики высоких энергий ИКИ РАН – Мише Ревнивцеву, Вадиму Арефьеву, Сергею Сазонову, Александру Лутовинову, Евгению Михайловичу Чуразову и др. Их стиль работы всегда служил мне примером, к которому надо стремиться, а их личные качества делали работу в отделе особо приятной.

Оглавление Введение 1 Массивные рентгеновские двойные в Магеллановых Облаках 1.1 Наблюдения...................................... 1.1.1 Обсерватория XMM-Newton........................ 1.1.2 Обработка данных и поиск источников................. 1.1.3 Коррекция астрометрии........................... 1.1.4 Коррекция на неполноту каталога рентгеновских источников.... 1.2 Рентгеновские источники в направлении на МО................ 1.2.1 Фоновые источники и источники в нашей Галактике......... 1.2.2 Маломассивные рентгеновские двойные................. 1.2.3 Массивные рентгеновские двойные.................... 1.2.4 Другие источники в Магеллановых Облаках.............. 1.2.5 Log(N)–Log(S) рентгеновских источников в Магеллановых Облаках 1.3 Идентификация массивных рентгеновских двойных.............. 1.3.1 Оптические свойства компаньонов массивных рентгеновских двойных.................................... 1.3.2 Идентификация массивных рентгеновских двойных в БМО.... 1.3.3 Идентификация массивных рентгеновских двойных в ММО.... 1.3.4 Другие методы идентификации массивных рентгеновских двойных 1.4 Массивные рентгеновские двойные и АЯГ в направлении на МО...... 1.4.1 Функция светимости массивных рентгеновских двойных в БМО. 1.4.2 Функция светимости массивных рентгеновских двойных в ММО. 1.4.3 Оптические свойства массивных рентгеновских двойных в ММО. 1.4.4 Активные ядра галактик в направлении на МО............ 1.5 Заключение....................................... 1.6 Приложение: Кросс-корреляция двух каталогов................ 1.6.1 Случай постоянной плотности звезд поля................ 1.6.2 Случай переменной плотности звезд поля................ 1.6.3 Разброс в ошибках на положение рентгеновских источников.... 2 Функция светимости массивных рентгеновских двойных и эффект “пропеллера” 2.1 Эффект “пропеллера” и функция светимости массивных рентгеновских двойных......................................... 2.1.1 Эволюция нейтронной звезды в массивных рентгеновских двойных 2.1.2 Качественная модель............................. 4 ОГЛАВЛЕНИЕ 2.1.3 Эффект “пропеллера” и распределение периодов вращения нейтронных звезд................................. 2.2 Сравнение с наблюдениями............................. 3 Массивные рентгеновские двойные и недавняя история звездообразования в Магеллановых Облаках 3.1 Эволюция популяции массивных рентгеновских двойных после вспышки звездообразования................................... 3.1.1 Пространственное распределение массивных рентгеновских двойных в БМО................................... 3.1.2 Теоретические представления....................... 3.1.3 Экспериментальное определение функции HMXB (t).......... 3.2 История звездообразования в Малом Магеллановом Облаке........ 3.2.1 Синтетические диаграммы цвет-светимость............... 3.2.2 Восстановление истории звездообразования.............. 3.2.3 Проверка процедуры восстановления истории звездообразования. 3.2.4 Результаты: история звездообразования в ММО............ 3.3 Эволюция популяции массивных рентгеновских двойных после вспышки 4.1 Спиральная структура в различных индикаторах звездообразования.... 4.1.1 Спиральная структура в распределении массивных рентгеновских 4.2 Спиральная структура и массивные рентгеновские двойные: сравнение с 4.2.2 Массивные рентгеновские двойные в нашей Галактике........ Введение Рентгеновские двойные представляют собой тесные двойные системы, в которых черная дыра или нейтронная звезда аккрецирует вещество звездыкомпаньона. Изучение объектов этого класса началось в 60-х годах XX-ого века после открытия первого несолнечного источника рентгеновского излучения в нашей Галактике, Sco X-1 (Джаккони и др., 1962). После запуска обсерватории имени Эйнштейна началось и широкомасштабное изучение рентгеновских источников в других галактиках. Угловое разрешение обсерватории, уникальное для того времени, открыло возможность для изучения широкого спектра явлений в близких галактиках – были открыты первые ультраяркие рентгеновские источники, яркие рентгеновские источники в спиральных галактиках. Началось исследование диффузной компоненты рентгеновского излучения, к примеру, были обнаружены горячие гало в эллиптических галактиках и истечения горячего газа из звездообразующих галактик (например, Фаббиано, 2006).

Однако именно рентгеновские двойные вместе с остатками вспышек сверхновых вносят основной вклад в излучение нормальных галактик в стандартном рентгеновском диапазоне. Рентгеновские двойные можно разделить на два класса - маломассивные системы, в которых звездой-донором является маломассивная звезда и массивные, в которых компактный объект аккрецирует вещество со звезды раннего спектрального класса. Вследствие малого времени жизни массивных звезд, массивные рентгеновские двойные должны быть тесно связаны с недавним звездообразованием. Однако, несмотря на то, что связь ярких рентгеновских источников с молодым звездным населением в других галактиках обсуждалась еще во времена обсерватории им. Эйнштейна, до недавнего времени ограниченная разрешающая способность рентгеновских телескопов и их чувствительность не позволяли продвинуться дальше качественных рассуждений.

Настоящий прорыв в изучении популяций рентгеновских двойных в галактиках произошел после запуска обсерваторий нового поколения Chandra и XMMNewton. Угловое разрешение обсерватории Chandra, например, составляет доли угловой секунды, что сравнимо с разрешением наземных оптических телескопов и позволяет исследовать излучение отдельных рентгеновских источников на расстояниях вплоть до 20 Мпс. Благодаря этому за последние несколько лет был получен ряд интересных результатов - например, существенно увеличено число известных ультраярких рентгеновских источников, исследована их функция светимости; исследованы популяции массивных рентгеновских двойных в ряде звездообразующих галактик; изучены свойства популяций маломассивных рентгеновских двойных в галактиках различных морфологических типов и, в частности, исследована их связь с шаровыми скоплениями и.т.д (например, Фаббиано, 2006).

Одним из важнейших результатов, полученных этими обсерваториями, стало подтверждение тесной связи между числом массивных рентгеновских двойных (NHMXB ) и темпом звездообразования в родительской галактике (SFR) и выражение ее на количественном языке в виде линейного соотношения NHMXB =A·SFR (Гримм и др., 2003). Этот результат позволяет использовать массивные рентгеновские двойные для измерения темпа звездообразования в галактиках наряду с такими классическими индикаторами, как излучение в линии H, УФ и далеком ИК диапазонах. Очевидно, что дополнительный способ оценки интенсивности звездообразования имеет большую ценность. Действительно, на данный момент не существует индикатора звездообразования, который был бы одинаково надежен для галактик различных типов. К примеру, для понимания связи излучения в ИК диапазоне с массой молодых звезд необходимо ответить по крайней мере на два вопроса – каков вклад излучения от маломассивных звезд и какая доля излучения перерабатывается в ИК диапазон или другими словами, какая величина оптической толщи галактики (Белл, 2003). Неопределенности и вариации в этих параметрах могут привести к тому, что в некоторых случаях полученные темпы звездообразования будут ненадежны. Наглядным примером такой ситуации могут служить Магеллановы Облака (см. раздел 1.2.3). Таким образом, независимый метод оценки звездообразования, каким может являться рентгеновская светимость галактики, несомненно имеет большую ценность. Однако, несмотря на очевидность связи между массивными рентгеновскими двойными и недавним звездообразованием, универсальность ее калибровки, как и в случае с другими индикаторами, неочевидна. Действительно, из простейших соображений, основанных на современных представлениях о строении и эволюции звезд следует, что кроме текущего темпа звездообразования существует ряд параметров, которые могут влиять на популяцию массивных рентгеновских двойных.

Очевидными кандидатами на эту роль являются обилие тяжелых элементов, начальная функция масс и история звездообразования галактики. С наблюдательной точки зрения влияние первого на свойства массивных рентгеновских двойных изучено плохо. Однако модельные расчеты показывают, что оно может быть значительным вследствие того, что металличность может влиять на интенсивность звездного ветра звезды-компаньона и на время, которое она проводит на различных эволюционных стадиях (Дрэй, 2006). Форма начальной функции масс и история звездообразования родительской галактики также существенны для популяции этих систем (Попов и др., 1998). Таким образом, связь между числом массивных рентгеновских двойных и темпом звездообразования может быть достаточно сложной. Изучение факторов, влияющих на нее, поможет свести к минимуму разброс в калибровке и соответственно является важным для возможности диагностики процессов звездообразования в галактиках по их рентгеновскому излучению. В качестве потенциального применения для такого индикатора можно назвать восстановление космической истории звездообразования (Норман и др., 2004).

Не менее важным изучение популяций рентгеновских двойных в галактиках является и для физики формирования и эволюции двойных систем. Теоретические исследования в этой области ведутся еще с 70-80-х годов прошлого века. Основным инструментом теории являются модели популяционного синтеза, представляющие собой моделирование эволюции большого числа двойных систем и позволяющие предсказывать разнообразные наблюдательные проявления черных дыр и нейтронных звезд (например, Попов, Прохоров, 2004; Бельчинский и др., 2005). Однако детальное описание эволюции двойной системы является сложной задачей. Действительно, даже в эволюции одиночных звезд существуют фазы моделирование которых проблематично (например, голубые и красные сверхгиганты, Лангер и Медер (1995)). В то же время присутствие компаньона за счет обмена массой может существенно поменять характер эволюции звезды. Появляется необходимость детально рассчитывать эволюцию орбиты двойной системы за счет гравитационного излучения, торможения магнитным полем, приливного взаимодействия и других эффектов, эволюцию магнитного поля и периода вращения компактного объекта для систем с нейтронными звездами и.т.д. Кроме того, нет окончательного мнения относительно механизма формирования Ве звезд, которые, как известно, являются компаньонами в большинстве рентгеновских двойных. Все это приводит к тому, что предсказания моделей популяционного синтеза зависят от ряда предположений и эмпирических параметров, допустимые значения которых могут меняться в широком диапазоне. Прояснить многие неясные моменты, очевидно, можно “калибруя” такие модели наблюдениями.

К настоящему времени обсерваториями Chandra и XMM-Newton накоплен большой объем уникальных данных, позволяющих детально изучать свойства популяций массивных рентгеновских двойных в галактиках. Это позволяет впервые в истории рентгеновской астрономии исследовать широчайший круг задач и, в частности, ответить на поставленные выше вопросы. Много интересной информации можно почерпнуть уже из наблюдений массивных рентгеновских двойных в наших ближайших соседях - Магеллановых Облаках. Несмотря на небольшую массу этих галактик, в них идет заметное звездообразование. Действительно, отношение темпа звездообразования к звездной массе для Магеллановых Облаков составляет 2·1010 109 год1, что превосходит аналогичное значение для Млечного Пути как минимум на порядок. В результате, обилие массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках сравнимо с обилием этих систем в нашей Галактике (Лю и др., 2005). Более того, исследование массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках имеет ряд преимуществ связанных с тем, что все источники находятся на одном расстоянии от наблюдателя и небольшим поглощением в направлении на них. Близость Магеллановых Облаков дает возможность изучать свойства популяции массивных рентгеновских двойных вплоть до малых светимостей, 1033 1034 эрг/с, не достижимых в других, более далеких галактиках. Это позволяет изучать эффекты, которые становятся существенными только при малых темпах аккреции, наиболее существенным из которых является эффект “пропеллера” – остановка аккреции центробежной силой вращающейся магнитосферы нейтронной звезды. В то же время, малая металличность Магеллановых Облаков позволяет исследовать связь массивных рентгеновских двойных с обогащением тяжелыми элементами.

Изучение свойств популяции массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках и, в частности, их связи с недавним звездообразованием занимает центральное место в диссертации.

Содержание работы.

Диссертация посвящена исследованию популяций массивных рентгеновских двойных в близких галактиках по данным обсерваторий XMM-Newton и Chandra и архивным оптическим и ИК каталогам. Она состоит из пяти глав, введения и заключения.

Во Введении дается краткое описание проблем, затронутых в диссертации и обосновывается актуальность данной работы.

Первая глава диссертации посвящена идентификации популяции массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках и состоит из четырех разделов и приложения. В разделе 1.1 описываются наблюдения обсерватории XMMNewton, использованные в работе и методы их обработки. Подробно описывается достигнутая чувствительность обзора и метод коррекции на неполноту. В разделе 1.2 исследуется природа рентгеновских источников в направлении на Магеллановы Облака. Показано, что подавляющее большинство источников в направлении на эти галактики являются активными ядрами галактик (АЯГ), а массивные рентгеновские двойные составляют только малую долю в популяции рентгеновских источников. Раздел 1.3 посвящен идентификации массивных рентгеновских двойных на фоне превосходящей популяции АЯГ. Оптическое излучение массивной рентгеновской двойной определяется излучением звезды-компаньона. Таким образом, используя ожидаемые свойства последних и данные оптических и ИК каталогов, можно выделить массивные рентгеновские двойные среди источников других классов. При помощи этой процедуры было отобрано 28 источников в БМО и 50 в ММО, из которых 9 и 32 соответственно классифицированы как надежные массивные рентгеновские двойные. В разделе 1.4 обсуждаются полученные результаты – обилие массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках и поведение их функции светимости. В данной главе также обсуждается кривая подсчетов АЯГ в направлении на МО. Показано, что она согласуется с кривыми подсчета в других обзорах. В приложении рассмотрены некоторые аспекты кросс-корреляции двух каталогов.

Вторая глава диссертации посвящена влиянию эффекта пропеллера на функцию светимости массивных рентгеновских двойных и состоит из двух разделов. Эффект заключается в остановке аккреции центробежной силой вращающейся магнитосферы нейтронной звезды (Илларионов и Сюняев, 1975). В разделе 2.1 рассчитывается, как он влияет на функцию светимости массивных рентгеновских двойных и показывается, что он должен приводить к недостатку источников с малыми светимостями. В разделе 2.2 производится сравнение предсказаний с наблюдаемыми функциями светимости массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках. Показано, что наблюдения позволяют отбросить модели с неэффективным замедлением нейтронной звезды.

В третьей главе диссертации исследована связь между популяцией массивных рентгеновских двойных и недавним звездообразованием в Магеллановых Облаках. Основным результатом, полученным в этой части работы, является зависимость числа массивных рентгеновских двойных от времени, прошедшего с момента звездообразования, NHMXB (t). Глава состоит из 3 разделов. В разделе 3. обсуждается эволюция числа массивных рентгеновских двойных после вспышки звездообразования и рассматриваются факторы, влияющие на нее. Показано, что ее необходимо учитывать при исследовании массивных рентгеновских двойных в индивидуальных звездных скоплениях. На примере БМО продемонстрировано, что она приводит к тому, что линейная связь между числом этих систем и темпом звездообразования в звездных скоплениях необязательно является универсальной и может нарушаться. Показано, что распределение массивных рентгеновских двойных по областям с различными историями звездообразования можно использовать для восстановления зависимости NHMXB (t). Раздел 3. посвящен восстановлению недавней истории звездообразования в Малом Магеллановом Облаке. Исследованы различные факторы, влияющие на точность этой процедуры и показано, что основную неопределенность в нее вносят неточности моделей эволюции массивных звезд. Путем аппроксимации наблюдаемых диаграмм цвет-светимость модельными изохронами получена история звездообразования в ММО за последние 100 млн. лет. В разделе 3.3 путем сравнения распределения массивных рентгеновских двойных в ММО с пространственноразрешенной историей звездообразования восстановлено поведение их числа как функции времени, прошедшего после вспышки звездообразования. Здесь же обсуждается характер полученной зависимости и делаются сравнения с эволюцией темпа вспышек сверхновых II-ого типа и предсказаниями моделей популяционного синтеза.

Четвертая глава диссертации посвящена проявлению спиральной структуры в распределении массивных рентгеновских двойных и состоит из двух разделов. В разделе 4.1 обсуждается проявление спиральной структуры в различных индикаторах звездообразования. Построена простая кинематическая модель, показывающая, что вследствие того, что популяция массивных рентгеновских двойных зависит от темпа звездообразования, происходившего 5–60 млн.

лет назад, их положение не будет совпадать со спиральной структурой, наблюдаемой в традиционных индикаторах, например, в линии H. В разделе 4.2, используя наблюдения М51 обсерваторией Chandra, изучено распределение различных классов рентгеновских источников относительно спиральных рукавов этой галактики, наблюдаемых в линии H Показано, что характер распределения массивных рентгеновских двойных относительно ярких областей HII совместим с предсказаниями модели. Также предсказано распределение массивных рентгеновских двойных в нашей Галактике и продемонстрировано, что оно может существенно отличаться от распределений таких молодых объектов, как ультракомпактные области HII.

Пятая глава диссертации посвящена ограничениям на светимость центрального источника в остатке от вспышки сверхновой SN1987A по данным обсерваторий XMM-Newton и ИНТЕГРАЛ, полученным в рамках исследования популяции рентгеновских источников в БМО. Она состоит из одного раздела, в котором описана процедура получения верхнего предела и обсуждаются полученные результаты.

Глава Массивные рентгеновские двойные в Магеллановых Облаках Изучение рентгеновских источников в наших близких соседях – Магеллановых Облаках (МО) – началось еще во времена обсерватории им. Эйнштейна (Ванг и др., 1991). В то время как в мягком рентгеновском диапазоне заметная часть источников в этих галактиках является остатками вспышек сверхновых, на энергиях выше нескольких килоэлектронвольт основной вклад вносят массивные и маломассивные рентгеновские двойные. Соотношение чисел последних в галактике определяется отношением темпа звездообразования к звездной массе в ней, SFR/M (Гримм и др., 2003; Гильфанов, 2004). Вследствие сравнительно невысокой массы Магеллановых Облаков (раздел 1.2.2) и заметного темпа звездообразования (раздел 1.2.3), величина SFR/M для этих галактик составляет 2 · 1010 109 год1, что как минимум на порядок превышает соответствующее значение в Млечном Пути. Таким образом, популяция рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках доминируется массивными системами. Знаменательным событием в изучении популяций массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках стал запуск обсерватории РОСАТ. Действительно, если до 1995 года было известно всего около 10 систем этого класса, то к 2000 году, благодаря наблюдениям МО этой обсерваторией, их число возросло до (Лю и др., 2005; Хаберл и Питч., 1999; Кахабка, 2002). Еще более значительный скачок в числе массивных рентгеновских двойных произошел после запуска обсерваторий XMM-Newton и Chandra, в результате чего на данный момент в Магеллановых Облаках известно уже 100 источников этого класса.

Изучение популяции массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках представляет особый интерес по следующим причинам.

1. Близость Магеллановых Облаков.

Благодаря небольшому расстоянию до Магеллановых Облаков, d

12 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

60 кпс (Вестерлунд, 1997), появляется возможность детектировать даже слабые источники за сравнительно небольшое наблюдательное время. Действительно, чувствительность в типичном наведении обсерваторий Chandra и XMM-Newton составляет 1014 эрг/с/см2, что на расстоянии Магеллановых Облаков соответствует светимости 3 4 · 1033 эрг/с. Именно этим фактором (не считая заметного темпа звездообразования) и обусловлено большое число идентифицированных массивных рентгеновских двойных в МО. Это дает возможность исследовать свойства популяции массивных рентгеновских двойных с малыми светимостями, которые сложно изучать в нашей Галактике вследствие сильно варьирующегося поглощения и ее неоднородного покрытия (и, соответственно, чувствительности обзоров). Другая причина, делающая изучение массивных рентгеновских двойных в МО удобным, заключается в том, что все они находятся практически на одном расстоянии от нас и вычисление светимости источника не представляет труда. Кроме того, МО расположены на больших Галактических широтах, вследствие чего поглощение в направлении на эти галактики невелико, как и вклад объектов Млечного Пути.

2. Интенсивное звездообразование.

Наличие ряда уникальных комплексов звездообразования в Магеллановых Облаках вместе с большим числом массивных рентгеновских двойных позволяет детально исследовать связь между популяцией этих систем и недавним звездообразованием. В качестве примера можно привести гигантскую оболочку нейтрального водорода LMC 4, характерный размер которой составляет 1 кпс и туманность 30 Dor со сверхмассивным звездным скоплением R136 (HD 38268) в центре, возраст которого составляет всего 1 2 млн. лет. Близость МО дает возможность подробно исследовать свойства таких звездообразующих областей. В частности, появляется возможность восстанавливать историю звездообразования звездного населения по диаграммам Герцшпрунга-Рассела, начальную функцию масс и.т.д.

3. Низкое обилие тяжелых элементов.

Хорошо известно, что металличность МО заметно ниже металличности нашей Галактики (Вестерлунд, 1997). Например, межзвездная среда и молодые звездные скопления в БМО имеют обилие тяжелых элементов 1/ от солнечного, а обилие тяжелых элементов в ММО еще меньше (Вестерлунд, 1997; Гарнетт, 1999; Корн и др., 2002). Влияние металличности на свойства популяции рентгеновских двойных экспериментально изучено слабо. Однако модельные расчеты показывают, что оно может быть значительным вследствие того, что металличность влияет на интенсивность звездного ветра звезды-компаньона и на время, которое она проводит на различных эволюционных стадиях (Дрэй, 2006). Таким образом, рентгеновские наблюдения Магеллановых Облаков дают уникальную возможность исследовать влияние обилия тяжелых элементов на свойства попуНаблюдения ляции массивных рентгеновских двойных.

Однако, с другой стороны, близость Магеллановых Облаков усложняет изучение массивных рентгеновских двойных в нем. Действительно, угловой размер БМО на небе составляет 10 10, в результате чего покрытие существенной доли этой галактики требует множества наведений таких обсерваторий, как XMM-Newton и Chandra. Это приводит к низкой пространственной плотности рентгеновских двойных по сравнению с Активными Ядрами Галактик (АЯГ), вследствие чего возникает проблема идентификации рентгеновских двойных на фоне превосходящей популяции АЯГ. Таким образом, поиск массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках представляет собой трудоемкую задачу. Имеющиеся каталоги массивных рентгеновских двойных в МО основаны на ряде критериев, включающих в себя наличие пульсаций рентгеновского потока, а также свойствах оптических компаньонов и рентгеновского излучения (например, Лю и др., 2005). Существенной особенностью этих каталогов, ограничивающей возможность их применения для исследования свойств популяции массивных рентгеновских двойных, является их невысокая полнота, количественных оценок которой не существует.

К счастью, как будет показано ниже, угловое разрешение обсерваторий XMM-Newton и Chandra позволяет решить эту проблему. В данной главе диссертации мы исследуем компактные рентгеновские источники в направлении на Магеллановы Облака, используя архивные данные обсерватории XMM-Newton и идентифицируем среди них популяцию массивных рентгеновских двойных.

Особый упор делается на исследование полноты каталога на малых потоках Это позволяет использовать его для изучения частот возникновения даже самых слабых объектов.

Модуль расстояния до БМО и ММО принимается равным m M = 18.5 и m M = 18.9 (Вестерлунд, 1997) соответственно, что отвечает расстояниям в D 50 и 60 кпс.

1.1 Наблюдения Мы использовали 23 наведения обсерватории XMM-Newton в направлении на БМО и 9 в направлении на ММО с чувствительностью, превышающей несколько 1014 эрг/с/см2 в диапазоне 2–10 кэВ (см. таблицу 1.1). Поля зрения обсерватории, наложенные поверх изображений МО в далеком ИК диапазоне (IRAS, 100µ) показаны на рис. 1.1 и 1.2.

1.1.1 Обсерватория XMM-Newton Обсерватория XMM-Newton была запущена Европейским Космическим Агенством в декабре 1999 года. Основными ее инструментами являются три телескопа косого падения типа Уолтера и 30 см телескоп, работающий в оптическом/УФ диапазоне

14 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

Рис. 1.1 Большое Магелланово Облако в далеком ИК диапазоне (IRAS, 100µ).

Окружности показывают наведения обсерватории XMM-Newton, использованные в работе.

Рис. 1.2 Малое Магелланово Облако в далеком ИК диапазоне (IRAS, 100µ).

Окружности показывают наведения обсерватории XMM-Newton, использованные в работе.

(http://xmm.vilspa.esa.es/external/xmm user support/documentation/uhb/index.html).

В фокальных плоскостях телескопов Уолтера расположены ПЗС матрицы двух типов – 2 EPIC MOS (размер пиксела 1.1 ) и 1 EPIC PN (размер пиксела 4.1 ), работающие в энергетическом диапазоне 0.15–15 кэВ и имеющие энергетическое разрешение E/ E 20 50. Часть излучения в двух телескопах также проходит через спектроскопические решетки. За счет этого эффективная собирающая площадь для телескопов с детекторами EPIC MOS в два раза ниже, чем для телескопа с EPIC PN. Характерная чувствительность, достигаемая с экспозицией 10 кс в диапазоне 0.15-15 кэВ составляет 1014 эрг/с/см2. Отметим, что чувствительность падает с удалением от центра поля зрения. Угловой размер поля зрения телескопов составляет 30, размер функции отклика на точечный источник 6 (FWHM). Форма функции отклика зависит от расстояния от центра поля зрения.

Детекторы EPIC MOS и EPIC PN имеют несколько режимов функционирования, отличающихся разными максимально допустимыми потоками источников, мертвым временем, временным разрешением, а также типом получаемой информации. В этой работе используются данные режимов Large Window и Small Window в которых с детекторов собирается пространственная информация в двух координатах.

Инструментальный фон детекторов EPIC состоит из двух компонент – шума детектора, который становится важен на энергиях менее 200 эВ и компоненты, обусловленной взаимодействием заряженных частиц с конструкцией телескопа и детекторами, которая особенно важна на энергиях порядка нескольких кэВ.

Последнюю в свою очередь можно подразделить на постоянную компоненту и вспышечную, которая обусловлена протонами низких энергий (E S) = где Sj – поток j-ого источника.

Для вычисления телесного угла обзора, как функции потока, мы создавали на картах фона, полученных в разделе 1.1.2, модельные источники, используя форму функции отклика из калибровочных файлов наведения. Далее мы воспроизвели процедуру вычисления функции правдоподобия в подпрограмме emldetect и рассчитали для каждого направления на небе минимальный поток источника, детектируемый при выбранном пороге Llim. Полученная функция A(S) приведена на рис. 1.3. Из рисунка очевидно, что эффекты неполноты начинают играть роль на потоках < 1013 эрг/с/см2. Площадь обзора на больших потоках составляет A0 1.48 кв. град. для ММО и A0 3.77 кв. град. для БМО. Кривые подсчетов, скорректированные на эффекты неполноты, приведены на рис.1.4.

1.2 Рентгеновские источники в направлении на МО 1.2.1 Фоновые источники и источники в нашей Галактике Суммарное число источников в БМО с потоками FX [2 10 кэВ] > 3.3 · эрг/с/см2 (что соответствует светимости 1034 эрг/с) составляет 181. После коррекции на неполноту (уравнение (1.2)) получаем Nobs (> 3.3 · 1014 ) 214.

Согласно кривой подсчета log(N) log(S), полученной в работе Моретти и др.

20 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

(2003), ожидаемое число фоновых активных ядер галактик в телесном угле 3. кв. град. составляет NCXB (> 3.3·1014 ) 218+117. Из сравнения этих чисел становится очевидно, что подавляющее число рентгеновских источников в направлении на БМО представляют собой активные ядра галактик. Аналогичную оценку можно сделать и для ММО. В данном случае получим число источников с потоками FX [2 10 кэВ] > 2.3 · 1014 эрг/с/см2 (что соответствует светимости эрг/с), скорректированное на неполноту N(> 2.3 · 1014 ) 192 против ожидаемых в 1.48 кв. град. 148 фоновых источников. Таким образом, в популяция рентгеновских источников в направлении на ММО также доминируется АЯГ.

Другими источниками, не связанными с МО, но входящими в полученный список, могут являться звезды в нашей Галактике. Однако вклад таких звезд будет намного меньше и они в дальнейшем отбрасываются нашей процедурой идентификации массивных рентгеновских двойных (см. раздел 1.3).

1.2.2 Маломассивные рентгеновские двойные При пороговой чувствительности обзора, составляющей FX (1 3) · эрг/с/см2, что соответствует светимости LX 3 · 1033 1034 эрг/с на расстоянии МО, внутренние источники Магеллановых Облаков доминируются рентгеновскими двойными. Их суммарное число пропорционально звездной массе и темпу звездообразования для маломассивных и массивных рентгеновских двойных соответственно.

Звездную массу МО можно оценить, используя их светимость в оптическом диапазоне. Согласно каталогу RC3 (де Вокулер и др., 1991), скорректированная на межзвездное поглощение звездная величина в диапазоне V составляет VTo 0.13 для БМО и VTo 1.92 для ММО, что соответствует светимостям

LMC SMC

LLMC 1.9 · 109 L и LSMC 4.6 · 108 L. Используя цвета (B V)LMC 0.44 и (B V)SMC 0.36 (де Вокулер и др., 1991) и результаты работы Белл, де Джонг (2001), получаем, (M/L)V 0.77 и (M/L)V 0.59 в солнечных единицах, что дает звездную массу M 1.5 · 109 M для БМО и M 2.7 · 108 M для ММО.

Согласно результатам, полученным в работе Гильфанов (2004), такие массы соответствуют 8 и 1 маломассивным рентгеновским двойным со светимостями LX > 1035 эрг/с в БМО и ММО соответственно. Эти числа согласуются с наблюдениями, т.к. на данный момент известна только одна маломассивная рентгеновская двойная в БМО и ни одной в ММО.

1.2.3 Массивные рентгеновские двойные Число массивных рентгеновских двойных тесно связано с интенсивностью звездообразования в галактике. Однако определение темпа звездообразования в Магеллановых Облаках при помощи стандартных индикаторов звездообразования является нетривиальной задачей. К примеру, соотношение между светимостью в ИК диапазоне и темпом звездообразования откалибровано для случая большой оптической толщи галактики (например, для галактик со всплеском §1.2 Рентгеновские источники в направлении на МО звездообразования). Вследствие того, что оптическая толща МО невелика и существенная доля излучения молодых звезд может покидать их не поглощаясь, темп звездообразования, полученный по этим индикаторам, может быть заметно меньше реального (Белл, 2003). Ниже мы приводим оценки темпа звездообразования в Магеллановых Облаках, основанные на различных индикаторах звездообразования. Все значения нормированы на диапазон звездных масс 0. M, предполагая Салпитеровскую начальную функцию масс (НФМ).

Темп звездообразования в МО Большое Магелланово Облако Корректируя суммарную светимость БМО в линии H на межзвездное поглощение A(H ) 0.3, Кенникатт (1995) оценил значение темпа звездообразования в БМО:

Как отмечено в работе Кенникатта (1991), индикаторы звездообразования, основанные на излучении в линии H, могут недооценивать темп звездообразования в МО из-за неопределенности в доле ионизирующего излучения, поглощаемой этих галактиках и неучтенного вклада диффузного ионизованного газа. Принимая во внимание эти факторы, Кенникатт (1991) оценил верхний предел на темп звездообразования: SFR< 0.6 M /год.

Согласно каталогу наблюдений обсерваторией IRAS больших галактик (Райс и др., 1988), суммарная светимость БМО в ИК-диапазоне составляет LIR 2.54 · 1042 эрг/с. Используя калибровку из работы Кенникатта (1998), получаем:

что согласуется со значением, основанным на излучении в H. Однако ИК излучение также может недооценивать темп звездообразования в таких галактиках, как Магеллановы Облака из-за большой доли излучения, выходящей из галактики без поглощения (напр., Белл, 2003).

Индикатором звездообразования, слабо подверженным такого рода неопределенности, является комбинация УФ и ИК излучения. Поток от БМО в УФ диапазоне был измерен обсерваторией D 2 B-Aura (Вангиони-Флам и др., 1980), F = 3.36 · 109 и 1.95 · 109 эрг/с/см2 /A на длинах волн = 1690A и 2200A соответственно. Корректируя эти значения на межзвездное поглощение (E(B– V)=0.075, A1690 = 0.59 и A2200 = 0.72) и следуя работе Белл (2003), получаем при помощи калибровки из работы Кенникатта (1998):

соответственно. Эти значения согласуются с темпом звездообразования, полученным по одному потоку в УФ диапазоне, скорректированному на поглощение

22 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

(Вангиони-Флам и др., 1980):

где нижние и верхние границы соответствуют неопределенности в корректировке на поглощение.

Филипович и др. (1998) из сравнения данных радио и рентгеновского диапазонов оценили число остатков вспышек сверхновых в БМО (NSNR =36). Исходя из соотношения возраст – поток в радиодиапазоне, они оценили темп вспышек сверхновых в одну сверхновую за 100 ± 20 лет, что соответствует темпу звездообразования Темпы звездообразования полученные из формул (1.5–1.7) более соответствуют физическим условиям в Магеллановых Облаках, чем остальные и качественно согласуются друг с другом. Поэтому в дальнейшем мы принимаем:

Малое Магелланово Облако Вилке и др. (2004), используя данные обсерватории ISOPHOT и калибровку из работы Кенникатта (1998), получили темп звездообразования в ММО:

SFR(IR)=0.015 M /год. Однако, авторы отметили, что это значение недооценивает темп звездообразования вследствие того, что оптическая толща этой галактики мала и дали более реалистичную оценку:

Используя светимость ММО в ИК диапазоне из работы Вилке и др. (2004) LIR = 3.21 · 1041 эрг/с и используя формулу (5) из работы Белл (2003), которая учитывает неопределенность упомянутую выше, мы получили:

Используя светимость ММО в линии H, Кенникатт (1995) оценил темп звездообразования в нем:

Кенникатт (1991) дал консервативный верхний предел, учитывающий тот факт, что индикатор, основанный на излучении в H, может недооценивать интенсивность звездообразования:

Как уже отмечалось выше, более надежным индикатором звездообразования является комбинированное УФ и ИК излучение Основываясь на потоке в УФ §1.2 Рентгеновские источники в направлении на МО диапазоне, измеренном обсерваторией D 2B-Aura (Вангиони-Флам и др., 1980) на длине волны = 1690A и корректируя его на поглощение, при помощи калибровки из работы Кенникатт (1998) мы получаем:

Это значение согласуется с темпом звездообразования, рассчитанным только по потоку в УФ диапазоне, скорректированным на поглощение:

Существует также оценка темпа звездообразования в ММО на основе частоты вспышек сверхновых. Филипович и др. (1998) оценил последнюю в одну сверхновую в 350 ± 70 лет. Мы переводим это значение в темп звездообразования в интервале масс 0.1-100M, предполагая Салпитеровскую НФМ:

Эта оценка согласуется со значением, полученным в работе Харрис, Зарицкий (2004) путем аппроксимации наблюдаемых диаграмм цвет-светимость модельными изохронами:

Это значение соответствует недавнему звездообразованию, происходившему 4 5 млн. лет назад.

Таким образом, значения темпа звездообразования в ММО, полученные по различным индикаторам звездообразования имеют разброс с фактором 10.

Стандартные индикаторы (ИК, УФ, H ) дают сравнительно небольшое значение 0.05 M /год, в то время как оценки, основанные на частоте вспышек сверхновых и анализе диаграмм цвет-светимость, дают значительно больший темп звездообразования 0.3 0.4 M /год. В дальнейшем мы принимаем темп звездообразования в ММО:

Однако заметим, что метод, основанный на анализе диаграмм цвет-светимость является наиболее надежным. Обсуждение результатов, полученных по различным индикаторам звездообразования, может также быть найдено в работе Вилке и др. (2004).

Обилие массивных рентгеновских двойных в МО Используя оценки темпа звездообразования в Магеллановых Облаках, полученные выше, и калибровку Гримм и др. (2003), можно рассчитать ожидаемое число массивных рентгеновских двойных в этих галактиках. При этом необходимо принять во внимание, что Гримм и др. (2003) использовали темпы

24 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

звездообразования, полученные главным образом по индикаторам, основанным на излучении в радио и ИК диапазонах. Недавняя перекалибровка этих индикаторов (Белл, 2003) привела к соотношениям SFR-radio и SFR-IR, отличающихся от общепринятых (Кондон, 1992; Кенникатт, 1998) на факторы 2. и 0.7 соответственно. С учетом новой калибровки значения темпов звездообразования, использованные в работе Гримм и др. (2003) эффективно соответствуют 1/3 1/2 от суммарного темпа образования звезд в интервале масс 0.1 100 M. Поэтому в дальнейшем мы изменяем коэффициенты в их формулах (6) и (7) на 1.1 и 1.8 соответственно.

Во всем БМО, для темпа звездообразования SFR=0.5 ± 0.25 M /год, мы предсказываем 60 ± 30 массивных рентгеновских двойных со светимостями 1035 эрг/с. Для ММО соответствующие значения составляют SFR=0. 0.4 M год1 и 6 49 массивных рентгеновских двойных со светимостями 1035 эрг/с. Эти значения наглядно демонстрируют, что популяция рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках доминирована системами с массивными компаньонами. В БМО существуют три “исторических” ярких массивных рентгеновских двойных, LMC X-1 (LX 1.5 · 1038 эрг/с), LMC X-3 (LX 1.5 · эрг/с) и LMC X-4 (LX 0.4 · 1038 эрг/с). Их число согласуется с предсказаниями NHMXB (LX 0.4 · 1038 ) 1.5 ± 0.6. Аналогично, в БМО есть одна маломассивная рентгеновская двойная, LMC X-2, средняя светимость которой составляет LX 1.5 · 1038 эрг/с, что также согласуется с предсказываемым числом NLMXB (LX 1.5 · 1038 ) 0.23.

Для того, чтобы оценить ожидаемое число массивных рентгеновских двойных в области МО, покрытой наведениями XMM, мы оцениваем темп звездообразования в них по данным далекого ИК диапазона. Пользуясь картами БМО, полученными обсерваторией IRAS (предоставленными службой SkyView, МакГлинн и др. (1996)) и значениями темпа звездообразования в БМО, полученными выше (формула (1.8)), получаем При этом половина звездообразования сосредоточена в трех наведениях XMM на область 30 Doradus. Аналогичное значение для Малого Магелланова Облака составляет:

С этими значениями мы предсказываем 11 ± 5 и 2 18 массивных рентгеновских двойных со светимостями 1035 эрг/с1 в наблюдаемой части Большого и Малого Магелланова Облаков соответственно.

1.2.4 Другие источники в Магеллановых Облаках Кроме рентгеновских двойных популяция рентгеновских источников в Магеллановых Облаках может содержать также одиночные пульсары, катаклизмиРентгеновские источники в направлении на МО Рис. 1.4 Кумулятивное распределение log(N)–log(S) точечных рентгеновских источников в направлении на Большое (слева) и Малое (справа) Магеллановы Облака. Тонкая и толстая гистограммы показывают наблюдаемые и скорректированные на неполноту (см. раздел 1.1.4) распределения соответственно.

Прямая линия показывает предсказания для АЯГ (Моретти и др., 2003).

ческие переменные и двойные звезды Вольфа-Райе со сталкивающимися ветрами.

В наблюдаемой области БМО находятся два одиночных рентгеновских пульсара: PSR B0540–6910 и PSR J0537–6910, которые мы в дальнейшем исключаем из анализа. Кроме того, в БМО находятся две известных рентгеновских новых.

Отметим, что оба этих класса источников в конечном итоге отбрасываются процедурой поиска массивных рентгеновских двойных и/или за счет выбора довольно жесткого энергетического диапазона для детектирования источников.

Звезды Вольфа-Райе в двойных системах также могут излучать в рентгеновском диапазоне. Излучение в данном случае возникает за счет сталкивающихся ветров компаньонов (Черепащук, 1976). Типичные рентгеновские светимости таких объектов не превосходят несколько·1034 эрг/с. Несколько систем этого класса расположено в области звездообразования 30 Dor и обсуждается в разделе 1.3.2.

1.2.5 Log(N)–Log(S) рентгеновских источников в Магеллановых Облаках Как отмечено выше, популяция рентгеновских источников в направлении на Магеллановы Облака состоит главным образом из двух типов источников – фоновых активных ядер галактик и массивных рентгеновских двойных, являющихся внутренней популяцией для этих галактик. Распределение log(N)–log(S)

26 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

для обоих типов источников в рассматриваемом диапазоне потоков следует степенным законам с дифференциальными наклонами 2.5 (АЯГ) и 1.6 (массивные рентгеновские двойные). Вследствие существенной разницы в наклонах, их относительный вклад сильно зависит от потока. На больших потоках, FX > (2 3) · 1013 эрг/с/см2 (LX > 1035 эрг/с), доминируют массивные рентгеновские двойные, в то время как на малых большую часть источников составляют фоновые источники. Это наглядным образом иллюстрируется рисунком 1.4, на котором показаны наблюдаемые и скорректированные на неполноту кривые подсчета для всех источников. На малых потоках распределения согласуются с предсказаниями для фоновых источников, в то время как на больших очевиден заметный вклад популяции массивных рентгеновских двойных.

1.3 Идентификация массивных рентгеновских двойных Массивные рентгеновские двойные в Магеллановых Облаках составляют только малую долю от общего числа рентгеновских источников. Поэтому для изучения свойств популяции массивных рентгеновских двойных необходимы критерии, которые позволили бы отождествить их на фоне превосходящей популяции неинтересующих нас объектов. Вследствие сравнительно небольшой разницы в спектрах рентгеновского излучения активных ядер галактик и массивных рентгеновских двойных, на их основе трудно построить надежные критерии такого рода. Это особенно актуально для слабых источников, т.к. в этом случае большие статистические ошибки могут минимизировать спектральные различия. Поэтому для идентификации массивных рентгеновских двойных удобно привлекать данные других диапазонов. Действительно, оптическое излучение массивных рентгеновских двойных доминировано звездами-компаньонами свойства которых хорошо известны (ван Парадайс и ван ден Хойвел, 1995). Это можно использовать для создания ряда критериев, которым должны удовлетворять оптические компаньоны рентгеновских источников и, таким образом, для поиска потенциальных массивных рентгеновских двойных. Кроме того, можно использовать комбинированные критерии, основанные на оптическом и рентгеновском диапазонах. Таковым, например, является отношение рентгеновского потока к оптическому, позволяющее отбросить звезды в нашей Галактике. Для идентификации массивных рентгеновских двойных в БМО мы также используем данные о собственном движении звезд. Это позволяет отбросить часть объектов в нашей Галактике, т.к. скорость их перемещения по небу может быть значительно выше, чем для объектов в Магеллановых Облаках, которая не превышает нескольких миллисекунд дуги в год (Вестерлунд, 1997).

§1.3 Идентификация массивных рентгеновских двойных 1.3.1 Оптические свойства компаньонов массивных рентгеновских двойных Массивные рентгеновские двойные излучают за счет аккреции вещества массивного компаньона раннего спектрального класса на компактный объект. Механизм аккреции может быть связан либо (i) с истечением сильного звездного ветра от ОВ-сверхгиганта, либо (ii) с экваториальным околозвездным диском около Be звезды (напр. Корбе, 1986; ван Парадайс и ван ден Хойвел, 1995). В Большом Магеллановом Облаке известны как системы первого класса, так и последнего. В Малом Магеллановом Облаке, напротив, большинство известных массивных рентгеновских двойных являются системами с Ве звездами, а система со сверхгигантом известна только одна (SMC X-1; Кое и др. (2004)).

Большое количество известных массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках позволяет получить критерии отбора напрямую из наблюдений. Например, Кое и др. (2004) изучили оптические свойства систем с Ве-компаньонами в ММО. Большинство массивных рентгеновских двойных с идентифицированными оптическими компаньонами в их списке (32 из 34) имеют звездные величины в диапазоне mV = 14 17. Исключения составляют SMC X-1 со звездной величиной компаньона-сверхгиганта mV = 13.2 и рентгеновский пульсар CXOU J010042.8–721132 с mV = 18.01 (каталог OGLE, Удальский и др., 1998), который вероятно является не массивной рентгеновской двойной, а аномальным рентгеновским пульсаром (Лэмб и др., 2002).

Такая картина согласуется с ожиданиями, основанными на положених возможных компаньонов массивных рентгеновских двойных на диаграмме цветсветимость, модуле расстояния до ММО (m M)0 = 18.9 (Вестерлунд, 1997) и межзвездном поглощении для звезд в этой галактике AV (ММО) 0.46 (Зарицкий и др., 2002). Действительно, ОВ сверхгиганты и яркие гиганты (классы светимости I–II) имеют абсолютные звездные величины MV 7 4, соответствующие видимым звездным величинам mV 12.5 15.5. Положение Be звезд на диаграмме цвет-светимость близко к главной последовательности. Видимые звездные величины mV < 17 18 соответствуют спектральным классам ранее B3–B5 для таких звезд (B5–B7 для гигантов), что согласуется со свойствами компаньонов массивных рентгеновских двойных в нашей Галактике (Лю и др., 2000). Так как потенциальные компаньоны массивных рентгеновских двойных имеют спектральные классы ранее В3–В5, их цвета в оптическом и ближайшем ИК-диапазонах составляют B–V< 0.20 и J–K< 0.16. Принимая во внимание межзвездное поглощение получаем B–V, J–K < 0.1 0.2. Эти значения согласуются с B-V цветами массивных рентгеновских двойных, исследованных в работе Кое и др. (2004). Однако известно, что в ИК-диапазоне Be звездам свойственен избыток излучения, связанный со свободно-свободными и свободносвязанными переходами в диске (Герц и др., 1974). Поэтому, значения цветов J–K могут быть и больше, чем приведенные выше.

Аналогичные рассуждения можно провести и для систем в Большом Магеллановом Облаке, принимая во внимание модуль расстояния до этой галактики

28 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

Рис. 1.5 Слева: Отношение числа совпадений между рентгеновскими источниками и звездами (каталог USNO-B) к ожидаемому числу случайных совпадений в БМО, как функция радиуса поиска. Справа: Разница между числом совпадений и ожидаемым числом случайных совпадений в БМО. Рисунок демонстрирует поведение числа истинных совпадений в зависимости от радиуса поиска. Вертикальная штриховая линия на обоих рисунках показывает радиус поиска 3.6.

(m M)0 = 18.5 (Вестерлунд, 1997) и межзвездное поглощение для звезд в ней AV (БМО) 0.55 (Зарицкий и др., 2004). Мы получаем, что компаньоны массивных рентгеновских двойных в БМО имеют звездные величины mV < 16.5 17.5, mR < 16.2 17.0 и цвета B–V, V–R, J–K < 0.1 0.2.

Используя полученные выше критерии, можно построить процедуру для идентификации массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках.

Отметим, что подавляющее большинство активных ядер галактик имеют существенно более слабые потоки в оптическом диапазоне и находятся в красной части спектра, т.е. имеют большие значения цветов B–V, J–K, V–K и.т.д.

1.3.2 Идентификация массивных рентгеновских двойных Каталоги и критерии отбора Для поиска кандидатов в массивных рентгеновские двойные в БМО мы использовали следующие каталоги.

1. USNO-B, v. 1.0 (Моне и др., 2003).

2. Guide Star Catalog, v. 2.2.1 (GSC2.2.1) (Моррисон и др., 2001).

3. Обзор Магеллановых Облаков (The CCD survey of the Magellanic Clouds, §1.3 Идентификация массивных рентгеновских двойных 4. Обзор всего неба на 2 мкм (2MASS, Кутри и др. (2003)).

5. Каталог точечных источников в ближнем ИК-диапазоне (DENIS, Циони и др. (2000)).

В качестве первого шага мы провели корреляцию каталога рентгеновских источников с источниками из каталогов USNO-B, GSC и Масси (2002), используя радиус поиска 3.6 и следующие критерии отбора: R < 17.5, R I < 1.5, B R < 1. и V R < 1.5. Если оптический объект присутствовал одновременно в каталогах USNO-B и GSC, мы использовали фотометрию из последнего, вследствие ее более высокой точности. Из-за невысокого качества фотометрии в данных каталогах пределы по цвету взяты намного выше, чем возможные цвета компаньонов массивных рентгеновских двойных. Такие пределы также могут помочь в областях с высоким поглощением (например, 30 Dor).

Далее для всех рентгеновских источников, вблизи которых были найдены подходящие оптические звезды, был проведен поиск источников в каталогах звезд ближнего ИК-диапазона 2MASS и DENIS, используя такой же радиус поиска, как и ранее. После этого были применены следующие критерии отбора.

1. Все рентгеновские источники, имеющие цвета J–K или I–K >0.7 были исключены из дальнейшего анализа.

2. Все рентгеновские источники (за исключением нескольких сомнительных случаев), имеющие оптические компаньоны с собственным движением были отброшены (все такие источники имели движение > 10 миллисекунд 3. Рентгеновские источники, имеющие низкое отношение рентгеновского потока к оптическому, FX /Fopt < 103, были отброшены. Для вычисления оптического потока мы использовали соотношение Fopt = 3.83 · 106 · 10mR /2.5 эрг/с/см2. Такие невысокие FX /Fopt типичны для звезд в нашей Галактике, а не массивных рентгеновских двойных. Все известные массивные рентгеновские двойные в БМО имеют FX /Fopt > 102, за исключением RXJ0532.5-6551 и RXJ0520.5–6932, которые имеют FX /Fopt 3.6 · 103 и 4.6 · 103 соответственно.

4. Если рентгеновский источник имел также пересечение с оптической звездой из каталога Масси (2002), имеющего высокую фотометрическую точность, мы использовали оптические цвета из него. Источники со спектральными классами позднее A0 были отброшены.

Радиус поиска Выбор радиуса поиска играет важную роль при поиске оптических компаньонов массивных рентгеновских двойных. Заниженное значение радиуса поиска может привести к потере значительной доли массивных рентгеновских двойных, в то время как слишком большое – к большому числу ложных совпадений.

30 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

Для выбора радиуса поиска, подходящего для поиска оптических компаньонов, мы провели анализ зависимости числа совпадений между рентгеновскими источниками и звездами из каталога USNO-B, как функции радиуса поиска. С этой целью использовались все звезды каталога независимо от их звездной величины и цвета. Отметим, что значительная доля звезд представлена в каталоге USNO-B по нескольку раз. Это связано с тем, что этот каталог основан на обработке изображений, сделанных в разные времена, и одна и та же область на небе может быть покрыта многократно. Поэтому абсолютное число совпадений необходимо интерпретировать с осторожностью.

Для больших значений радиуса поиска, r0 > 10 20, число совпадений асимптотически следует закону Nmatch r0, соответствующему случайным совпадениям (рис. 1.5, левая панель). Так как неопределенность локализации источников обсерваторией XMM-Newton не превышает нескольких угловых секунд дуги, на малых значениях радиуса поиска доминируют истинные совпадения. Как очевидно из рис. 1.5, выбранное значение радиуса поиска, r0 = 3.6, позволяет нам найти > 80 90% оптических компаньонов рентгеновских источников (правая панель). С другой стороны, он приводит к разумному числу случайных совпадений (< 50 60%, рис.1.5, левая панель).

Результаты идентификации В результате процедуры поиска осталось 28 потенциальных кандидатов в массивные рентгеновские двойные (таблица 1.2). Из них 9 источников имеют свойства, согласующиеся с описанными выше св-вами оптических компаньонов.

Эти источники мы рассматриваем как вероятные (в дальнейшем также называемые надежными) массивные рентгеновские двойные. Все известные массивные рентгеновские двойные, находящиеся в наблюдаемой части БМО попали в этот список. Природу остальных источников тяжело установить надежно в рамках доступной информации, поэтому в дальнейшем мы считаем ее неопределенной.

Комментарии касательно отдельных источников:

#9: Этот источник имеет несколько оптических совпадений в каталогах USNO и GSC. Один из источников каталога USNO имеет высокое значение собственного движения и большую Fx /Fopt 102, поэтому, вероятно, является случайным совпадением. Другие три звезды каталога GSC и одна каталога USNO находятся приблизительно рядом друг с другом и, очевидно, не имеют собственного движения. Их цвета имеют большие неопределенности, но тем не менее согласуются с цветами компаньонов массивных рентгеновских двойных. Мы включили этот источник в список вероятных массивных рентгеновских двойных, хотя он и менее надежен, чем остальные.

#12: Этот источник был ранее классифицирован в работе Сасаки и др.

(2000), как кандидат в массивные рентгеновские двойные из-за близкого сверхгиганта спектрального класса B2. Однако, его положение, определенное обсерваторией XMM, находится в 20 от этого сверхгиганта. Это существенно превосходит ошибку на его пространственные координаты r 2.7, и, таким обраИдентификация массивных рентгеновских двойных зом, делает невозможной ассоциацию двух источников. Оптические звезды, найденные вблизи этого источника не позволяют нам прийти к надежному заключению касательно его природы.

#13: Оптический компаньон этого источника был найден в каталоге Масси (2002). Оптические цвета B–V=0.25 и V–R=0.17 не позволяют нам сделать надежное заключение касательно его природы.

Область 30 Doradus Вследствие высокой плотности звезд, качество оптических каталогов USNO и GSC в центральной части этой туманности заметно хуже, чем в других областях БМО. В финальном списке рентгеновских источников в направлении на туманность находится 5 источников. Из них 3 находятся на расстоянии больше 4.5 от центра и поиск их оптических компаньонов не представляет трудности. Оставшиеся два источника, XMMUJ053844.2–690608 и XMMUJ053841.7– 690514 находятся менее чем в одной угловой минуте от центра 30 Dor и совпадают со скоплениями R136 и R140 соответственно. Они были ранее отождествлены с массивными рентгеновскими двойными по данным обсерватории РОСАТ (Ванг, 1995). Однако размеры обоих рентгеновских источников свидетельствуют о том, что они не являются точечными. Действительно, наблюдения обсерватории Chandra показали, что источник XMMUJ053844.2–690608 состоит из одного яркого источника и нескольких слабых, совпадающих с яркими звездами ранних спектральных классов (O3f* или WN) в скоплении R136. В то же время, источник XMMUJ053841.7–690514 находится в скоплении R140, содержащем по меньшей мере две звезды Вольфа-Райе (WN). Принимая во внимание малый возраст скопления R136, < 1 2 млн. лет (Масси и Хантер, 1998), недостаточный для формирования массивных рентгеновских двойных, Портегис Цварт и др. (2002) предположили, что эти источники являются двойными системами со звездами Вольфа-Райе со сталкивающимися ветрами.

Для того, чтобы избежать неопределенности, связанной с классификацией этих объектов, область радиусом 4 вокруг R136 была дальнейшем исключена из анализа. Отметим, что это не влияет на наши дальнейшие заключения.

Полнота списка массивных рентгеновских двойных в БМО Полнота списка рентгеновских двойных определяется следующими факторами:

1. Полнота оптических каталогов.

Поиск оптических пересечений основан на каталогах GSC2.2 и USNO-B. GSC2.2 - каталог, основанный на отфильтрованном по звездной величине (V 19.5) каталоге GSC-II ( http://wwwgsss.stsci.edu/gsc/gsc2/GSC2home.htm). Последний полон до 21-ой величины на больших галактических широтах (Моррисон и др., 2001).

32 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

Каталог USNO-B 1.0 также полон до V = 21 (Моне и др., 2003). Однако полнота каталогов, очевидно, может существенно ухудшаться в областях с высокой звездной плотностью. Примером такой области может служить центральная часть 30 Dor, исключенная нами из анализа (раздел 1.3.2).

Вследствие отсутствия карт чувствительности для данных оптических каталогов, количественная оценка этого фактора на полноту списка массивных рентгеновских двойных невозможна. Однако приведенные пределы для полноты превышают порог (17.5), использовавшийся для поиска оптических компаньонов, на 3.5 звездных величины. Поэтому маловероятно, что этот фактор является определяющим.

2. Эффективность поиска, связанная со статистическими и систематическими неопределенностями положений рентгеновских и оптических источников. Этот фактор, вероятно, является одним из основных, влияющих на полноту нашего каталога. Как показано в разделе 1.3.2, с радиусом поиска 3.6 мы детектируем 80 90% истинных совпадений (рис. 1.5).

3. Процедура поиска оптических компаньонов массивных рентгеновских двойных. Процедура основана на ожидаемых оптических свойствах звездкомпаньонов, которые хорошо известны. Поэтому, этот фактор значительно менее важен для полноты каталога, чем предыдущий.

Таким образом, полнота нашего каталога велика. Отметим, что вследствие того, что эффект двух последних факторов зависит от потока, они могут не только уменьшить общее число массивных рентгеновских двойных, но и исказить их функцию светимости на малых потоках. Однако более важным источником неопределенности на малых потоках является наличие источников, природу которых не удалось установить надежно.

1.3.3 Идентификация массивных рентгеновских двойных Каталоги и критерии отбора Для поиска оптических компаньонов массивных рентгеновских двойных были использованы следующие каталоги:

1. Фотометрический Обзор Магеллановых Облаков: ММО (MCPS) (Зарицкий и др., 2002).

2. Guide Star Catalog, v. 2.2.1 (GSC2.2.1) (Моррисон и др., 2001).

3. Каталог звезд в ММО из работы Масси (2002).

4. Обзор всего неба на 2 мкм (2MASS) (Кутри и др., 2003).

§1.3 Идентификация массивных рентгеновских двойных 5. Каталог звезд с эмиссионными линиями в ММО (Мейссониер и Аззопарди, 1993).

6. Обзор 2 кв. град. в Малом Магеллановом Облаке (Эванс и др., 2004).

Поиск кандидатов в Массивные рентгеновские двойные в ММО аналогичен их поиску в БМО. Однако существенным различием между ними является наличие для ММО каталогов с фотометрией высокого качества. Большинство различий между процедурами поиска обусловлены именно этим фактором.

В качестве первого шага мы провели поиск оптических совпадений рентгеновских источников со звездами в каталогах MCPS, GSC и Масси (2002), используя радиус поиска 4 и критерии отбора V < 18.0, B V < 0.6. В случаях, когда пересечения имелись в нескольких каталогах, предпочтение отдавалось каталогу MCPS вследствие его высокой фотометрической точности. Пределы по цвету были выбраны значительно выше, чем возможные цвета оптических компаньонов массивных рентгеновских двойных для того, чтобы учесть неопределенности в фотометрии. Однако заметим, что более высокое качество фотометрии позволило нам существенно понизить пределы по сравнению с процедурой в БМО. В результате данной процедуры было отобрано 54 рентгеновских источника, удовлетворяющих этим критериям.

Далее мы провели кросс-корреляцию отобранных рентгеновских источников с каталогом 2MASS, каталогом звезд с эмиссионными линиями (Мейссониер и Аззопарди, 1993) и каталогом из работы Эванс и др. (2004), содержащем классификацию ряда звезд в ММО.

После этого были применены следующие критерии отбора.

1. В случае, когда оптический источник присутствовал только в каталоге GSC, имеющем сравнительно невысокое качество фотометрии, мы применяли критерии отбора, основанные на данных ближайшего ИК-диапазона (каталог 2MASS). Эти критерии пришлось применить только для одного источника с J–K1.2.

2. Все рентгеновские источники с невысоким отношением рентгеновского потока к оптическому, FX /Fopt < 103, были отброшены. Оптический поток рассчитывался согласно формуле Fopt = 8.0 · 106 · 10mV /2.5 эрг/с/см2.

Такие значения FX /Fopt характерны для звезд в нашей Галактике, в то время как все подтвержденные кандидаты в массивные рентгеновские двойные в ММО имеют FX /Fopt > 3 · 103, причем 90% из них имеют FX /Fopt > 102.

Радиус поиска Как было отмечено выше, качество фотометрии каталога MCPS позволяет использовать более жесткие критерии поиска оптических компаньонов и, таким образом, сократить количество ложных пересечений со звездами поля. Это дает

34 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

возможность использовать больший радиус поиска звезд-компаньонов. Используя плотность оптических звезд в каталоге MCPS, удовлетворяющих критериям отбора и суммарное число рентгеновских источников, получаем для радиуса поиска 4 около 14 ложных совпадений. С другой стороны, типичная ошибка на положение слабого рентгеновского источника составляет 2 (уровень значимости 1). Поэтому в идеальной ситуации мы теряем только 13% источников со слабыми потоками. Однако это число может быть несколько более высоким вследствие ограниченной точности астрометрической привязки.

Высокое качество каталога позволяет также провести более подробный анализ числа совпадений как функции радиуса поиска. Существенную роль здесь играет тот факт, что процедура поиска в большой степени основана на одном каталоге (MCPS) и то, что каждая звезда в нем представлена по одному разу (в отличие от случая с USNO-B). В Приложении мы проводим детальный анализ количества совпадений как функции радиуса поиска и показываем, что в действительности мы теряем только малую часть массивных рентгеновских двойных в ММО.

Результаты идентификации В результате процедуры поиска осталось 50 потенциальных кандидатов в массивные рентгеновские двойные (таблица 1.3). Как следует из раздела 1.3.3, 14 из них могут являться случайными совпадениями со звездами поля. Поэтому дальнейшем мы разделяем источники на надежные массивные рентгеновские двойные и источники, природа которых неопределенна. В первую группу попадают источники, имеющие пульсации рентгеновского потока (согласно результатам ряда работ, см. ссылки в табл. 1.3), эмиссионные линии или известный спектральный класс звезды-компаньона. Последние два критерия идентификации основаны на каталогах Мейссониер и Аззопарди (1993) и Эванс и др. (2004).

Было найдено 32 рентгеновских источника, удовлетворяющих по крайней мере одному из этих критериев. Природу оставшихся 18 источников мы считаем неопределенной. Список источников приведен в таблице 1.3. Об эффективности процедуры поиска можно судить по тому факту, что в него попали все известные массивные рентгеновские двойные в наблюдавшейся части ММО.

Комментарии касательно отдельных источников:

#1: Вследствие большой рентгеновской яркости данного источника (SMC X-1) поток для него был рассчитан используя данные детектора EPIC PN, работающего в режиме малого окна (Small Window).

#17 = RXJ0049.2–7311: Оптические цвета согласуются с предсказаниями для компаньонов массивных рентгеновских двойных. Этот источник был отождествлен с ярким объектом в линии H (Кое и др., 2004) и, возможно, может быть ассоциирован с близлежащим рентгеновским пульсаром AXJ0049- (p=9s).

#34: Оптические цвета согласуются с предсказаниями для компаньонов массивных рентгеновских двойных, однако цвета в ближнем ИК-диапазоне довольИдентификация массивных рентгеновских двойных Рис. 1.6 Функция светимости массивных рентгеновских двойных в ММО, полученная при помощи разных методов (раздел 1.3.4). Сплошная гистограмма соответствует методу, основанному на оптических свойствах массивных рентгеновских двойных, в то время как штриховая гистограмма получена при помощи метода, основанного на рентгеновских цветах. Очевидно, что оба метода дают схожие результаты для источников со светимостями LX > 1035 эрг/с.

но высокие, J–K=0.97.

#35: Оптические цвета согласуются с предсказаниями для компаньонов массивных рентгеновских двойных. Лэмб и др. (2002) классифицировали этот источник как возможный аномальный рентгеновский пульсар (p=8s).

#38: Источник внутри звездного скопления NGC 330. Вследствие высокой звездной плотности надежность его фотометрии невелика.

#49: Оптические цвета согласуются с предсказаниями для компаньонов массивных рентгеновских двойных. Источник находится в 24 от источника AXJ0048.2–7309. Йокогава и др. (2003), основываясь на наличии внутри радиуса 40 (90% значимость для обсерватории ASCA) объекта с эмиссионными линиями в каталоге Мейссониер и Аззопарди (1993) классифицировал этот источник как возможный рентгеновский пульсар с Be компаньоном. Однако положение рентгеновского источника по данным обсерватории XMM исключает ассоциацию рентгеновского источника со звездой с эмиссионными линиями из каталога Мейссониер и Аззопарди (1993). Поэтому в дальнейшем мы считаем, что природа этого источника неопределенна.

Полнота списка массивных рентгеновских двойных в ММО Как и в случае с БМО, полнота списка массивных рентгеновских двойных определяется следующими факторами.

36 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

Рис. 1.7 Слева: Функция светимости массивных рентгеновских двойных в БМО, скорректированная на неполноту. Верхняя гистограмма показывает все источники из таблицы 1.2, кроме двух из области 30 Dor, нижняя показывает только вероятные массивные рентгеновские двойные. Эти гистограммы соответствуют верхней и нижней границам на истинную функцию светимости массивных рентгеновских двойных. Верхняя линия и заштрихованная область показывают предсказания универсальной функции светимости из работы Гримм и др.

(2003), экстраполированной в область малых светимостей и ее неопределенности. Справа: Функция светимости массивных рентгеновских двойных в ММО, скорректированная на неполноту. Сплошные гистограммы – результаты XMM, верхняя показывает все источники из таблицы 1.3, нижняя показывает только вероятные массивные рентгеновские двойные. Гистограмма отмасштабирована (умножена на 2.7) согласно доле темпа звездообразования в ММО, попадающей в наведения обсерватории XMM-Newton. Штриховая гистограмма – результаты обсерватории ASCA (Йокогава и др., 2003). Широкая заштрихованная область между двумя параллельными линиями показывает функцию светимости, предсказываемую степенным законом из работы Гримма и др. (2003). Ее ширина отражает неопределенность в темпе звездообразования в ММО (раздел 1.2.3).

§1.3 Идентификация массивных рентгеновских двойных 1. Полнота оптических каталогов. Полнота каталога MCPS высока для звезд с V 1035 эрг/с, в то время как на малых светимостях метод, основанный на жесткости спектров дает существенно большее число источников. Расхождение скорее всего является следствием статистической неопределенности для потоков источников с малыми светимостями, приводящей к попаданию активных ядер галактик в интервал жесткостей кандидатов в рентгеновские пульсары. Кроме того, на малых потоках может давать заметный вклад популяция сильно поглощенных АЯГ, имеющих жесткие спектры. Очевидно, в рамках описанного в данном разделе метода такие источники будут отождествлены с рентгеновскими пульсарами. Таким образом, можно заключить, что эффективность метода существенно снижается на малых потоках.

1.4 Массивные рентгеновские двойные и АЯГ в направлении 1.4.1 Функция светимости массивных рентгеновских Функции светимости кандидатов в массивные рентгеновские двойные, скорректированные на неполноту, приведены на рис. 1.7. Верхняя и нижняя гистограммы показывают все источники из таблицы 1.2 и только надежные кандидаты в массивные рентгеновские двойные соответственно и могут интерпретироваться как верхний и нижний пределы на функцию светимости массивных рентгеновских двойных в БМО. Как очевидно из рис. 1.7, гистограммы совпадают на светимостях LX > (2 3) · 1034 эрг/с, в то время как для менее ярких источников становятся существенными неопределенности в оптической идентификации, в результате чего гистограммы расходятся. Отметим, что верхняя гистограмма становится более крутой на малых потоках и ее наклон приближаМассивные рентгеновские двойные и АЯГ в направлении на МО ется к наклону фоновых АЯГ. Это позволяет заключить, что значительная доля источников неопределенной природы является активными ядрами галактик.

Для определения параметров функции светимости мы аппроксимировали ее степенным законом dN/dL L в диапазоне светимостей LX 2.5 · 1034 эрг/с при помощи метода максимального правдоподобия (Кроуфорд и др., 1970). Мы получили значение для дифференциального наклона = 1.280.23 ; нормировка соответствует N(> 1035 эрг/с) 5 массивным рентгеновским двойным. Как очевидно из рис. 1.7, функция светимости несколько более пологая, чем предсказания закона из работы Гримм и др. (2003) ( 1.6). Однако с точки зрения статистики значимость отклонения для светимостей LX 2.5 · 1034 эрг/с невелика.

Действительно, тест Колмогорова-Смирнова дает вероятность того, что распределение светимостей является выборкой из степенного закона с = 1.6 порядка 40%. Значимость отклонения наблюдаемой функции светимости от предсказываемой становится существенной только для нижней гистограммы во всем диапазоне светимостей рис. 1.7, pKS 1%. Однако этого тоже недостаточно для того, чтобы делать надежные заключения. Кроме того, список кандидатов в массивные рентгеновские двойные на малых потоках может быть неполон (раздел 1.3.2).

1.4.2 Функция светимости массивных рентгеновских Функции светимости кандидатов в массивные рентгеновские двойные, скорректированные на неполноту, приведены на рис. 1.7. Для того, чтобы функции отражали суммарное число источников во всей галактике, они были домножены на отношение темпа звездообразования в наблюдаемой части ММО к суммарному темпу звездообразования в нем. Верхняя и нижняя гистограммы показывают все источники из таблицы 1.3 и только надежные кандидаты в массивные рентгеновские двойные соответственно и могут интерпретироваться как верхний и нижний пределы на функцию светимости массивных рентгеновских двойных в ММО.

На рис. 1.7 также представлены функции светимости массивных рентгеновских двойных в ММО, полученные в работе Йокогава и др. (2003) по данным обсерватории ASCA и соответствующие всему Малому Магелланову Облаку.

Верхняя гистограмма на рисунке отвечает всем источникам из работы Йокогава и др. (2003) за исключением тех, что были классифицированы авторами, как остатки вспышек сверхновых, АЯГ и звезды в нашей Галактике. Нижняя гистограмма показывает распределение светимостей для кандидатов в массивные рентгеновские двойные – как подтвержденных, так и неподтвержденных. Как очевидно из рисунка, функции светимости по данным обсерваторий XMM-Newton и ASCA согласуются друг с другом. Это подтверждается и тестом Колмогорова-Смирнова (pKS 50 70%) Число массивных рентгеновских двойных в ММО

40 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

Рис. 1.8 Распределение звездных величин в V-диапазоне для массивных рентгеновских двойных в ММО. Сплошная гистограмма соответствует надежным кандидатам в массивные рентгеновские двойные из таблицы 1.3, штриховая – источникам неопределенной природы.

Заштрихованная область на рис. 1.7 показывает предсказания универсальной функции светимости (Гримм и др., 2003) и ее экстраполяцию в сторону малых светимостей. Ширина заштрихованной области отражает неопределенность темпа звездообразования в ММО (раздел 1.2.3). Как ясно из рисунка, число массивных рентгеновских двойных в ММО согласуется с верхним пределом на темп звездообразования, посчитанным по наблюдаемому темпу вспышек сверхновых и диаграммам цвет-светимость. Если же, напротив, ближе к действительности темп звездообразования, посчитанный по излучению в диапазонах ИК, УФ и линии H, то число массивных рентгеновских двойных в ММО превосходит предсказываемое приблизительно на порядок. Отметим, что анализ и интерпретация наблюдений ММО в работе Гримм и др. (2003) были основаны на темпе звездообразования, полученном по темпу вспышек сверхновых (Филипович и др., 1998).

Форма функции светимости массивных рентгеновских двойных в ММО §1.4 Массивные рентгеновские двойные и АЯГ в направлении на МО На первый взгляд форма функции светимости массивных рентгеновских двойных в диапазоне светимостей 1034 1038 эрг/с в ММО является более сложной, чем степенной закон N(> L) L0.6.

Аппроксимация функции светимости для ярких источников (LX > 2 · эрг/с) степенным законом dN/dL L при помощи метода максимального правдоподобия дает значение для наклона = 1.740.19, согласующееся с универсальным значением 0.6. Согласно тесту Колмогорова-Смирнова, наблюдаемое распределение светимостей согласуется с точки зрения статистики с универсальным распределением (pKS 17%). Это также подтверждается функцией светимости, полученной по данным обсерватории ASCA, содержащей в 3 раза больше источников.

На малых светимостях становится существенной неопределенность процедуры идентификации массивных рентгеновских двойных, поэтому необходимо рассматривать верхний и нижний пределы на функцию светимости массивных рентгеновских двойных отдельно. Верхний предел на функцию светимости согласуется со степенным законом в диапазоне светимостей LX > 1034 эрг/с с вероятностью, полученной тестом Колмогорова-Смирнова 75% и наклоном, наилучшим образом описывающим данные = 1.5 ± 0.08. Для нижней гистограммы на рис. 1.7 мы получаем во всем диапазоне светимостей наклон = 1.37 ± 0.08. Распределение согласуется со степенным законом (pKS 33%).

Аппроксимация только части этого распределения на малых светимостях (в диапазоне 1034 2 · 1035 эрг/с) дает значение наклона 1.130.13.

Таким образом, в целом функция светимости массивных рентгеновских двойных в ММО согласуется со степенным законом с наклоном 1.6. Однако по имеющимся данным сложно сделать окончательный вывод об поведении распределения на малых светимостях. Отметим, что согласно рассуждениям о числе ложных совпадений и распределению звездных величин источников (см. разделы 1.3.3 и 1.4.3), большинство источников неопределенной природы должны быть случайными пересечениями АЯГ со звездами поля. Поэтому, возможно, что нижняя граница на функцию светимости на рис. 1.7 более соответствует истине, чем верхняя и уплощение функции светимости для слабых источников действительно присутствует.

1.4.3 Оптические свойства массивных рентгеновских Распределение звездных величин для кандидатов в массивные рентгеновские двойные в ММО представлено на рис. 1.8. В распределении для надежных кандидатов в массивные рентгеновские двойные заметна бимодальность с двумя пиками вблизи mV 14.6 и mV 15.5. Для оценки статистической значимости бимодальности мы провели тест при помощи метода “bootstrap” (Сильверман, 1981). Полученная значимость невелика и не позволяет сделать однозначного заключения (вероятность того, что распределение имеет более одной моды

42 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

Рис. 1.9 Кривая logN–logS для АЯГ, полученная после удаления кандидатов в массивные рентгеновские двойные для БМО (слева) и ММО (справа). Сплошная линия показывает предсказания, полученные на основе кривой подсчета из работы Моретти и др. (2003). Две гистограммы для ММО соответствуют удалению только надежный кандидатов в массивные рентгеновские двойные и всех источников из таблицы 1.3.

97%). Причина такой бимодальности, если она действительно присутствует, неясна. Предположительно, разные моды могли бы соответствовать Ве звездам на главной последовательности и на последовательности гигантов. Однако это потребовало бы выполнения ряда дополнительных условий.

Распределение звездных величин для источников неопределенной природы отлично от распределения для надежных кандидатов в массивные рентгеновские двойные. Это согласуется с ожиданиями того, что большая часть из них является случайными совпадениями (раздел 1.3.3).

1.4.4 Активные ядра галактик в направлении на МО Большое Магелланово Облако Распределение log(N)–log(S) для фоновых АЯГ, полученное после удаления из списка рентгеновских источников кандидатов в массивные рентгеновские двойные, представлено на рис. 1.9. Разница между распределениями, полученными после удаления только надежных кандидатов в массивные рентгеновские двойные и после удаления надежных кандидатов и источников неопределенной природы, несущественна вследствие большого фоновых источников на малых потоках. Значения, приведенные ниже, соответствует второму случаю.

Мы аппроксимировали распределение в диапазоне потоков FX > 2 · эрг/с/см2 при помощи степенного закона N(> S) = k(S/S0 ), где S0 = 2 · §1.4 Массивные рентгеновские двойные и АЯГ в направлении на МО Рис. 1.10 Распределение log(N)-log(S) для рентгеновских источников в направлении на БМО. Разные гистограммы показывают распределения для всех источников (ALL), массивных рентгеновских двойных (HMXB) и АЯГ (CXB).

44 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

эрг/с/см2. Значения параметров, наилучшим образом аппроксимирующих данные: = 1.62 ± 0.08, k = 127 ± 11. Распределение потоков согласуется с данной моделью – вероятность, посчитанная методом Колмогорова-Смирнова, получается порядка 16%. Такие значения параметров согласуются с результатами работы Моретти и др. (2003): = 1.570.08, k=121+69.

Малое Магелланово Облако Распределение log(N)–log(S) для фоновых АЯГ, полученное после удаления из списка рентгеновских источников кандидатов в массивные рентгеновские двойные, приведено на рис. 1.9. Вследствие того, что число массивных рентгеновских двойных в единице телесного угла для ММО довольно велико (заметно выше, чем в БМО), дальнейшие вычисления мы проводим как удаляя только надежные кандидаты в массивные рентгеновские двойные, так и все источники из таблицы 1.3. Полученные распределения аппроксимировались в диапазоне потоков FX > 2 · 1014 эрг/с/см2 при помощи степенного закона N(> S) = k(S/S0 ), где S0 = 2 · 1014 эрг/с/см2. В случае, когда удалялись только надежные кандидаты в массивные рентгеновские двойные, мы получили наклон = 1.48 ± 0.12. Если же удалять все источники, наклон получается равным = 1.55 ± 0.13.

Мы также сравнили полученные кривые подсчета с результатами работы Моретти и др. (2003). Согласно тесту Колмогорова-Смирнова, распределение потоков источников может являться выборкой из кривой подсчета, полученной в этой работе (pKS 96% в случае, когда исключаются только надежные кандидаты и pKS 76% в случае, когда исключаются все источники из таблицы 1.3) Число источников с потоками выше 2 · 1014 эрг/с/см2, предсказываемое Моретти и др. (2003), N= 178+96, также согласуется с наблюдаемым числом источников N= 167 ± 13 (исключаются все источники из таблицы 1.3) и N= 186 ± (исключаются только надежные кандидаты).

Таким образом, можно заключить, что кривая подсчета АЯГ в направлении на Магеллановы Облака согласуется с кривыми подсчета, полученными в других обзорах.

1.5 Заключение Используя архивные данные обсерватории XMM–Newton изучены популяции рентгеновских источников в направлении на Магеллановы Облака. Суммарная площадь обзора составляет 3.8 кв. град. для БМО и 1.5 кв. град.

для ММО соответственно с пороговой чувствительностью 1014 эрг/с/см (рис.1.3), что отвечает светимости 3 4 · 1033 эрг/с. Из 460 и 196 источников, наблюдаемых в направлении на на БМО и ММО соответственно, подавляющее большинство являются активными ядрами галактик, наблюдаемыми “на просвет”. Используя звездную массу и темп звездообразования в этих галактиках, мы продемонстрировали, что популяция рентгеновских двойных доминирована массивными системами. Близость Магеллановых Облаков и угловое разрешеПриложение: Кросс-корреляция двух каталогов ние обсерватории XMM–Newton позволили на основе данных оптических и ИК каталогов идентифицировать массивные рентгеновские двойные на фоне превосходящей популяции АЯГ. Используя ожидаемые свойства оптических компаньонов массивных рентгеновских двойных, мы отобрали 28 и 50 источников в Большом и Малом Магеллановых Облаках из которых 9 и 32 источника классифицированы как надежные кандидаты в массивные рентгеновские двойные (таблицы 1.2, 1.3). Наглядно разделение рентгеновских источников на массивные рентгеновские двойные и АЯГ представлено на рис. 1.10.

Используя полученные каталоги, мы получили верхние и нижние пределы на поведение функций светимости массивных рентгеновских двойных в Магеллановых Облаках. Их обилие в БМО согласуется с предсказаниями, основанными на функции светимости массивных рентгеновских двойных, полученной в работе Гримм и др. (2003) и темпе звездообразования, полученном при помощи стандартных индикаторов, основанных на излучении в линии H, ИК и УФ диапазонах. Однако в ММО данные индикаторы предсказывают в несколько раз меньшее число систем, чем наблюдается. В то же время согласие удается восстановить, если использовать темп звездообразования, полученный из анализа диаграмм цвет-светимость и темпа вспышек сверхновых. Поведение функций светимости в целом согласуется со степенным законом с наклоном 1.6 (Гримм и др., 2003). Однако на малых светимостях нижние пределы на распределение светимостей более плоские. Причиной этого могут быть как неопределенности процедуры идентификации массивных рентгеновских двойных, так и реальный физический эффект, как описано в главе 2 диссертации.

1.6 Приложение: Кросс-корреляция двух каталогов Ниже рассмотрена задача кросс-корреляции каталогов рентгеновских и оптических источников в случае, когда только часть рентгеновских источников имеет оптические компаньоны, причем число последних заметно ниже общего числа звезд. Поиск пересечений рентгеновских источников со звездами производится внутри некоторого радиуса, называемого в дальнейшем радиусом поиска. В этом случае рентгеновские источники будут пересекаться как с истинными компаньонами, так и со случайными звездами поля. Мы показываем, что, рассматривая поведение кривой, описывающей зависимость числа совпадений от радиуса поиска, можно оценить число рентгеновских источников, имеющих истинные оптические компаньоны.

1.6.1 Случай постоянной плотности звезд поля Число пересечений рентгеновских источников с оптическими внутри радиуса поиска r складывается из числа рентгеновских источников, имеющих истинМАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО ные оптические компаньоны внутри r и числа случайных совпадений:

где N – суммарное число рентгеновских источников, М – число рентгеновских источников, имеющих оптические компаньоны, – плотность звезд поля (исключая звезды-компаньоны), (r) – распределение расстояний между рентгеновскими источниками и их оптическими компаньонами. Первое слагаемое в данном уравнении отражает число случайных совпадений, т.е. число рентгеновских источников, имеющих как минимум одну звезду поля внутри радиуса поиска. Второе слагаемое представляет собой число истинных совпадений, лежащих внутри радиуса поиска. Экспонента в нем исключает источники, которые одновременно имеют совпадение со звездой-компаньоном и звездой поля, т.к. они уже включены в первое слагаемое. Предполагая, что все рентгеновские источники имеют одну и ту же ошибку на положение и что ошибка на положение оптических звезд мала ((r) = r/ 2 · er /2 ), мы можем переписать это уравнение следующим образом:

Аппроксимируя зависимость NXmatch (r) при помощи этой формулы, можно определить число рентгеновских источников, имеющих оптические компаньоны M, плотность звезд и ошибку на положение.

1.6.2 Случай переменной плотности звезд поля В более реалистичном случае плотность звезд варьируется как от поля к полю, так и от источника к источнику. Это может привести к существенным отклонениям кривой NXmatch (r) от предсказаний формулы (1.21). Вариации плотности звезд можно частично учесть, заменяя среднюю плотность звезд в первом слагаемом в формуле 1.21 локальными плотностями звезд около рентгеновских источников. Однако плотность во втором члене напрямую рассчитать нельзя, т.к. она относится к рентгеновским источникам, имеющим реальные оптические совпадения, неизвестные нам априори. Таким образом, из формулы (1.21) получаем:

Локальные плотности i рассчитываются индивидуально для каждого рентгеновского источника. Плотность теперь представляет собой плотность звезд поля около рентгеновских источников, имеющих оптические компаньоны. Параметрами фита в этом случае являются М, ошибка на положение рентгеновских источников и плотность. Аппроксимируя зависимость NXmatch (r), используя каталог рентгеновских источников, найденных обсерваторией XMM, получаем §1.6 Приложение: Кросс-корреляция двух каталогов Рис. 1.11 Зависимость числа рентгеновских источников, имеющих пересечение со звездой от радиуса поиска и ее аппроксимация при помощи уравнения (1.22).

Отдельно показаны вклад истинных совпадений с оптическими компаньонами (штрих-пунктирная кривая) и случайных пересечений со звездами поля (штриховая кривая).

число рентгеновских источников, имеющих истинные оптические компаньоны 31, что близко к числу надежных кандидатов в массивные рентгеновские двойные в таблице 1.2 (см. рис. 1.11). Значение ошибки на положение, полученное из аппроксимации, 1.2, также близко к типичному значению ошибок для рентгеновских источников в нашем списке ( 0 2 ). Отметим также, что из формулы 1.22 следует, что вычитая первое слагаемое из зависимости NXmatch и домножая оставшуюся часть на er, можно получить зависимость числа истинных пересечений от радиуса поиска. Полученная таким образом зависимость приведена на рис. 1.12. Очевидно, что используя радиус поиска 4, мы детектируем подавляющее большинство рентгеновских источников с оптическими компаньонами.

1.6.3 Разброс в ошибках на положение рентгеновских источников Очевидно, в реалистичном случае распределение ошибок на положения рентгеновских источников не является дельта функцией, как это предполагалось выше. С учетом этого уравнение (1.22) необходимо переписать следующим

48 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

Рис. 1.12 Число истинных совпадений как функция радиуса поиска, оцененная при помощи уравнения (1.22) (раздел 1.6.2). Вертикальная линия показывает радиус поиска r=4. Ясно, что подавляющее большинство рентгеновских источников с истинными оптическими совпадениями лежит внутри радиуса поиска.

образом:

где (r, ) rer /2 – распределение расстояний между рентгеновским источником и оптическим-компаньоном для заданного, а g() - распределение ошибок на положение рентгеновских источников. Для того, чтобы показать, что разброс не изменит существенно результаты, полученные выше, мы предположили, что распределдение ошибок следует степенному закону g() в интервале = 0.2 2.3. В данном случае параметрами фита являются число М, плотность звезд и наклон. Аппроксимируя зависимость NXmatch (r) при помощи этой формулы, мы получили M=34, что хорошо согласуется с числом кандидатов в массивные рентгеновские двойные в таблице 1.2.

§1.6 Приложение: Кросс-корреляция двух каталогов Таблица 1.2. Кандидаты в массивные рентгеновские двойные в БМО Надежные(3) Прочие ист.(4) 30 Dor Комментарии: USNO-B – оптическое пересечение только со звездой каталога USNO-B; GSC – оптическое пересечение только со звездой каталога GSC; M – много непересекающихся оптических совпадений; C – сомнительные фотометрические цвета; N – возможно, не является массивной рентгеновской двойной;

1 диапазон энергий 2–10 кэВ 2 (Хаберл и др., 2003) 3 свойства оптической звезды согласуются со свойствами оптических компаньонов массивных рентгеновских двойных 4 имеющейся информации недостаточно для надежной классификации источника 5 цвет B–V из каталога Лю и др. (2000) 6 цвет B–V

50 МАССИВНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ДВОЙНЫЕ В МО

Таблица 1.3. Кандидаты в массивные рентгеновские двойные в ММО Надежные(3) Прочие ист.(4) – энергетический диапазон 2–10 кэв, предполагая расстояние 60 kpc; 2 – см. работу Хаберл и Питч (2004a) и ссылки в ней; 3 – Хаберл и др. (2004); 4 – Маджид и др. (2004); 5 – Эдж и Кое (2003); 6 – Эдж и др. (2004); – Филипович и др. (2000); 8 – Лэмб и др. (2002); 9 – Йокогава и др. (2003); 10 Кое и др. (2004); p – пульсар; em – источник имеет совпадение в каталоге Мейссониер и Аззопарди (1993); ob – классифицирован Глава Функция светимости массивных рентгеновских двойных и эффект “пропеллера” В зависимости от природы компактного объекта рентгеновские двойные можно подразделить на два класса – системы с черными дырами и системы с нейтронным звездами. Известно, что представители последнего являются существенно более многочисленными среди рентгеновских двойных нашей Галактики (Лю и др., 2000) и Магеллановых Облаков (Корбе и др., 2004). В наблюдательных проявлениях этих двух типов систем есть существенные различия, связанные с наличием у нейтронной звезды твердой поверхности и нередко сильного магнитного поля. Последний фактор особо важен для массивных рентгеновских двойных. Действительно, вследствие того, что массивные рентгеновские двойные являются молодыми объектами, типичные магнитного поля на поверхности нейтронной звезды составляют 1012 Гс. Такие поля достаточно велики, чтобы существенно изменить структуру аккреционного потока вблизи компактного объекта. В результате, в то время как в случае рентгеновских двойных с черными дырами аккреционный диск может простираться вплоть до последней устойчивой орбиты, в массивных рентгеновских двойных с нейтронными звездами аккреционный диск вблизи компактного объекта сменяется магнитосферным потоком, где вещество двигается вдоль силовых линий поля (Лэмб и др., 1973). Это служит причиной, к примеру, возникновения такого феномена, как рентгеновские пульсары в двойных системах.

Наличие около нейтронной звезды магнитосферы, вращающейся с ее угловой скоростью, может привести к ряду интересных эффектов, одним из которых является так называемый эффект “пропеллера”. Размер магнитосферы определяется соотношением между энергией магнитного поля и энергией аккрецируемого вещества, т.е. определяется темпом аккреции и магнитным полем нейтронной звезды. Каноническим значением для Rm является (например, Лэмб и др.,

52 ЭФФЕКТ ПРОПЕЛЛЕРА

1973):